CN103077965A - 一种双栅自旋场效应晶体管 - Google Patents

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张华鑫
王燕
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Abstract

本发明公开了一种新型沟道为硅的一种双栅自旋场效应晶体管，该场效应管包括：位于同一轴线上的半金属铁磁（1）、自旋随机层（2）、隧穿氧化层（3）、导电沟道（4）、源极（S）和漏极（D），位于半金属铁磁（1）、自旋随机层（2）、隧穿氧化层（3）、导电沟道（4）外周的栅氧化层（5）、金属栅（6）和栅极（G）；分别在铁磁平行与反平行的情况下，对两种输运下的输出特性、转移特性等电学特性对比分析，发现该器件拥有很高的磁阻比率，并且在铁磁平行条件下，考虑自旋散射时的输出电流要比不考虑自旋散射时的输出电流小，而在铁磁反平行的条件下，结果则与铁磁平行时的结果相反。

Description

一种双栅自旋场效应晶体管
技术领域
本发明涉及纳米自旋场效应管领域，尤其是对弹道输运、散射输运时器件的性能的对比。
背景技术
电子除了携带电荷之外, 还有另一个重要内禀属性: 自旋。但长期以来，仅仅利用了电子的电荷这一禀性, 自旋这个重要属性却常常被忽略。自旋这一新的自由度的加入，丰富了研究内容，为大量新型量子器件的诞生提供了新的源泉。
电子的自旋通常有两种取向:自旋向上和自旋向下。在传统的金属电子学中，因为在非磁性的金属中，自旋向上和自旋向下的电子数是相等的，此时自旋极化率为0，被称为电子自旋简并，所以不存在净磁矩，因此无法利用自旋来实现各种功能，正是由于这个原因，电子的自旋属性被长期忽略，导致在大多数应用中没有被加以应用。而在磁性的金属中，由于存在交换作用，不同的自旋取向的两个子带产生一定的相对位移，即交换劈裂，因此此时的自旋极化率不再为0。因为半金属铁磁(HMF)的自旋极化率很高，所以HMF常常被作为自旋注入的材料。
1990年Datta和Das 首次提出了利用电子自旋特性的新型电子器件——自旋场效应晶体管（spinFET），Datta和Das提出的spinFET是一个分水岭，是第一次利用自旋这个自由度以容易处理的方法来处理信息。从此人们开始对自旋电子器件给予广泛的关注。其基本结构是由一个电子自旋的高迁移率晶体管组成，它主要是准一维体系下研究电子的自旋输运。两端分别为源极和漏极，源极和漏极是由铁磁材料构成，分别作为spinFET的自旋极化端和检测段。源极与漏极之间是一个由门电压控制的狭窄的半导体沟道。自旋极化电子由源极进入半导体的入射方向与传输的方向是平行的，电子在通过沟道时，其自旋极化方向在运动的过程中是不断变化的，因此由于栅压的作用，电子到达漏极时自旋的方向有可能已经发生了翻转或者进动。栅压会产生一个磁场，这个磁场是由Rashba 自旋轨道相互作用产生的，它的方向与外加电场的方向以及电子运动的方向都垂直，通过调节外加栅压可以控制Rashba 自旋轨道耦合的强度α，进而可以控制电子在沟道里进动的角度，电子最终以一定的概率进入漏极（取决于进动的角度），因此通过改变栅压的方法可以调节源极到漏极间自旋电流的大小。由Datta和Das所提出的spinFET的原理可以看出，要想实现spinFET首先需要自旋的有效注入和探测。Datta和Das提出的这个模型要求的条件比较苛刻，比如：较长的自旋驰豫时间、较高的铁磁体到半导体的自旋注入效率以及门电压控制的Rashba自旋轨道耦合强度等[S. Datta, B. Das .Electronic analog of the electro-optic modulator[J]. Appl. Phys. Lett, 1990; 56: 665-667.]。后来提出的很多自旋晶体管都是在此基础上产生的。
英国剑桥大学的Jörg Wunderlich和美国得克萨斯A&M大学物理学家的Jairo Sinova等人研制出了首个能在高温条件下工作的spinFET，这个突破必将为整个半导体纳米电子学带来新气象[Jörg Wunderlich, Byong-Guk Park, Jairo Sinova, etal. Spin Hall effect transistor[J]. Science , 2010; 330 (6012): 1801-1804.]。
电子具有波粒二象性，当在量子力学的范畴里，电子可以被看作一个波。在弹道输运里，左右电极看作理想的吸收器，从两极注入的电子不会再返回器件里，而且满足相位相干的条件。在散射输运里，由于散射的作用，电子的波函数不再相位相干，此时非平衡格林函数的方法常常被用于此计算。
发明内容
技术问题： 本发明提出了一种双栅的自旋场效应晶体管结构。由于目前国内外对spinFET的仿真还处于起步阶段，且目前很少有文献涉及这类场效应管电学特性的研究，为揭示纳米尺度该类器件的量子输运特性，本发明在非平衡格林函数(NEGF)框架下，对该器件的电学特性进行了数值模拟，分别在弹道输运和散射输运去情况下计算它们能级分布、I-V特性、磁阻比率等电学特性，并把散射输运和弹道输运的电学特性进行了比较分析。本发明对揭示该spinFET的输运物理机制、改善spinFET器件结构性能提供理论依据。
技术方案：在Datta和Das所提出spinFET的理论基础上，并结合了最近国内外对spinFET的研究最新进展例如奥地利维也纳工业大学微电子研究所的D.Osintsev等人研究InAs/Si自旋场效应管时发现，如果温度不变，栅压会改变自旋轨道耦合强度，进而影响隧穿磁电阻；如果栅压不变，随着温度的增加，隧穿磁电阻会急剧减小[Hyun Cheol Koo, Jonghwa Eom, Joonyeon Chang, Suk-Hee Han. A spin field effect transistor using stray magnetic fields [J]. Solid-State Electronics,53(2009):1016–1019.]; 韩国科学技术研究所的Hyun Cheol Koo等人提出了使用杂散磁场产生的一种新型spinFET，这种spinFET自旋极化电子是通过源极的塞曼分列效应产生的，自旋的选择性传输是通过漏极的自旋过滤效果获得[D. Osintsev, V.Sverdlov, A. Makarov, and S.Selberherr.Ballistic Transport Properties of Spin Field-Effect Transistors Built on Silicon and InAs Fins. the Electrochemical[J]. Society, 2011, 1(29): 155-162.]; 解放军理工大学的杨军等人发现自旋场效应管的电导具有很好的开关特性,在有磁场时也呈现出明显的磁开关特性[杨军,蒋开明,葛传楠,张俊男.自旋场效应晶体管的原理和研究进展[J].物理与工程, 2009,(04).]; 华南理工大学的肖运昌通过研究界面势垒对电子透射率振荡变化的影响，发现一定角度入射的电子依然可以在半导体内形成共振隧穿，从而达到较强的透射情况，而电子的不同入射角度可以显著影响其自旋输运过程，在大于临界角时，电子透射率呈现为衰减传输的模式[肖运昌.扩展型Datta-Das自旋场效应管量子输运的理论研究[D].华南理工大学, 2011.]。
本发明的一种双栅自旋场效应晶体管包括：位于同一轴线上的半金属铁磁、自旋随机层、隧穿氧化层、导电沟道、源极和漏极，位于半金属铁磁、自旋随机层、隧穿氧化层、导电沟道外周的栅氧化层、金属栅和栅极；该场效应晶体管是一种双栅结构，其中用硅作为导电沟道，该导电沟道位于中间，在导电沟道的两旁为隧穿氧化层，在隧穿氧化层的两旁为自旋随机层，在自旋随机层的两旁为半金属铁磁，在半金属铁磁的两旁分别为源极和漏极；栅氧化层环绕在半金属铁磁、自旋随机层、隧穿氧化层、导电沟道外周，金属栅位于栅氧化层的外周，栅极位于金属栅上。
导电沟道和金属栅的长度相等；所述的源极和漏极均由导电金属制作；导电沟道由硅构成；隧穿氧化层、栅氧化层由氧化镁构成。
有益效果：基于量子力学非平衡格林函数方法，首次研究了此spinFET器件在弹道输运和散射输运下的能带结构、I-V特性、磁阻比率等电学特性，并把散射输运和弹道输运的电学特性进行了比较分析。结果表明，此器件有较大的磁阻比率，即该器件的磁控能力越强，即稍微改变其中一个的铁磁磁矩的方向，输出电流将会有较大的变化。这对器件控制输出电流将会有很大的作用。该器件铁磁平行条件下，考虑自旋散射时的输出电流要比不考虑自旋散射时的输出电流小，而在铁磁反平行的条件下，结果则与铁磁平行时的相反。这些数值结果对器件的优化等有一定的理论指导作用。
附图说明
图1为本发明结构示意图。
具体实施方式
本发明研究的spinFET结构如图1所示，它是一种双栅结构，其中用硅作为导电沟道。器件基本参数为：自旋随机层是为了使自旋电子提供一个随机的自旋方向。自旋从铁磁材料注入半导体的方法的实际效率通常是很低的，这是因为铁磁与半导体之间的接触存在固有电导率失配，这个问题可以通过增加隧穿氧化层方法来解决[S. Datta. Spin dephasing and "hot spins"[J]. Proceedings of the International School of Physics Fermi, 2005; 160: 1-28.]。金属栅可以控制沟道里的电子，可以通过改变栅压来控制输出电流。
该场效应管包括：位于同一轴线上的半金属铁磁1、自旋随机层2、隧穿氧化层3、导电沟道4、源极S和漏极D，位于半金属铁磁1、自旋随机层2、隧穿氧化层3、导电沟道4外周的栅氧化层5、金属栅6和栅极G；该场效应晶体管是一种双栅结构，其中用硅作为导电沟道4，该导电沟道4位于中间，在导电沟道4的两旁为隧穿氧化层3，在隧穿氧化层3的两旁为自旋随机层2，在自旋随机层2的两旁为半金属铁磁1，在半金属铁磁1的两旁分别为源极S和漏极D；栅氧化层5环绕在半金属铁磁1、自旋随机层2、隧穿氧化层3、导电沟道4外周，金属栅6位于栅氧化层5的外周，栅极G位于金属栅6上。导电沟道4和金属栅6的长度相等；所述的源极S和漏极D均由导电金属制作；导电沟道4由硅构成；隧穿氧化层3、栅氧化层5由氧化镁构成。
由于该器件沿y方向是足够大的，因此在考虑输运问题时，波函数在y方向是重复的。我们用有效质量的方法来描述能带结构，哈密顿量和薛定谔方程可以减少在纵截平面（r= (x,z))的Sturm-Liouville问题。如果忽略自旋弛豫则：
(1)
其中
Figure 201310010499X100002DEST_PATH_IMAGE004
是有效质量张量，它的对角元素为
Figure 201310010499X100002DEST_PATH_IMAGE006
和。我们假设传质（
Figure 201310010499X100002DEST_PATH_IMAGE010
），横质量（
Figure 201310010499X100002DEST_PATH_IMAGE012
）和量化质量（
Figure 201310010499X100002DEST_PATH_IMAGE014
）在每个材料里都是均匀分布的。
Figure 201310010499X100002DEST_PATH_IMAGE016
表示在
Figure 201310010499X100002DEST_PATH_IMAGE018
位置磁化强度。
Figure 201310010499X100002DEST_PATH_IMAGE020
表示为泡利自旋矩阵。并且
Figure 201310010499X100002DEST_PATH_IMAGE022
。H的特征值是总能量
Figure 201310010499X100002DEST_PATH_IMAGE024
。
Figure 201310010499X100002DEST_PATH_IMAGE026
是横向能量对应于横向模式的解决方法
Figure 201310010499X100002DEST_PATH_IMAGE028
。我们用有限差分法来表示在矩阵里的物理量。如果静电势可以被分解，则
Figure 201310010499X100002DEST_PATH_IMAGE030
。我们可以把我们的体系简化为一维的问题。
在纳米结构里，由Keldysh提出的非平衡格林函数在计算电子输运是很有用的方法。在上一章已经做了基本的推导。空间
Figure 201310010499X100002DEST_PATH_IMAGE032
包括半导体沟道区和两个半铁磁区域，其中半铁磁区分为外部作用区域
Figure 201310010499X100002DEST_PATH_IMAGE034
和内部作用区域
Figure 201310010499X100002DEST_PATH_IMAGE036
，这里只考虑
Figure 567181DEST_PATH_IMAGE036
。在本文中，
Figure 546638DEST_PATH_IMAGE036
包括半导体沟道区和两个半铁磁沟道区。如不考虑散射的作用，在
Figure 326375DEST_PATH_IMAGE036
区域的格林函数G可以写为：
Figure 201310010499X100002DEST_PATH_IMAGE038
(2)
其中
Figure DEST_PATH_IMAGE040
是接触端的自能。
Figure DEST_PATH_IMAGE042
，
Figure DEST_PATH_IMAGE044
是在z方向受限制的第j个模型的子能带。在1维体系情况下，接触端自能可以写为：
Figure DEST_PATH_IMAGE046
(3)
其中a维晶格长度，t为与相近的原子的耦合能量，,i的取值为L时代表左接触端（源极），为R时代表右接触端（漏极）。
Figure DEST_PATH_IMAGE052
为与Z轴的铁磁角度。我们规定多数的自旋电子为自旋向上，少数的自旋电子为自旋向下。
Figure DEST_PATH_IMAGE054
是在i接触端的自旋向上电子的波失，相应的能带写为
Figure DEST_PATH_IMAGE056
；类似地自旋向下的电子的波失和能带写为
Figure DEST_PATH_IMAGE058
和在铁磁里多数电子和少数电子的能带边缘的差叫做交换劈裂，
Figure DEST_PATH_IMAGE060
。I接触端的费米能表示为
Figure DEST_PATH_IMAGE062
。在HMF占据态的能带宽度为
Figure DEST_PATH_IMAGE064
。
在弹道输运的情况下，设备里的状态通过接触的方式被充满或清除。因此，他们可以定义为占有和清除函数，而在考虑散射的情况则对应入散射函数和出散射函数：
Figure DEST_PATH_IMAGE066
(4)
Figure DEST_PATH_IMAGE068
(5)
其中
Figure DEST_PATH_IMAGE070
为在i接触端的宽化函数。电子和空穴的相关函数可以定义为：
Figure DEST_PATH_IMAGE072
(6)
其中，
Figure DEST_PATH_IMAGE074
我们可以得到电子的耦合相关函数
Figure DEST_PATH_IMAGE076
。
Figure DEST_PATH_IMAGE078
(7)
聚合的填充函数可以写为：
Figure DEST_PATH_IMAGE080
(8)
其中
Figure DEST_PATH_IMAGE082
为在-1/2时的费米狄拉克积分，
Figure DEST_PATH_IMAGE084
的对角元素与在能量的电谱密度相关。只要总共的电子密度被计算出来，通过珀松方程利用自洽求解的方法可以求得电子势
Figure DEST_PATH_IMAGE088
。
因为在铁磁表面由于氧化等作用会形成一层非铁磁的物质，我们称作“磁死层”。考虑到自旋弛豫的作用，我们需要修改2式的格林函数。自旋弛豫的过程产生自自由载流子的自旋和本地极化电子的自旋的相互作用，像磁死层就是这样的情况。对于自旋相互作用的海森堡哈密顿可以写为：
Figure DEST_PATH_IMAGE090
(9)
其中s为自由电子的自旋操作符，S为本地极化电子的自旋操作符，这些都是以h为单位。当自旋=1/2时，这些操作符与 s=1/2时的泡利矩阵相关。J为它们相互作用的能量。
假设本地局域电子是大量的，这将会形成一个池的自由载流子自旋的非相干计算。这个池的状态可以由密度矩阵表示。当自旋等于1/2时：
Figure DEST_PATH_IMAGE092
(10)
其中自旋向上和自旋向下所占的比例为
Figure DEST_PATH_IMAGE094
和
Figure DEST_PATH_IMAGE096
，则
Figure DEST_PATH_IMAGE098
。在本文我们计算自旋弛豫的过程时是不改变自由载流子的能量的。在自洽玻恩近似的情况下，入散射和出散射的自能可以表示电子和空穴的相关函数。
(11)
Figure DEST_PATH_IMAGE102
(12)
其中
Figure DEST_PATH_IMAGE104
是正比于弛豫比率的能量平方的维数，它依赖于本地化自旋的数目和相互作用的能量。
Figure DEST_PATH_IMAGE106
是张量四阶指数，它提供了电子/空穴相关函数与入/出散射函数的映射。它产生了自旋算符和电极电子密度矩阵，它的具体形式和推导可以参考A.
在自旋等于1/2张量和对角密度矩阵（），可以得到具体的形式：
Figure DEST_PATH_IMAGE110
(13)
Figure DEST_PATH_IMAGE112
(14)
由于散射的作用，宽化函数为：
Figure DEST_PATH_IMAGE114
(15)
假设在不同的
Figure DEST_PATH_IMAGE116
和
Figure DEST_PATH_IMAGE118
之间没有耦合的作用，
(16)
在特定的横模
Figure DEST_PATH_IMAGE122
的非相干函数
Figure DEST_PATH_IMAGE124
(17)
因而电子和空穴的相干函数可以定义为：
(18)
为了解决在每个能量
Figure DEST_PATH_IMAGE128
和模
Figure 157803DEST_PATH_IMAGE122
的
Figure DEST_PATH_IMAGE132
和
Figure DEST_PATH_IMAGE134
自洽。这些迭代过程使得在实际的输运计算时十分困难。我们在计算输运时，我们采用了一些更加简单的方法使得更容易计算。首先我们假设弛豫比率r是能量独立的。在杂质态的自旋是非相干的，并且满足，
Figure DEST_PATH_IMAGE136
因此我们可以得到：
Figure DEST_PATH_IMAGE138
(19)
其中A是局部态密度，
Figure DEST_PATH_IMAGE140
(20)
我们假设在每一个横模
Figure DEST_PATH_IMAGE142
的局部态密度是相等的，并且只依赖于纵向能量，类似地散射自能
Figure DEST_PATH_IMAGE144
以及格林函数
Figure DEST_PATH_IMAGE146
也是相互独立的。聚合电子相关函数可以写成自洽的形式：
Figure DEST_PATH_IMAGE148
(21)
其中的
Figure DEST_PATH_IMAGE150
(22)
杂质层的散射强度被定义为
Figure DEST_PATH_IMAGE152
，a为晶格长度，也就是在我们研究里的界面厚度。对于每一个终端i，电流可以由自洽的方法求得，
Figure DEST_PATH_IMAGE154
(23)
其中
Figure DEST_PATH_IMAGE156
被定义为：
Figure DEST_PATH_IMAGE158
(24)。

Claims (2)

1. 一种双栅自旋场效应晶体管，其特征在于该场效应管包括：位于同一轴线上的半金属铁磁（1）、自旋随机层（2）、隧穿氧化层（3）、导电沟道（4）、源极（S）和漏极（D），位于半金属铁磁（1）、自旋随机层（2）、隧穿氧化层（3）、导电沟道（4）外周的栅氧化层（5）、金属栅（6）和栅极（G）；该场效应晶体管是一种双栅结构，其中用硅作为导电沟道（4），该导电沟道（4）位于中间，在导电沟道（4）的两旁为隧穿氧化层（3），在隧穿氧化层（3）的两旁为自旋随机层（2），在自旋随机层（2）的两旁为半金属铁磁（1），在半金属铁磁（1）的两旁分别为源极（S）和漏极（D）；栅氧化层（5）环绕在半金属铁磁（1）、自旋随机层（2）、隧穿氧化层（3）、导电沟道（4）外周，金属栅（6）位于栅氧化层（5）的外周，栅极（G）位于金属栅（6）上。
2. 根据权利要求1所述的一种双栅自旋场效应晶体管，其特征在于导电沟道（4）和金属栅（6）的长度相等；所述的源极（S）和漏极（D）均由导电金属制作；导电沟道（4）由硅构成；隧穿氧化层（3）、栅氧化层（5）由氧化镁构成。
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