CN104775049A - Au-Cu合金材料、包含其的纯自旋流器件及其应用 - Google Patents

Abstract

本发明公开了一种Au-Cu合金材料、包含其的纯自旋流器件及其应用。该Au-Cu合金材料的化学式为Au_aCu_100-a，17％≤a≤83％。本发明通过外禀散射机制(即通过掺杂的方式利用杂质原子散射来增强自旋霍尔效应)极大地提高了Au-Cu合金材料的自旋霍尔角，且Au-Cu合金材料还没有Pt中所存在的磁近邻效应。自旋霍尔角越大，利用纯自旋流现象工作的器件效率就越高也越节能，本发明为纯自旋流器件提供了一种新的自旋流生成材料体，且Au-Cu合金材料可以广泛地应用在基于自旋流效应的相关器件中。

Description

Au-Cu合金材料、包含其的纯自旋流器件及其应用

技术领域

本发明涉及自旋电子学技术领域，尤其是涉及一种Au-Cu合金材料、包含其的纯自旋流器件及其应用。

背景技术

自旋电子学关注自旋相关的输运特性，其中自旋极化电流扮演了重要角色。对纯自旋流，即极化率为100％的自旋极化电流的研究在近几年取得关键进展。纯自旋流能最大限度的传递自旋角动量同时将产生的焦耳热降至最低，因此可用来制造新型自旋电子学器件。目前与纯自旋流的产生和探测相关的技术主要有自旋泵浦、自旋塞贝克效应、自旋霍尔效应和逆自旋霍尔效应等，其中材料的自旋霍尔角是核心参数之一，它表征纯自旋流与电荷流相互转化的效率，自旋霍尔角越大，利用纯自旋流现象工作的器件效率就越高也越节能，因此如何提高材料的自旋霍尔角成为了首要的议题。

现有技术中已发现，作为电极的常见贵金属铂(Pt)具有很大的自旋霍尔角。在具体的材料结构中，不论作为纯自旋流的探测材料还是利用自旋转移力矩效应调控磁结构，Pt都需要与相邻的一层铁磁层(FM)共同工作，进一步的研究证明在FM/Pt的双层膜结构中与铁磁层紧邻的Pt会产生磁极化现象，即磁近邻效应，这会给材料的自旋霍尔角的测定带来麻烦。

因此需要寻找新的具有较大自旋霍尔角、且在一些方面具有比Pt更优性能的自旋流生成材料。

发明内容

本申请的发明人发现，虽然纯铜(Cu)的自旋霍尔角几乎为零，但是当将金(Au)掺杂到Cu中时，能够显著提高Cu的自旋霍尔角。并且，本申请的发明人进一步发现，Au作为一种常见贵金属在具有一定自旋霍尔角的同时完全不受磁近邻效应的影响。由此，本申请的发明人产生了将Au-Cu合金用作自旋流生成材料的技术构思。

本发明的目的旨在提供一种Au-Cu合金材料、包含其的纯自旋流器件及其应用，该Au-Cu合金材料应用于纯自旋流器件中时具有较大的自旋霍尔角且无磁近邻效应。

按照本发明的一个方面，提供了一种Au-Cu合金材料，其化学式为Au_aCu_100-a，其中，17％≤a≤83％。

进一步地，39％≤a≤61％。

进一步地，化学式为Au₆₀Cu₄₀。

按照本发明的另一个方面，还提供了一种纯自旋流器件，包括用于产生纯自旋流的自旋流生成材料体，其中，自旋流生成材料体由上述任一种的Au-Cu合金材料形成。

进一步地，自旋流生成材料体为由Au-Cu合金材料形成的薄膜。

进一步地，薄膜的厚度为1～100nm；优选为2～70nm；进一步优选为2～10nm。

进一步地，薄膜采用高真空磁控溅射法制备而成。

进一步地，Au-Cu合金材料的自旋霍尔角为0.003～0.01，优选为0.01。

按照本发明的又一个方面，还提供了一种纯自旋流器件，其包括用于产生纯自旋流的自旋流生成材料体，其中，自旋流生成材料体由Au-Cu合金材料形成。

按照本发明的再一个方面，还提供了一种Au-Cu合金材料在纯自旋流器件中的应用。

本申请的发明人惊奇地发现，Au-Cu合金材料形成的自旋流生成材料体是一种具有大自旋霍尔角的材料，并且该Au-Cu合金材料没有其他材料(如Pt)的磁近邻效应问题。本发明通过外禀散射机制(即通过掺杂的方式利用杂质原子散射来增强自旋霍尔效应)极大地提高了Au-Cu合金材料的自旋霍尔角，尤其是当Au-Cu合金材料中的Au与Cu的原子比为6:4时，合金材料的自旋霍尔角为0.01，几乎可与公认的大自旋霍尔角材料Pt(自旋霍尔角为0.013)相媲美，且Au-Cu合金材料还没有Pt中所存在的磁近邻效应。由于自旋霍尔角越大，利用纯自旋流现象工作的器件效率就越高也越节能，因此，本发明为纯自旋流器件提供了一种新的自旋流生成材料体，且Au-Cu合金材料可以广泛地应用在基于自旋流效应的相关器件中。

根据下文结合附图对本发明具体实施例的详细描述，本领域技术人员将会更加明了本发明的上述以及其他目的、优点和特征。

附图说明

后文将参照附图以示例性而非限制性的方式详细描述本发明的一些具体实施例。附图中相同的附图标记标示了相同或类似的部件或部分。本领域技术人员应该理解，这些附图未必是按比例绘制的。附图中：

图1为本发明的一个实施例中用于测试Au-Cu合金薄膜的自旋霍尔效应的样品的结构示意图；

图2为本发明的一个实施例中测试Au-Cu合金薄膜的热电压的装置结构示意图；

图3为实施例1中制备的样品的逆自旋霍尔电压值随外磁场的变化趋势示意图；

图4a-4c为测试Au-Cu合金薄膜磁电阻的装置结构示意图，其中，

4a为外场H在x轴和y轴所处平面(xy plane)内转动；

4b为外场H在x轴和z轴所处平面(xz plane)内转动；

4c为外场H在y轴和z轴所处平面(yz plane)内转动；

图5a-5b是实施例2中制备的样品的电阻随外场变化的曲线图，其中

图5a为固定磁场方向(x轴、y轴、z轴)测量电阻随磁场大小变化的曲线图；

图5b为固定磁场大小测量电阻随磁场在空间中的方向(xy平面、xz平面以及yz平面)变化的曲线图；

图6是实施例3中制备的样品的霍尔效应曲线；

图7是实施例4中制备的样品逆自旋霍尔电压与电阻率的比值关于Au₆₀Cu₄₀合金薄膜厚度变化的曲线图；

图8是实施例5中制备的样品自旋霍尔磁电阻大小关于Au₆₀Cu₄₀合金薄膜厚度变化的曲线。

具体实施方式

为了解决现有技术中存在的用于纯自旋流器件的材料中所存在的自旋霍尔角不够大且具有磁近邻效应(MPE)的问题，本发明提出了一种Au-Cu合金材料，其化学式为Au_aCu_100-a，其中，17％≤a≤83％。该材料所具有的外禀散射机制极大地提高了Au-Cu合金的自旋霍尔角，且没有磁近邻效应问题，为纯自旋流器件提供了一种新的材料，可以广泛地应用在基于自旋流效应的相关器件中。

优选地，Au-Cu合金材料的化学式为Au_aCu_100-a，其中，39％≤a≤61％。在本发明的一个较佳实施例中，Au-Cu合金材料的化学式为Au₆₀Cu₄₀。

根据本发明的另一方面，还提供了一种纯自旋流器件，包括用于产生纯自旋流的自旋流生成材料体，该自旋流生成材料体由上述任一种Au-Cu合金材料形成。自旋流生成材料体可以是由Au-Cu合金材料形成的薄膜。本发明中将Au-Cu合金材料制备成薄膜状，可以方便其性能的测量。

在本发明的一个优选实施例中，当自旋流生成材料体为由Au-Cu合金材料形成的薄膜时，薄膜的厚度可以为1～100nm。如果薄膜的厚度太薄或太厚，则会不利于信号的测量，只有当薄膜的厚度和材料的自旋扩散长度(一般约为几纳米到几十纳米)相比拟时才能很好的通过实验手段表征其自旋霍尔角。进一步优选地，薄膜的厚度为2～70nm。最优选地，薄膜的厚度为2～10nm。

在本发明的一个典型实施例中，采用高真空磁控溅射法制备Au-Cu合金薄膜。采用高真空磁控溅射法的优点是成膜速率高，基片温度低，膜的粘附性好，可实现大面积镀膜。

本发明所制备的Au-Cu合金材料的自旋霍尔角为0.003～0.01。在Au-Cu合金材料中，Au和Cu的原子比为6:4时，合金材料的自旋霍尔角为0.01，几乎可与公认的大自旋霍尔角材料Pt(自旋霍尔角为0.013)相媲美，且与Pt相比Au-Cu合金材料没有磁近邻效应。

下面结合更具体的实施例进一步说明本发明的有益效果。

实施例1

1)取厚度约为0.5mm的单晶钆镓石榴石(Gd₃Ga₅O₁₂)作为衬底。采用液相外延法(LPE)在单晶钆镓石榴石(Gd₃Ga₅O₁₂)衬底的(111)表面上生长厚度为5.5μm单晶钇铁石榴石(Y₃Fe₅O₁₂，以下称YIG)薄膜。

2)采用磁控溅射的方法在外延生长的YIG(111)表面上沉积厚度为3nm的纯Au在YIG薄膜上，从而得到一个多层膜结构的样品，记为样品a，用于测试Au-Cu合金热电压。磁控溅射的条件为：真空度为5×10^-5Pa，Ar为溅射气体，溅射气压为0.5Pa。

另外，按照上述步骤1)和2)相同的方法，分别沉积相同厚度的非磁性金属薄膜层Au₈₃Cu₁₇、Au₆₀Cu₄₀和Au₃₉Cu₆₁，从而得到三个多层膜结构的样品，分别记为样品b、样品c和样品d，均用于测试Au-Cu合金热电压。其中，每个样品的结构如图1所示，包括单晶钆镓石榴石衬底10、YIG薄膜层20和金属薄膜层30。

由于在磁控溅射生长过程中样品表面固定了掩膜版，非磁性金属AuCu薄膜呈现Hall bar的形状。测量时在AuCu薄膜的法线方向(z轴)施加一温度梯度，外磁场施加在Hall bar的短轴方向(y轴)，在长轴(x轴)方向测量电压。具体测量配置如图2所示。

由于自旋塞贝克(spin Seebeck effect)效应，在外加温度梯度的情况下，YIG薄膜中会产生沿z轴的纯自旋流并注入到相邻的非磁性金属层中，在金属薄膜中的自旋流会进一步通过逆自旋霍尔效应(inverse spin Hall effect)在x轴方向产生电压被探测到。

测试样品a(Au)、样品b(Au₈₃Cu₁₇)、样品c(Au₆₀Cu₄₀)和样品d(Au₃₉Cu₆₁)的逆自旋霍尔效应电压值随外磁场的变化关系，分别对应图3中的a、b、c和d。测量时样品的上、下表面的温度差约为13K时。

从图3b-d中可以看出，由于Au-Cu合金引入的外禀散射，三种成分的Au-Cu合金薄膜都表现出了比图3a中的Au更大的逆自旋霍尔效应电压。如图3c所示，当合金中Au和Cu的原子比为6:4时(即样品c中Au₆₀Cu₄₀)获得的增强效应最大，电压值为图3a中纯Au的3.2倍。此外从V-H曲线可以看出Au-Cu合金的自旋霍尔角与Au同号，说明外禀散射对Au的自旋霍尔角起到了增强的作用而不是抵消。

实施例2

1)取厚度约为0.5mm的单晶钆镓石榴石(Gd₃Ga₅O₁₂)作为衬底。采用液相外延法(LPE)在单晶钆镓石榴石(Gd₃Ga₅O₁₂)衬底的(111)表面上生长厚度为5.5μm单晶钇铁石榴石(Y₃Fe₅O₁₂，以下称YIG)薄膜。

2)采用磁控溅射的方法在外延生长的YIG(111)表面上沉积厚度为5.5nm的Au₆₀Cu₄₀合金材料在YIG薄膜上，从而得到一个多层膜结构的样品，用于测试Au-Cu合金磁电阻。磁控溅射的条件为：真空度为5×10^-5Pa，Ar为溅射气体，溅射气压为0.5Pa。

由于在磁控溅射生长过程中样品表面固定了掩膜版，非磁性金属AuCu薄膜呈现Hall bar的形状。采用四探针法测量薄膜电阻，电流沿x轴方向，而在Hall bar的两短轴之间测量电压。当固定磁场方向测量电阻随磁场大小的变化关系时，主要有三种典型的方式，即外场H沿x轴(longitudinal)、沿y轴(transverse)和沿z轴(polar)三个方向。当固定外磁场大小(足够大使得YIG的磁距M始终与外场H同向)考察电阻随H在空间中的方向变化时，也有三种特殊的情形，即H在x轴和y轴所处平面(xy plane)、x轴和z轴所处平面(xz plane)以及y轴和z轴所处平面(yz plane)内转动，相关角度如图4a-4c所示。

采用四探针法测定上述样品的电阻随外场变化的曲线，如图5a-5b所示。由于YIG是铁磁绝缘体，样品的电阻由非磁合金薄膜Au₆₀Cu₄₀表达。图5a即固定磁场方向测量电阻随磁场大小的变化关系时，主要有三种典型的方式，即外场H沿x轴(longitudinal)、沿y轴(transverse)和沿z轴(polar)三个方向。图5b即固定外磁场大小(足够大使得YIG的磁距M始终与外场H同向)考察电阻随H在空间中的方向变化时，也有三种特殊的情形，即H在x轴和y轴所处平面(xy plane)、x轴和z轴所处平面(xz plane)以及y轴和z轴所处平面(yz plane)内转动

在longitudinal、transverse和polar三个方向的R-H曲线中，电阻值表现出了受YIG磁化调控的特点，由于Au₆₀Cu₄₀是非磁性薄膜，并且不存在磁近邻效应，样品表现出的是自旋霍尔磁电阻(spin Hall magnetoresistance，以下称SMR)现象。在铁磁性材料/非磁性金属的双层薄膜体系中，由于自旋霍尔效应和逆自旋霍尔效应的共同作用，非磁性金属层的电阻会受到邻近的铁磁层磁矩方向的影响。

具体地，在图4的坐标系中，非磁性层电阻可表达为：

R≈R₀+△R(1-m_y ²)

其中，m_y代表铁磁层磁矩单位矢量在y轴方向的投影。由于ΔR为正值，磁矩与y轴垂直时的电阻最大，平行时的电阻最小。所以在图5a中的R-H曲线中，longitudinal和polar配置的样品电阻在YIG达到磁化饱和后要大于transverse配置中的值。样品在磁场转角的测试中表现出了十万分之五的SMR值，并且有上式中关于角度的余弦平方的关系。当外磁场在xz平面内转动时，由于m_y始终为零，则样品保持高电阻值不变。

从实施例2中可以看出，样品表现出的磁电阻行为符合自旋霍尔磁电阻的特点，而自旋霍尔磁电阻是材料具有自旋霍尔角的直接结果。

实施例3

采用与实施例2中相同的方法得到含有Au₆₀Cu₄₀合金薄膜的厚度为2.5nm的多层膜结构样品。采用多功能物性测量系统(PPMS)测定该样品的霍尔效应曲线，如图6所示。虽然关于SMR的理论预言了一种新的自旋霍尔反常霍尔效应(spin Hall AHE)，但与Au的情形相同，Au-Cu合金也只表现了正常霍尔效应而没有反常霍尔的信号，低温下(10K)的测量结果也表明了这一特点。一般认为反常霍尔效应是与铁磁性密切相关的物理量，本实施例的证据一方面表明SMR的理论可能有瑕疵，另一方面间接表明Au-Cu合金是非常纯净的不含磁近邻效应的大自旋霍尔角材料。

实施例4

采用与实施例2中相同的方法得到含有Au₆₀Cu₄₀合金薄膜的厚度为2.5nm的多层膜结构样品。测定逆自旋霍尔电压与电阻率的比值关于Au60Cu40合金薄膜厚度变化的曲线，如图7所示。

有文献[D.Qu et al,Phys.Rev.B 89,140407(R)(2014)]指出在热注入自旋流方案中逆自旋霍尔电压与非磁金属层厚度t有关系：

△Vth(t)＝2[CL▽T][ρ(t)θ_SH][(λ_SF/t)tanh(t/2λ_SF)]

其中△Vth(t)表示热电压(逆自旋霍尔电压)，C是自旋流注入系数，L是Hall bar长轴长度，▽T为温度梯度，ρ是Au₆₀Cu₄₀合金薄膜电阻率，θ_SH和λ_SF分别代表Au₆₀Cu₄₀的自旋霍尔角和自旋扩散长度。

用此公式对实验数据进行拟合，如图7所示，可得到Au₆₀Cu₄₀的自旋扩散长度λ_SF＝4.65nm，远小于Au的数值，因此，自旋扩散长度小也间接证明自旋霍尔角大。

实施例5

采用与实施例2中相同的方法得到含有Au₆₀Cu₄₀合金薄膜的多层膜结构样品。采用四探针方法测定样品SMR大小关于Au₆₀Cu₄₀合金薄膜厚度变化的曲线，如图8所示。

理论指出，当在自旋流作为自旋转移力矩(STT)被YIG完全吸收的极限情况下(这种理想情况与实际的YIG/贵金属双层膜很接近，即Gr>>σ/(2λ)，自旋霍尔磁电阻(SMR)大小可表达为：

${\left(\frac{\mathrm{\Δ\ρ}}{\mathrm{\ρ}}\right)}_{\mathrm{SMR}}\≈{{\mathrm{\θ}}_{\mathrm{SH}}}^2\frac{\mathrm{\λ}}{d_N}\tanh \frac{d_N}{\mathrm{\λ}}{\tanh }^2\frac{d_N}{2\mathrm{\λ}}$

其中，d_N表示非磁性金属层(Au₆₀Cu₄₀)的厚度。

利用实施例4中的自旋扩散长度λ_SF＝4.65nm，可以算出Au₆₀Cu₄₀的自旋霍尔角θ_AuCu≈0.01，约为文献报道的Au的(θ_Au≈0.003)数值的3倍，几乎可以与Pt(θ_Pt≈0.013)相媲美。

实施例6-9

采用与上述相同的方法，计算出样品b(Au₈₃Cu₁₇)和样品d(Au₃₉Cu₆₁)的自旋霍尔角θ_AuCu，具体见表1。

表1

从表1中可以看出，本发明的Au-Cu合金材料由于具有大自旋霍尔角，且没有其他材料(如Pt)的磁近邻效应问题。尤其是当合金材料为Au₆₀Cu₄₀时，其自旋霍尔角为0.01，几乎可与公认的大自旋霍尔角材料Pt(自旋霍尔角为0.013)相媲美，且没有磁近邻效应。为纯自旋流器件提供了一种新的材料，且该Au-Cu二元合金材料可以广泛地应用在基于自旋流效应的相关器件中。

至此，本领域技术人员应认识到，虽然本文已详尽示出和描述了本发明的多个示例性实施例，但是，在不脱离本发明精神和范围的情况下，仍可根据本发明公开的内容直接确定或推导出符合本发明原理的许多其他变型或修改。因此，本发明的范围应被理解和认定为覆盖了所有这些其他变型或修改。

Claims (10)

1.一种Au-Cu合金材料，其化学式为Au_aCu_100-a，其中，17％≤a≤83％。

2.根据权利要求1所述的Au-Cu合金材料，其特征在于，39％≤a≤61％。

3.根据权利要求2所述的Au-Cu合金材料，其特征在于，所述化学式为Au₆₀Cu₄₀。

4.一种纯自旋流器件，包括用于产生纯自旋流的自旋流生成材料体，其中，所述自旋流生成材料体由权利要求1-3中任一项所述的Au-Cu合金材料形成。

5.根据权利要求4所述的纯自旋流器件，其特征在于，所述自旋流生成材料体为由所述Au-Cu合金材料形成的薄膜。

6.根据权利要求5所述的纯自旋流器件，其特征在于，所述薄膜的厚度为1～100nm；优选为2～70nm；进一步优选为2～10nm。

7.根据权利要求5-6中任一项所述的纯自旋流器件，其特征在于，所述薄膜采用高真空磁控溅射法制备而成。

8.根据权利要求4-7中任一项所述的纯自旋流器件，其特征在于，所述Au-Cu合金材料的自旋霍尔角为0.003～0.01，优选为0.01。

9.一种纯自旋流器件，包括用于产生纯自旋流的自旋流生成材料体，其中，所述自旋流生成材料体由Au-Cu合金材料形成。

10.Au-Cu合金材料在纯自旋流器件中的应用。