CN112335063B - 单个磁性层微波振荡器 - Google Patents
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Abstract
提供了用于在单个磁性层中生成电压和/或电流振荡的方法和系统。方法包括在纵向方向上向层施加直流电压/电流；以及形成在一对纵向电压引线之间的纵向电压和/或在一对横向电压引线之间的横向电压。磁性层包括具有第一磁性亚晶格和第二磁性亚晶格的亚铁磁性或反亚铁磁性材料，其中，第一亚晶格是主导亚晶格，使得费米能级处的载流子主要来源于主导亚晶格，并且费米能级处的载流子是自旋极化的。在一些实施例中，主导载流亚晶格可以缺乏反演对称性。
Description
技术领域
本公开总体上涉及用于在固态器件中生成微波频率信号的方法和系统。具体地但非排他地，本公开涉及从单个磁性层生成微波电压或充电电流振荡的方法。
背景技术
振荡电信号(例如，电压或电流)的灵活生成是信息技术和通信(ITC)的基本构成要素。现代无线通信涉及通过宽带调制射频(RF)或微波频率(MF)信道的数据传输。这涉及高频RF/MF载波信号的生成，该载波信号的参数(即，幅度频率和相位)根据旨在由载波信号传输的数据进行调制。高频信号通常由局部振荡器生成，例如压控半导体振荡器(VCO)，其谐振频率(resonant frequency)可以通过输入电压而控制在一定范围内。VCO通常包括具有低于预期操作频率的自然谐振频率的晶体(crystal)，该晶体由半导体放大器、电阻器和压控二极管电容器(可变电容器)的网络进行辅助以实现足够的功率和频率捷变。然而，现代振荡器技术不能容易地生成和检测在微波和红外光之间的光谱范围内的辐射。常规微波技术达到至多100GHz，而光学技术覆盖高于30THz的频率。尽管付出了巨大的努力，但是不存在0.3至30THz之间的该“太赫兹空隙”中的高效、廉价且芯片上技术。
一种有可能填补太赫兹空隙的新兴技术是自旋电子器件，例如自旋转移转矩(STT)纳米振荡器，由此可以通过多层磁性结构中的电流诱导的磁化进动(current-induced magnetization precession)来生成微波和潜在的太赫兹电压。图1示出了典型的STT振荡器100的示意图，该STT振荡器100包括相对较厚的磁性参考层110(其充当自旋极化器)、非磁性分隔层120和相对较薄的磁性“自由”层130。在足够大的施加DC电流JDC下，由从参考层110发射的自旋极化电流携带的角矩(angular moment)在通过分隔层120传输时，在自由层130的磁化强度(magnetisation)矢量M2上施加了足够的转矩(torque)(即，STT)，以补偿自由层130中的磁阻尼损耗并维持自由层130中的持续磁化进动。多层堆叠100经由在非磁性层120是金属的情况下的巨磁阻(GMR)效应或在非磁性层120是电介质的情况下的隧穿磁阻(TMR)效应所得的时变电阻将磁化进动转变成微波电压振荡。
与传统的VCO相比，STT振荡器展现出许多理想的特性，例如与标准硅技术的集成更容易、尺寸更小以及成本更低。然而，对多层磁性结构的要求以及对良好控制界面的需要使制造过程复杂化。
能够操纵单个磁性层的磁化的另一种电流驱动机制是自旋轨道转矩(SOT)效应，其中传导电子在缺乏反演对称性的材料中的电流诱导的自旋极化使得将转矩施加至局部磁化。已经在铁磁体(ferromagnet)和反铁磁体(antiferromagnet)中预测和测量了SOT，从而开拓了在磁性振荡器中的广泛用途和应用。
考虑到前述内容，已经设计了本公开的方面和实施例。
发明内容
根据本发明的一个方面，提供了一种在单个磁性层中生成电压和/或电流振荡的方法。磁性层在厚度方向上具有厚度。方法包括在垂直于厚度方向的纵向方向上向层施加直流电压和/或电流。方法还可以包括形成、创建和/或测量在一对纵向电压引线之间的纵向电压和/或在一对横向电压引线之间的横向电压。磁性层可以是或者包括具有第一磁性亚晶格(sub-lattice)和第二磁性亚晶格的亚铁磁性(ferrimagnetic)材料或反铁磁性(antiferromagnetic)材料，其中，第一亚晶格是主导(dominant)亚晶格，使得费米能级(Fermi energy)处的载流子主要源自主导亚晶格。材料的费米能级处的载流子可以自旋极化。
第一亚晶格和第二亚晶格可以具有有序的非共线磁性结构，使得第一亚晶格和第二亚晶格的局部磁矩(magnetic moment)之间的(极)角在层中是均匀的，并且第一亚晶格的局部磁矩相对于第二亚晶格的局部磁矩的方向的方位角(azimuthal angle)沿着一个或多个空间方向周期性地变化。这可以产生磁性织构(texture)。磁性结构或织构的波长可以长于材料中载流子的费米波长。主导载流亚晶格可以缺乏反演对称性(inversionsymmetry)。
可替代地，第一亚晶格和第二亚晶格可以具有无序的非共线磁性结构，使得第一亚晶格和第二亚晶格的局部磁矩之间的(极)角在层中是均匀的，并且方位角在层中是不均匀的和/或随机的，并且主导载流亚晶格缺乏反演对称性。
可替代地，第一亚晶格和第二亚晶格可以在低于第一阈值电流密度的电流密度下具有共线磁性结构，并且主导载流亚晶格缺乏反演对称性。
在亚铁磁性材料或反铁磁性材料是非中心对称的和/或缺乏反演对称性的情况下，电流可以诱导自旋极化。从电流到磁化的自旋角动量(angular momentum)转移在载流主导亚晶格的局部磁矩上施加“自旋轨道”转矩。处于或高于第一阈值电流密度的电流密度可以诱导第一亚晶格和第二亚晶格的自旋转矩诱导的非共线性。
穿过材料施加的DC电流在材料中诱导空间均匀的磁化强度进动，这显现为时变电导率。振荡电导率可以通过各向异性磁阻效应来显现。可替代地或另外，振荡行为可以通过反常霍尔效应(Hall effect)来显现。磁化强度进动可以在高于第二阈值电流密度的电流密度下显现。
方法还可以包括施加处于或高于第二阈值电流密度的直流电压或电流。在材料中诱导磁化强度进动和/或电导率振荡所需的第二阈值电流密度可以是104-107A/cm2的数量级。可替代地，在材料中诱导磁化强度进动和/或电导率振荡所需的第二阈值电流密度可以是105-107A/cm2、106-107A/cm2或106-108A/cm2的数量级。
自旋轨道转矩可以包括类场(反作用)转矩和类阻尼(耗散)转矩。第二阈值电流密度可以提供足以克服磁性层的面内各向异性的反作用转矩。第二阈值电流密度可以提供足以克服或补偿吉尔伯特(Gilbert)阻尼α(磁化耗散)的耗散转矩。
在第一亚晶格和第二亚晶格具有无序的非共线磁性结构，使得第一亚晶格和第二亚晶格的局部磁矩之间的(极)角在层中是均匀的，并且方位角在层中是不均匀的和/或随机的，并且主导载流亚晶格缺乏反演对称性的情况下，或者在第一亚晶格和第二亚晶格在低于第一阈值电流密度的电流密度下具有共线磁性结构并且主导载流亚晶格缺乏反演对称性的情况下，电流诱导的自旋轨道相互作用能(current-induced spin-orbit-interaction energy)可以是第一非共线激发态的能量的至少50％。
磁性层可以包括具有第一原子种类和第二p区原子种类的材料，或者由具有第一原子种类和第二p区原子种类的材料构成。p区原子种类可以是Ga、Ge、Sn、B、Si、Al、In、Pb。
一个亚晶格可以包括具有高Z数的原子。例如，第一亚晶格可以包含具有高Z数的原子。例如，原子可以具有至少与Ga一样高的Z数(Z＝31)。
在第一磁性亚晶格和第二磁性亚晶格具有无序的非共线磁性结构，使得第一亚晶格和第二亚晶格的局部磁矩之间的(极)角在层中是均匀的，并且方位角在层中是不均匀的和/或随机的，并且主导载流亚晶格缺乏反演对称性的情况下，或者在第一亚晶格和第二亚晶格在低于第一阈值电流密度的电流密度下具有共线磁性结构并且主导载流亚晶格缺乏反演对称性的情况下，主导亚晶格可以展现出至少100meV的自旋轨道分裂能(spin-orbitsplitting energy)。
可替代地，主导亚晶格(或次要亚晶格)可以展现出至少150meV、200meV或250meV的自旋轨道分裂能。可替代地，主导亚晶格(或次要亚晶格)可以展现出在范围50-100meV、100-150meV、150-200meV、或所述范围的任何子范围或组合内的自旋轨道分裂能。
诱导自旋转矩诱导的非共线性所需的第一阈值电流密度可以是104-105A/cm2或105-106A/cm2或104-106A/cm2的数量级。
振荡的频率可以在基本上0.1至1THz、或0.1至3THz、或0.1至10THz、或1至3THz、或3至10THz的范围内。
材料可以展现出约0.01的吉尔伯特阻尼因子。材料可以展现出小于0.01的吉尔伯特阻尼因子。材料可以具有小于0.05、0.04、0.03、0.02、0.008或0.006的阻尼因子。
在第一亚晶格和第二亚晶格具有无序的非共线磁性结构，使得第一亚晶格和第二亚晶格的局部磁矩之间的(极)角在层中是均匀的，并且方位角在层中是不均匀的和/或随机的，并且主导载流亚晶格缺乏反演对称性的情况下，涉及自旋翻转的亚晶格间散射(inter-sub-lattice scattering)的概率可以大于不涉及自旋翻转的亚晶格间散射的概率。
材料可以具有比至少一个亚晶格内(属于相同亚晶格的邻近自旋)交换参数弱的亚晶格间(属于不同亚晶格的邻近自旋)交换参数。
方法还可以包括在一对横向电压引线之间形成电短路。
磁性层可以是或包括亚铁磁体，和/或展现出亚铁磁性行为。另外地或可替代，磁性层可以是或包括半金属亚铁磁体。
磁性层可以展现出至少50％的自旋极化。磁性层可以展现出至少60％、65％、70％、75％、80％、85％、90％或95％的自旋极化。磁性层可以展现出接近100％自旋极化。任选地或优选地，磁性层在300卡尔文下展现出至少50％、60％、65％、70％、75％、80％、85％、90％或95％的自旋极化。
用于磁性层的合适材料可以包括但不限于MnRuGa(MRG)、Mn2FeGa、和Mn3-xGa(x在范围0至1内)。磁性层可以是或包括Mn2RuxGa，其中x可以在范围0.4-0.6、或0.4至0.7内，例如x可以为约0.4、0.45、0.5、0.55、0.6、0.65或0.7。
磁性层可以展现出具有特征织构波长的磁性织构。磁性织构可以是在磁性层中的载流子的费米波长的尺度上平滑的，使得织构波长大于费米波长。
载流子的费米波长可以为约0.1-1nm。磁性织构波长可以在范围1-1000nm内。磁性织构波长可以在范围1-100nm、100-200nm、200-300nm、300-400nm、400-500nm、500-600nm、600-700nm、700-800nm、800-900nm、900-1000nm、或所述范围的任何子范围或组合内。
磁性织构波长可以等于第一亚晶格的局部磁矩的方位角沿着一个或多个空间方向的变化周期。织构波长可以是5-10个晶胞参数(unit cell parameter)、100-200个或100-1000个晶胞参数。
振荡电流和/或电压的频率可以在范围1GHz-300 GHz、300-1000GHz、1000-3000GHz、3-10THz或所述范围的任何子范围或子范围组合内。
横向电压与材料或磁性层的厚度成反比。材料的厚度可以在范围10-100nm或10nm至500nm、或10nm至1000nm内。材料的宽度可以在范围500nm-10微米或500nm至100微米内。最大热功率耗散与材料的横截面成比例，直至电子散射长度的极限(约10nm)。
方法可以包括向磁性层施加等于或大于第二阈值电流密度(该第二阈值电流密度大于第一阈值)的电流密度，以补偿或克服吉尔伯特阻尼。
根据本发明的第二方面，提供了一种包括用于根据第一方面的方法生成电压和/或电流振荡的器件的系统。
器件可以包括单个磁性层，在垂直于层的厚度方向的纵向(面内)方向上穿过该单个磁性层施加电流或电压。器件可以包括一对纵向电压引线和/或横向电压引线，该一对纵向电压引线和/或横向电压引线用于测量沿着和/或跨越磁性层形成的相应的纵向电压和/或横向电压。器件可以包括一对偏置引线，用于用偏置电压和/或电流对信号磁性层加偏压。
磁性层可以是或包括具有第一磁性亚晶格和第二磁性亚晶格的亚铁磁性或反亚铁磁性(antiferrimagnetic)材料。第一亚晶格可以是主导亚晶格，使得费米能级处的载流子主要源自主导亚晶格，并且费米能级处的载流子是自旋极化的。主导载流亚晶格可以缺乏反演对称性。
第一亚晶格和第二亚晶格可以具有有序的非共线磁性结构，使得第一亚晶格和第二亚晶格的局部磁矩之间的(极)角在层中是均匀的，并且第一亚晶格的局部磁矩相对于第二亚晶格的局部磁矩的方向的方位角沿着一个或多个空间方向周期性地变化，从而产生磁性织构。磁性结构的波长可以长于费米波长。
可替代地，第一亚晶格和第二亚晶格可以具有无序的非共线磁性结构，使得第一亚晶格和第二亚晶格的局部磁矩之间的(极)角在层中是均匀的，并且方位角在层中是不均匀的和/或随机的。主导载流亚晶格可以缺乏反演对称性。
可替代地，第一亚晶格和第二亚晶格可以在低于第一阈值电流密度的电流密度下具有共线磁性结构。主导载流亚晶格可以缺乏反演对称性。
系统可以包括用于向器件施加电压和/或电流的装置。例如，系统可以包括功率源，例如电池或电压/电流源。
系统可以包括用于测量纵向电压和/或横向电压的装置。例如，系统可以包括耦合至电压引线和/或偏置引线的电压测量单元和/或电流测量单元。
系统还可以包括用于从纵向电压和/或横向电压提取所生成的电压和/或电流振荡的装置。用于提取所生成的电压和/或电流振荡的装置可以是或包括耦合至纵向电压引线和/或横向电压引线的偏置器。可替代地或另外，装置可以是或包括耦合至纵向电压引线和/或横向电压引线中的一者或多者的电容器。
磁性层可以是或包括亚铁磁体和/或半金属亚铁磁体。磁性层可以是或包括MnRuGa、MnFeGa或MnGa。
振荡的频率可以在基本上0.1至1THz、或0.1至3THz、或0.1至10THz、或1至3THz、或3至10THz的范围内。
在本发明的分开方面和实施例的上下文中所描述的特征可以一起使用和/或可互换。类似地，在出于简洁目的而在单个实施例的上下文中描述特征的情况下，这些特征也可以分开地或以任何合适的子组合来提供。结合器件描述的特征可以具有相对于(一个或多个)方法可定义的相应特征，并且具体地设想了这些实施例。
附图说明
为了可以良好地理解本发明，现将参照附图仅以举例的方式讨论实施例，其中：
图1示出了本领域中已知的典型自旋转移转矩振荡器的示意图；
图2示出了具有共线磁性结构的亚铁磁体的示意图；
图3示出了亚铁磁体的状态密度的示意图；
图4a示出了在亚铁磁体中的不同位置处的亚铁磁体的两个亚晶格的磁化强度的相对取向的示例；
图4b示出了与图4a所示的磁化强度相关联的相应磁性织构；
图5示出了示例单层振荡器；
图6示出了示例单层MRG霍尔结构；
图7示出了MRG的晶体结构；
图8a示出了任选的外部磁场相对于用于图6的结构的坐标系的方向；
图8b示出了作用在亚晶格磁化强度上的自旋轨道转矩分量的两个主要分量的方向；
图9a-图9d示出了图6的MRG结构的纵向电导率和横向电导率的温度依赖性的实验数据；
图10a和10b分别示出了实验确定的和建模的横向电压的三次谐波对面内磁场的依赖性的曲面图及其2D图像图；
图10c和10d分别示出了横向电压的二次谐波对交流电流和直流电流的依赖性；
图11a示出了对于图6的结构，在施加了面内磁场的情况下，磁化强度矢量的面外分量的磁滞回线(hysteresis loop)；
图11b示出了有效磁场对磁化强度矢量的面外分量的依赖性；
图11c示出了方位角独立有效磁场对图6的器件中的施加电流的依赖性；并且
图12示出了相对于电流有效场的非线性(表示为有效非线性电感)对施加的电流和面内磁场的方位角的依赖性的曲面图及其2D图像图。
具体实施方式
现有的自旋转移转矩(STT)器件需要具有非共线磁化强度结构、由非磁性分隔层隔开的至少两个分开的磁性层，以生成磁转矩并改变磁性层的磁化强度，例如自旋阀(GMR)和磁性隧道结(TMR)。如图1所示，在用电压VDC对STT器件100加偏压时，电流JDC穿过结构100，从磁性参考层110(在该磁性参考层110中，电流变为自旋极化(具有与磁化强度M1对齐的自旋))开始，并且进入磁性自由层130中。从磁性参考层100发出的自旋极化电流将自旋角动量转移至自由层130，从而在自由层130的磁化强度M2上产生与JDC成比例的自旋转移转矩，在STT补偿或克服了自由层130中的磁阻尼(吉尔伯特阻尼)时，这可以改变自由层130的磁化强度矢量M2和/或诱导磁化进动。诱导磁化强度切换和/或磁化强度进动所需的典型电流密度为约107A/cm2的数量级。可以通过利用诸如巨磁阻(GMR)或隧穿磁阻(TMR)之类的磁阻效应来检测所得的磁化强度的变化。
还可以基于自旋轨道相互作用(SOI)根据另一个电流驱动机制在单个磁性层中产生磁转矩。称为自旋轨道转矩(SOT)的这种效应是由于自旋轨道有效净磁场BSO所致，从而产生与磁性层的局部磁化强度m非共线的电流诱导的自旋累积(在动量空间中)。因此，与STT相比，SOT不依赖于两个非共线的独立铁磁性层110、130。
电流诱导的SOI效应出现在下列材料(磁性和非磁性)中，该材料(磁性和非磁性)缺乏反演对称性，例如体反演不对称性(BIA)(例如，在闪锌矿晶体结构中，其中这是局部有序和晶体电势的特征)；或缺乏结构的宏观静电势的反演对称性，称为结构反演不对称性(SIA)(例如，在二维层和/或异质结构中)。反演不对称性提升了传导电子的轨道简并性(orbital-degeneracy)，并且产生自旋分裂(经由SOI)，这取决于电子波矢量k的方向。类比于塞曼(Zeeman)效应，可以将k依赖性SO自旋分裂视为由k依赖性有效SO场BSO(k)(其大小与SOI的强度成比例)导致。自旋取向与BSO(k)对齐。对于二维层中的SIA的情况，BSO(k)指向横向于k的方向，该方向本身被限制在结构平面内。在平衡状态(J＝0)处，在费米能级处在k上求平均的BSO(k)为零，因为平均k为零。然而，在非平衡条件(|J|>0)下，平均k为非零值且与J成比例，从而产生指向横向于J的方向的净BSO(k)。这产生与J和SOI的强度成比例的净空间均匀自旋累积<δσ>(在k空间中的横向累积)。
上述电流诱导的自旋累积发生在具有SOI的磁性材料和非磁性材料两者中。在磁性材料的情况下，BSO(k)不一定取决于局部磁化强度m的方向。尽管在平衡状态下电子自旋趋于与m对齐，但非共线电流诱导的自旋累积<δσ>可以在m上施加转矩(SOT)(即，在3d巡游铁磁体中通过s-d交换相互作用)，这可以诱导磁性材料的磁化强度转换。具有高SOI的候选磁性材料可能依赖于高Z数原子，或者依赖于足够低的晶体对称性(如例如由p型杂化诱导的)。
已证明SOT在单层反铁磁性金属和稀铁磁性半导体中诱导磁化强度转换。然而，单个铁磁性或亚铁磁性层中的SOT效应尚未显示出诱导磁化强度进动(或持续磁振荡)。
根据本公开的一个方面，在此，通过利用特定的亚铁磁体或反铁磁体的不寻常特性在单个磁性层中实现了在STT振荡器的标准情况下由复杂磁性层堆叠提供的功能。
在单个亚铁磁性或反铁磁性层中生成持续磁振荡和振荡电导率(电压和/或电流)的关键要求是：费米能级处或附近的载流子(i)高度自旋极化，并且(ii)主要源自磁性亚晶格之一(参见下文)。
图2示出了共线有序亚铁磁性层200的磁性结构的简化示意图。磁性离子的局部磁矩m用箭头(其长度表示大小)绘示。亚铁磁性层200包括磁性离子的两个(或更多个)互穿亚晶格A和B。两个亚晶格A、B的磁矩基本上彼此反平行对齐，即，反铁磁耦合。然而，与反铁磁体不同，亚铁磁性层200的每个亚晶格A、B在晶体学上是不等同的，也就是说，与亚晶格B上的磁性离子相比，亚晶格A上的磁性离子可以具有不同的化学元素或位于不同的晶体学位置处。这样，每个亚晶格A和B上的磁矩可以具有不相等的大小，从而产生亚铁磁性层200的净磁化强度。尽管每个亚晶格A、B上的磁矩mA、mB通常大小不相等，但可以根据温度和其他因素进行补偿。
穿过亚铁磁性层200的电传输可以从现象学上根据下列内容进行描述：用于具有电导率σ↑的多数自旋电子(平行于主导亚晶格的磁化强度)和具有电导率σ↓的少数自旋电子(反平行于主导亚晶格的磁化强度)的分开独立的传导通道，产生总电导率σ＝σ↑+σ↓(其中σ↑≠σ↓)。由于亚晶格A和B的晶体学差异，费米能级处的每个自旋通道的状态密度(DoS)不相等。这样，穿过亚铁磁性层200的充电电流是高度自旋极化的(类似于铁磁性层中的电流)。
亚晶格A、B中的每一者都有助于电子带结构和DoS，然而，与在简单的反铁磁体的情况下不同，亚晶格A的DoS不仅仅是亚晶格B的DoS的自旋反射。作为结果，费米能级处的DoS可以部分或完全由亚铁磁性层200的两个磁性亚晶格A、B之一主导。当DoS在费米能级处由亚晶格A、B之一主导时，导带可以通过单一有效自旋极化载子(一个自旋通道)描述。换句话说，流过亚铁磁体的载流子仅有效地“看见”主导亚晶格，或者表现得好像只存在主导亚晶格一样。
具有破坏的反演对称性的亚铁磁性、高度(完全)自旋极化材料的示例是Mn2RuxGa[H.Kurt等人,物理评论快报(Physical Review letters)112,027201(2014)]。Mn2RuxGa满足展现出SOT效应的要求。Mn2RuxGa中存在的较大的磁晶各向异性和局部反演对称性的缺少意味着相当大的SOT，这在下面的实验部分得到了证明。
图3示出了Mn2RuxGa的示例DoS，其中每个自旋通道的DoS用向上和向下箭头指示(改编自H.Kurt等人,物理评论快报(Physical Review letters)112,027201(2014))。白色数字指示每个自旋通道的电子占有率(即每个通道中自旋群体的指示)。
示例材料Mn2RuxGa是一种亚铁磁性半金属，对于一个自旋通道(在该示例中为自旋向下)在DoS中具有间隙Δ。该图解显示通过改变Ru含量x，可以将费米能级EF调整为位于间隙内，在该间隙中材料将被完全自旋极化(即，费米能级处的所有载流子均源自一个自旋带)。合适的Ru含量x位于在基本上0.4至0.7之间的范围内。
某些亚铁磁体可能具有非共线磁性结构和/或展现出磁性织构。图4a示出了根据第一实施例的具有非共线磁性结构的亚铁磁性层300的示例。每个相应的亚晶格A、B的局部磁矩mA、mB沿着y轴显示在不同位置处，为简化附图，亚晶格A的局部磁化强度mA沿z轴显示。在亚铁磁性层300中，每个亚晶格A、B的磁矩mA、mB不是反平行对齐的，使得在它们之间存在极角θ≠1800。在图4a所示的示例中，磁性结构是有序的非共线磁性结构，其中极角θ在亚铁磁性层300上基本上是空间均匀的。在一个亚晶格的局部磁化强度(在这种情况下为亚晶格B的mB)和垂直于两个亚晶格中另一个亚晶格的局部磁化强度的方向的轴(在这种情况下为x轴)之间还存在方位角φ。方位角φB在亚铁磁性层300上可以不是空间均匀的并且可以沿着一个或多个空间方向变化。在图4a中，方位角φB沿着y方向周期性变化，在这种情况下，对于每个平移单元沿着y方向变化90°。因此，亚铁磁性层300展现出具有等于φB的变化周期的特征波长λ织构(如果非共线性是由磁晶各向异性驱动的，则通常为5-10个晶体学晶胞参数，并且如果其是Dzyaloshinskii-Moriya交换驱动的，则多得多，例如100-1000)的磁性织构。由图4a所示的亚晶格磁化强度产生的磁性织构如图4b所展示，其分别通过曲线Mx(y)和My(y)显示净磁化强度M的x和y分量的周期性空间变化。
尽管在图4a中沿着z轴示出了亚晶格A的局部磁化强度mA，但mA和mB均可以相对于z轴处于极角θA和θB，使得mA和mB之间的角度可以更一般地写为θA-θB。此外，可能存在这样的情况，其中θA和θB中的任一个或两个可以沿着一个或多个空间方向周期性地(或不周期性地)变化。在另一个示例中，θs和φs两者均可以沿着一个或多个空间方向周期性地(或不周期性地)变化。
在图4a的示例中，亚晶格B可以是费米能级处的主导亚晶格。如果磁性织构在费米波长λF(大约0.1-1nm)的尺度上是平滑的，使得其大大大于费米波长(即λ织构>>λF)，则载流子在时变磁场中运动时(即，在运动框架中)将使其自旋(绝热地)与空变净磁化强度M(在图4b中由短箭头表示)对齐，并且由此获得振荡行为。这在图4b中由短箭头展示出。注意，这些自旋全部位于层300的x-y平面中。这可以通过考虑以下内容来理解：最初与织构的特定部分中的净磁化强度M1对齐的自旋将在其到达织构的具有不同净磁化强度M2的不同部分时经历转矩，该转矩与M2与M1的交叉乘积成比例。
电流诱导的自旋取向变化伴随着自旋角动量向主导磁性亚晶格(在该示例中为亚晶格B)的转移。这进而提供作用在所讨论的主导亚晶格的局部磁化强度上的相反转矩(其与磁化强度和是x-y平面的电流密度j的交叉乘积成比例)，从而提供改变mA和mB之间的极角θ的反向作用。在稳态条件下，因为自旋取向始终遵循磁性织构，所以亚晶格转矩是空间均匀的。局部近似的电流诱导的SOT的一般形式为τA,B＝mA,B×HA.B(mA,mB,j)，其中HA,B是取决于磁化强度方向并由电流密度j诱导的有效场。
这样，亚铁磁性层300中的磁性织构对自旋取向的影响类似于STT器件100(如图1所示)的操作原理。然而，与转矩由两个分开的非共线磁性层110和130提供的STT器件100不同的是，亚铁磁性层300中的转矩由非共线磁性亚晶格A和B提供。
与STT振荡器100一样，如果足够的自旋角动量从自旋转移到主导亚晶格(例如，该示例中为B)，则可在亚铁磁性层300中诱导磁化强度进动。因为亚晶格转矩在层300上是空间均匀的，所以这类振荡在层300上是同相的。振荡频率由比率vF/λ织构给出，其中vF是载流子的费米速度。假设典型金属的费米速度在范围0.1-2x106m/s内并且磁性织构波长λ织构在范围1-1000nm内，则这产生在范围0.1THz-2000THz内的振荡频率。
自旋角动量的转移以及因此亚晶格转矩与电流密度以及电流的自旋极化程度成比例。这两个参数是相互关联的，使得电流的自旋极化越低，提供足够的亚晶格转矩所需的电流密度就越大。因此，高自旋极化是有利的，以便降低器件的操作电流密度。因此，与STT器件一样，需要最小或阈值电流密度才能观察到任何亚晶格磁化强度动力学。在亚铁磁性层300中诱导磁化强度进动所需的阈值电流密度可以是104-107A/cm2的数量级。
在替代实施例中，亚铁磁性层300可以在基态中(即，当不施加电流时)具有共线磁性结构，使得θ＝180°。在亚铁磁性层300的主导载流亚晶格(以费米能级存在)(例如亚晶格B)缺少反演对称性的情况下，在SOI存在下的电流诱导的横向自旋累积可以用于在主导载流亚晶格B的磁化强度上施加SOT并引入角度θ≠180°。以这种方式，流过亚铁磁性层300的电流可以将共线磁性结构转换为非共线非平衡磁性结构(例如，“冻结磁振子”)，类似于图4a和图4b所示出的。非共线非平衡磁性结构是有序结构，类似于图4a和图4b所示出的。这样，振荡磁化强度可以按与关于亚铁磁性层300所描述相同的方式显现。
载流子所感觉到的SOI的强度应该大约为状态密度下的静态分裂Δ(参见图3)，优选在范围100meV至300meV内。可以通过增加SOI，例如通过引入高Z原子或通过将主导载流亚晶格B的波函数与附近的p区元素(例如Ga、Ge、Sn、B、Si、Al、In、Pb)杂化来满足该条件。另外地或可替代，可以通过减小亚晶格间交换能来减小间隙Δ。
诱导自旋转矩诱导的非共线性所需的阈值电流密度可以是104-105A/cm2的数量级。
如果充电电流是高度自旋极化的(例如>50％)并且主要源自亚铁磁性层300的两个磁性亚晶格A、B中之一，则振荡磁化强度行为可以显现为亚铁磁性层300的电导率(或电阻率)的时变。例如，这可以通过各向异性磁阻(AMR)效应来显现，由此电导率(或电阻率)的纵向分量取决于净磁化强度方向M和电流j之间的相对角Θ。可替代地或另外，振荡行为可以通过反常霍尔效应来显现，由此电导率(或电阻率)的横向分量取决于磁化强度的面外分量(例如z分量)Mz。在图4a所示的示例亚铁磁性层300中，假设电流在方向y上固定，则净磁化强度的方向和Mz的大小将随着亚晶格转矩诱导的θ变化而变化。
效应的大小或电导率振荡的深度/幅度由角度θ的变化决定。自旋极化程度也影响电导率振荡的幅度，因为只有自旋极化载流子贡献了电导率的振荡分量，并且任何非极化载流子都将贡献于偏移信号。具有100％自旋极化的亚铁磁体是理想的。预期对于某些半金属亚铁磁体实现100％自旋极化。例如，预期图3的中间图片中所示的铁磁体Mn2Ru0.5Ga展现出100％自旋极化。然而，大于50％的自旋极化将是足够的。在室温下在半金属Mn2RuxGa层中已报道大于50％的自旋极化(参见H.Kurt等人，物理评论快报(Physical Review Letters)112,027201(2014))。
还必须克服亚铁磁体中的固有阻尼(即，吉尔伯特阻尼)以观察到磁化强度进动。吉尔伯特阻尼由阻尼因子α表征。因此，低阻尼因子α是有利的。阻尼因子是一个无量纲系数，其直接输入到决定磁化强度动力学的方程(例如，朗道-利夫希兹-吉尔伯(Landau-Lifshitz-Gilbert)特方程)中。例如，可能需要α<0.01的阻尼因子以观察到磁化强度进动。对于增益带宽乘积(GBP)还必须大于1以观察到磁化强度进动。如果阻尼因子α太高，则增益带宽乘积(GBP)将太低，例如<1。阻尼、净磁矩、自旋极化和各向异性全部都受温度影响。因为预期现实的振荡器将在环境温度以上操作，所以由于在高温下抑制了非均质性(各向异性)驱动的磁振子产生，在阻尼方面可能出现一些受欢迎的增益。
经由R.E.Troncoso等人在Physical Review B,99,054433(2019)中的现象学研究从理论上证明了在单个反铁磁性层和亚铁磁性层(诸如Mn2RuxGa)中具有可调幅度和频率的持续电流控制的磁振荡。
可以使用标准电阻测量，例如通过使电流穿过层300并测量电压，来确定亚铁磁性层300的电导率或电阻率。图5示出了包括亚铁磁性层300的单层亚铁磁性振荡器400的示意图(平面视图)。在该示例中，以常规的霍尔棒几何形状示出了亚铁磁性层300。然而，应理解，亚铁磁性层300可以是或包括任何任意形状。在另一个示例中，可以使用霍尔十字形几何形状。霍尔棒几何形状在分离纵向电导率分量和横向电导率分量方面是特别有利的。在端口1和2之间施加DC电流。可以使用诸如电池的DC电压源施加电流。带有箭头的小锥体绘示了载流子自旋沿着器件400的长度的振荡行为。纵向电压Vxx可以在端口3和4或5和6之间测量。横向电压Vxy可以在端口3和5或4和6之间测量。各向异性磁阻可以通过Vxx测量，而反常霍尔效应(AHE)可以通过Vxy测量。为了滤除DC电压分量，电压端口3、4、5、6可以经由电容器410耦合至波导、天线或接收单元、或电压测量单元。
在实施例中，可以使用外反馈来增强由电流诱导的转矩提供的反作用。在一个示例中，霍尔棒的两侧，例如端口3和5和/或端口4和6可以被电短路。以此方式，横向电压Vxy的存在将驱动相应端口之间的电荷横向充电电流。横向充电电流的振荡将与纵向和横向电导率的振荡同相，从而提供正反馈。
振荡电导率也可以显现为负微分电导。对于低于诱导磁化强度动力学所需的临界电流密度的施加电流密度，根据欧姆定律，电流-电压关系可能基本上是线性的。处于或高于临界电流密度时，由于与磁化强度动力学相关联的动量散射增加，因此平均电导率可能展现出下降(即，电阻增加)。这显现为电流-电压关系的转换或非线性区域。
在另一个实施例中，亚铁磁性层300可以具有非共线磁性结构，使得θ≠1800，但是不存在长程有序，使得方位角φ在层300上随机地变化。这与角度φ周期性地变化的图4b的情况不同。极角θ可以是空间均匀的。在这种情况下，同样假设亚晶格B是主导载流亚晶格，则可以通过在自旋翻转的情况下从亚晶格B向亚晶格A的载流子散射而在非载流亚晶格A上产生转矩。亚晶格之间的散射概率取决于角度θ。以此方式，散射自旋越多，角度θ改变越多。反过来，θ因亚晶格间自旋翻转散射改变越多，亚晶格间自旋翻转散射的概率越高。这增加了散射截面并因此改变了角度θ。自旋翻转散射的概率应高于非自旋翻转散射过程的概率。
因此，内部散射系数的非线性变化将在足够高的电流密度下产生负微分电导率的区域(从而导致锥角/极角θ的明显变化)。这种情况下的振荡频率在结构形成波导系统的一部分时将由外部参数(例如，波导色散)决定，或者在电容耦合至天线结构的情况下将由RC时间常数决定。
自旋翻转散射是SOI驱动过程。因此，一个必须的要求是，载流子所感觉到的SOI大约为状态密度下的静态分裂Δ(参见图3)，以便越过其进行散射。可以通过增加SOI，例如通过引入高Z原子或通过将主导载流亚晶格B的波函数与附近的p区元素(例如Ga、Ge、Sn、B、Si、Al、In、Pb)杂化来满足该条件。另外地或可替代，可以通过减小亚晶格间交换能来减小间隙Δ。
用于振荡器400的合适亚铁磁性材料可以包括但不限于MnRuGa、Mn2FeGa、Mn3-xGa。
亚铁磁性结构可以是有序的非共线结构(例如，第一实施例)、有序的共线结构(例如，第二实施例)、或无序的非共线结构(例如，第三实施例)。在后两种情况下，必须存在SOI。
在单个亚铁磁性层中观察到振荡电压和/或电流的条件是足够小的阻尼因子α。这确保了系统对于任意小的SOT都将产生振荡。如果阻尼因子太高(例如>>0.01)，则增益带宽乘积(GBP)对于实际应用将太低，因为振荡器的带宽将受到不利影响。GBP>1是观察到振荡的必要条件。
本公开通过减少所需的磁性层数(例如，与现有STT器件中的三层相比为一层)大大简化了现有技术中振荡器的产生和集成。此外，通过所提出的方法可获取的频率范围大大超过了使用现有的基于半导体和磁性技术可实现的频率范围。
实验部分：MnRuGa中的自旋轨道转矩的测量
在下文中，我们示出了，高度自旋极化的补偿亚铁磁体Mn2RuxGa的单层中的自旋轨道转矩在生成自旋轨道场μ0Heff(其中μ0是真空介电常数)方面非常有效，该自旋轨道场在低电流密度极限下接近0.1x10-10Tm2/A–几乎是奥斯特场(Oersted field)的一千倍，并且比重金属/铁磁体双层中的有效场大一至两个数量级。
迄今为止，在均匀磁化的亚铁磁性或反铁磁性单层中，还没有定量测量自旋轨道转矩的类阻尼(耗散)分量。在单层半金属Mn2RuxGa(其中x＝0.7)(MRG)中，我们示出了，转矩的类场(反作用)转矩和类阻尼(耗散)分量都比双层铁磁体/重金属系统、或金属铁磁体和半磁性半导体中获得的分量大几乎两个数量级。通过对反常霍尔效应的谐波分析，考虑到反常能斯特(Nernst)效应的热贡献，我们示出了，自旋轨道转矩的耗散分量足以维持磁化强度中的自激振荡。
图6示出了包括呈霍尔棒几何形状的MRG薄膜(大约30nm厚)的器件400的图像。霍尔棒的长轴(沿着该长轴施加偏置电流j)平行于MRG[010]或[100]轴。如箭头所指示，在标记为I(+)和I(-)的电触点之间施加电流，并且分别在标记为Vxy(+)和Vxy(-)以及Vyy(+)和Vyy(-)的电触点之间测量横向电压和纵向电压。如关于装置400所讨论的，可以通过纵向电压来测量AMR，同时可以通过横向电压来测量AHE。
MRG(x＝0.7)通过以下方式生长在单晶MgO(001)基底上：在大约350摄氏度的基底温度下在‘Shamrock’沉积群集工具中从Mn2Ga和Ru靶进行磁控管共溅射。可以通过在保持Ru靶的功率恒定的同时改变去往Mn2Ga靶的功率来改变Ru浓度x。沉积活性MRG层后，在室温下用大约2nm的AlOx覆盖样品以防止氧化。如本领域中已知的，使用标准UV光刻和氩离子铣削将霍尔棒图案化，并且通过剥离图案化的钛/金形成电触点。
在大约1kHz的低驱动频率下，使用锁定检测在一次、二次和三次谐波下测量纵向电压和横向电压。激励频率与磁化强度振荡或热动力学的频率相差甚远，但提供了一种方便的手段来分离偏置电流的奇函数或偶函数的效应。根据温度和所施加的外部磁场μ0H进行测量。在面外磁场饱和之后，通过记录驱动频率的一次、二次和三次谐波随所施加的面内磁场μ0H的大小和方位角φH的变化进行AHE测量。
如图7所示，通过从化学计量靶DC磁控溅射而生长在MgO基底上的MRG薄膜样品结晶成Heusler样结构(空间群)，其中导带主要源自4c位置的Mn。图7中的箭头指示每个位点上局部磁矩的方向。这样，在这种情况下，在4a位置的Mn原子形成亚晶格A，并且在4c位置的Mn原子形成主导载流亚晶格B。
描述磁状态的坐标系在图8a中示出。对于面内施加场μ0H，在不存在SOT场时的磁化强度矢量m通过极角θ0和方位角描述，后者等于施加场的方位角/>因为与单轴垂直各向异性相比，MRG膜的面内各向异性较弱。
图9示出了在室温(大约290K)下在正面外场饱和之后以残余状态记录的MRG的纵向电导率σxx和横向电导率σxy的温度依赖性。纵向电导率σxx(图9a)随着T的减小而增加，并且其630kSm-1或[159μΩcm]-1的饱和值对应于不良金属的最小金属电导率，其中平均自由程与原子间间距相当。横向(霍尔)电导率σxy(图9b)紧随Mn4c亚晶格磁化强度，并且显示出对σxx的依赖性很小或没有依赖性。下部图片(图9c和图9d)示出了σxx和σxy的温度导数。
假设AHE与Mn4c(主导)亚晶格的磁化强度的z分量成正比，则从AHE测量值确定电流诱导的有效场。MRG的低电导率加上其高值的温度导数(参见图9c和图9d)产生加热，并且因此产生强烈的热磁效应(例如，正常的和反常的能斯特效应)。可以通过测量三次谐波(在其不存在的情况下)或通过取在正和负DC偏移偏压/电流(由于其对称性)的情况下测量的二次谐波之间的差，来抑制反常能斯特效应对横向电压的贡献。然而，两种情况下均存在均匀电流(焦耳)加热ΔT，并且其贡献可以根据图9中的数据来确定。
在下文中，我们将分析局限于在一个亚晶格上对SOT场的影响，因为另一亚晶格将经由亚晶格间交换跟随，但伴有相位滞后。所有SOT转矩均处理为相当于外部有效施加场，即，μ0Heff。如图6所示，在存在平行于MRG[010]轴的单位充电电流密度j的情况下，电流诱导的自旋极化根据以下方程式产生SOT有效场：
μ0hSOT＝mzxdlex-xfley+mxxdlez (1)
其中ex、ey、ez是单位矢量，mx和mz是单位净磁化强度矢量的分量，并且xfl和xdl分别是SOT有效场的类场贡献和类阻尼贡献的系数。μ0hSOT、xfl和xdl的单位为Tm2/A(也称为亨利(Henry))。图8b示出了当沿着平行于y的MRG[010]施加偏置电流时(如图6所示)，作用在磁化强度上的有效SOT场，其中类场(反作用)分量由蓝色箭头指示并且两个类阻尼(耗散)分量由绿色箭头指示。下文描述了从在不同谐波处检测到的霍尔电压Vxy到有效场的大小的转换。
在AHE测量中，横向(霍尔)电压Vxy随净磁化强度矢量mz的面外分量变化，即随cos(θ0+Δθ)变化，其中Δθ是由于SOT场引起的角度的小变化。因此，为了根据AHE测量值确定有效SOT场，必须将小的有效SOT场hSOT与Δθ相关联。
将四方晶系中自由能的磁性部分关于各向异性二阶写为：
其中θ和φM是净磁化强度矢量的极角和方位角，并且φH是施加场μ0H的方位角，并且K1、K2和K’2是系数。K’2通常比K1,2弱得多，并且我们假设磁化强度的面内分量与施加场μ0H对齐，使得φM＝φH。然后可以根据稳定性条件导出磁化强度的平衡位置：
尽管不能直接对方程式3求解θ，但目的是将小的有效SOT场hSOT与Δθ相关联。我们写出H＝H0+hSOT和θ＝θ0+Δθ，并注意F(θ0,H0)＝0(平衡位置)，以及因为E在H上是线性的。现在，我们将F扩展为hSOT的二阶，从而得到二次方程式。意识到/>可以扩展二次方程式的解的平方根部分，以选择确保当hSOT＝0时F＝0的解。角度Δθ的变化则为：
其中
并且
该变化可以再写为
Δθ＝Δθ1j+Δθ2j2, (7)
其中j是电流密度，并且因为hSOT在j上是线性的，所以Δθ1和Δθ2的单位分别为radm2/A和rad m4/A2。
为了考虑到均匀加热和SOT场的影响通过ΔT和Δθ而导出横向电压Vxy的二次谐波和三次谐波的表达式，我们写出ρ＝σ-1、 以及和/>δ和β是均匀加热的校正因子，并且可以根据实验σxx(T)和σxy(T)数据确定(参见图9)，并且ΔT＝χI2，其中χ表征从电流I到热量的转换并且与MRG样品的电阻相关。对于MRG，比率σxy/σxx为大约10％，使得/>和/>在大约1％的误差内。然后，通过以下方程式得到横向电阻率：
可以通过以下方式来实现获得偏置电流I的二次和三次/>谐波信号上的电压响应：将方程式8扩展至ε和β的一阶和Δθ的二阶，并扩展正弦偏置电流I＝Iacsinωt+Idc的功率并投影到相应的谐波上，从而得到：
并且
其中l考虑了由于制造期间的未对准而导致的横向霍尔接触点之一的较小纵向偏移，w和t是MRG膜的宽度和厚度，并且σoh是正常的霍尔电导率。对于纵向电压响应的谐波，可以推导类似的方程式(其中n是谐波的阶次)。
通过使用实验确定的ε和β和各向异性常数的值将方程式9和10拟合至实验数据，来获得SOT的类场和类阻尼贡献的提取参数。
图10a示出了通过在310K的固定温度下改变方位角φH获得的实验观察到的三次谐波处的横向电压对施加场μ0H的x和y分量的依赖性的曲面图及其2D图像图投影。图10b示出了使用方程式10用根据来自图9中数据的θ0、/>ε和β实验确定值得出的相应计算值。当用xfl＝-15x10-13Tm2/A和xdl＝50x10-13Tm2/A的值拟合类场和类阻尼SOT场的系数时，实验数据和模型数据之间具有良好的定性和定量一致性。
在模型中再现了实验数据中的所有显著特征：在x方向μ0Hx上+/-最大值场附近的两个深度最小值，对应于MRG的四倍面内各向异性(由于面各向异性常数K’2的小值)的四个最大值，以及H＝0附近的较弱的中心最小值。定性地，可以通过以下方式来了解SOT的形状：将方程式1与图10中的蓝色曲面图和投影的2D图像图进行比较，并且注意到Δθ的大小不仅取决于θ0本身，而且还明确地取决于SOT场、各向异性场和施加场之间的竞争。在较低的施加场(其中θ0～0)下，磁化强度矢量m的电流驱动摆动(即Δθ)由各向异性场和SOT场的组合决定。然而，Δθ较小，因为cosθ0～1，所以中心最小值较浅层。在较高的施加场下，θ0偏离0，但SOT场现在必须与(较高)各向异性场和由作用在净磁化强度上的施加场提供的塞曼转矩两者竞争。这产生了特征四倍信号。在μ0Hx～2T和j～1x106A cm-2附近呈现出一个异常特征，其中与mx成比例的z方向上的类阻尼场产生强到足以使各向异性场和施加场显得小的SOT场。
从方程式9的模型可以预期，来自SOT的对的贡献与Idc和Iac 2成比例，而反常能斯特效应应当与Idc无关并与Iac 2成比例。图10c和图10d分别示出了二次谐波处的横向电压对施加的AC(其中Idc＝3mA)和DC(其中Iac＝1mA)电流的依赖性。圆圈和十字形符号分别表示通过正和负DC偏移(Idc)获得的电压/>的差与和。预期反常能斯特常效应不存在于差信号中。在图6的器件中，1mA的电流对应于约2.5x105A cm-2的电流密度。如图10c和图10d所示，DC差(圆圈符号)在Iac上是平方的(图10c)并且在Idc上是线性(图10d)，而DC和(十字形符号)在Iac上是平方的并且与Idc无关。这证明来自SOT的贡献确实独立于DC差信号中的能斯特效应。
将由SOT引起的有效场与重金属(通常为Pt、Ta或W)和3d铁磁体(通常为Co、Fe、CoFe或CoFeB)的常规双层上记录的有效场进行比较是启示性的。对于双层，每电流密度的类阻尼有效场可以写成： 其中θSH是重金属的自旋霍尔角，/>是普朗克常数，e是电子电荷，Ms是铁磁体的磁化强度并且t是其厚度。对于1nm CoFeB(Ms～1MAm-1)(其磁矩相当于几乎补偿的约30nm厚MRG膜的磁矩)，并且θSH＝40％，我们获得了1.3x10-13T m2/A或0.13pH的有效类阻尼场。假想大的自旋霍尔角将需要是400％以匹配MRG中15x10-13Tm2/A的确定类场项的值，并且将需要是1200％以匹配MRG中50x10-13Tm2/A的确定类阻尼项。这样，与重金属/铁磁体双层中的有效SOT场相比，针对30nm厚MRG膜确定的值大多至两个数量级，并且与MRG膜的厚度无关(对于固定电流密度)。
这种比较突出显示了结合固有SOT使用单亚铁磁性层的固有优势。在铁磁性双层中，将铁磁体的厚度增加到超过自旋扩散长度(通常<10nm)不会产生任何额外的SOT。如果铁磁体的厚度为2nm而不是1nm，则有效SOT场可能减小至一半，而MRG单层中的SOT场随厚度不变。对于固定电流密度，可以按比例放大或缩小MRG的体积而不改变SOT转矩。
然而，MRG中固有SOT转矩的性质是错列的，直接作用在Mn4c亚晶格上，因此，更正确的比较可能是使用亚晶格磁化强度对自旋霍尔角进行归一化，亚晶格磁化强度比30nm厚MRG膜在室温下的净磁化强度大大约十倍。此外，即使在亚铁磁性补偿温度下绝对不存在净磁化强度的情况下，也可以保持SOT转矩，因此即使在不存在任何净磁矩的情况下，也可以通过SOT激励基于GMR和TMR的器件结构。这样能够实现对动力学的更加有针对性的控制，并激励同相和异相谐振模式两者。
在线性响应中发现的高有效场(图10a至图10c)暗示，SOT的作用在MRG器件500的非线性转移特性中也应可观察到。图11a示出了在310K时获得的从-14T至14T的实验面内场磁滞回线，其显示了观察到的mz和施加面内场之间的关系。该线示出了对数据(符号)的拟合。图11b示出了有效(面内)磁场μ0Heff随mz测量值的变化，mz测量值是从图11a中数据的数值反演推断出的。图11b中的数据允许从mz推导出在给定施加电流下的μ0Heff值，对于0.4T的固定施加面内场的μ0Heff值示出在图11c中。
然后，对于0.2至2.5×106A m-2的电流密度范围，在恒定面内场μ0H＝0.4T的情况下测量mz(根据Vxy)随方位角φH的变化。由于SOT场的作用直接取决于其相对于磁化矢量m的方向的方向(θM和φM≈φH)，因此可以去掉图11c中所示的任何φ独立性变化。该φ独立性有效场含有由于加热引起的所有变化。去掉后的结果如图12所示，其中根据有效电流诱导的pH电感(1×10-12T m2/A)呈现了有效场。如图所示，j＝2.5×106A cm-2的电流密度可产生有效电感Leff≈75pH，这相当于大约1.9T的有效面内场。我们注意到，该场足以磁性切换样品的≈2％。
在MRG中观察到的强有效SOT场与其高反常霍尔角相关(参见N.Thiyagarajah等人Applied Physics Letters,106,122402(2015))。在MRG不含有任何比Ru重的元素的意义上，反常霍尔角值是不寻常的，并且在任何情况下，AHE角都不与Ru含量x成比例。此外，MRG中的传导电子主要为d形，而已经表明，含Mn的Heuslers中的Ga通过杂化使费米能级处的带具有一些p特征，从而增加了传导电子的自旋轨道耦合(参见Y.C.Lau等人Physical ReviewB,99,064410(2019))。从我们对σxx和σxy的测量中(在图9中)，我们可以推导出自旋轨道散射截面，并发现它对应于单位晶胞表面积的60％。很大的散射截面与MRG中非常短的平均自由程一致。
以上结果证明，在示例材料MRG中，存在高电流诱导的有效场以及耗散(抗阻尼)SOT转矩与反作用(类场)SOT转矩的高比率(约3)。为了证明磁化强度的持续振荡可以由SOT驱动，我们首先考虑Troncoso等人(Physical Review B,99,054433(2019))建立的结果，注意到有效场将明显作用于磁化强度和Néel矢量。使用在线性低电流状态下发现的有效场的数值，对于以下电流密度将出现振荡，电流密度提供足以克服MRG的面内各向异性约0.1T的反作用转矩，这对应于j>7×106A cm-2。第二个必要条件是耗散转矩必须克服吉尔伯特阻尼α。取α≈0.01，我们发现条件j>10×106A cm-2。其次，我们直接比较由SOT产生的有效电感和振荡元件的自感。在短路霍尔棒类型的器件结构中，对于活性长度为20μm的500nm厚MRG膜，自感的粗略估计值为约0.1pH(其中选择器件尺寸以增强与真实振荡器中的自由空间的阻抗匹配)。图11d显示，即使在低电流密度区域中，有效电感也达到比此值大两个数量级的75pH值。振荡器的性质将由两个有效电感中的较大者(即由SOT)和材料的磁共振频率决定，磁共振频率先前已被估计为0.75THz(参见C.Fowley等人Physical Review B,98,220406(2018))。
这样，利用吉尔伯特阻尼的现实值，可以在铁磁体(诸如MRG)中在与现有STT器件使用的电流密度相似的可达到电流密度下实现磁化强度的振荡。此类磁振荡经由磁阻效应(诸如AMR，GMR和TMR)转换为电流和/或电压的振荡。可替代地或另外，可以使用合适的天线将此类振荡直接发射到自由空间中。
尽管示出了30nm厚MRG(其中x＝0.7)的上述实验结果，但是应理解，结果和发现不限于所研究的特定样品，而是将适用于具有不同尺寸和Ru含量的MRG、和不同的亚铁磁体(诸如MnFeGa或MnGa)以及其他尚未研究或报道的亚铁磁性材料。
通过阅读本公开，其他变型和修改对本领域技术人员将是显而易见的。此类变型和修改可以涉及本领域中已知并且可以代替或附加于本文中已描述的特征使用的等效和其他特征。
尽管所附权利要求涉及特征的特定组合，但是应当理解，本发明的公开范围还包括本文明确或隐含地公开的任何新颖的特征或任何新颖的特征组合或者其任何归纳，不管它是否与任何权利要求中目前所要求保护的同样发明有关，以及它是否与本发明一样缓和任一或所有相同的技术问题。
在分开的实施例的上下文中描述的特征还可以在单个实施例中以组合提供。相反，为简洁起见而描述于单个实施例的上下文中的不同特征也可以分开地或以任何适合的子组合形式提供。
为了完整起见，还陈述了术语“包括”不排除其他要素或步骤，术语“一个/种(a/an)”不排除多个，并且权利要求中的任何附图标记均不应解释为限制权利要求的范围。
Claims (20)
1.一种在单个磁性层中生成电压和/或电流振荡的方法，所述磁性层在厚度方向具有厚度，所述方法包括：
在垂直于所述厚度方向的纵向方向上向所述层施加直流电压和/或电流；以及
形成在一对纵向电压引线之间的纵向电压和/或在一对横向电压引线之间的横向电压；
其中，所述层包括具有第一磁性亚晶格和第二磁性亚晶格的亚铁磁性或反亚铁磁性材料，其中，所述第一磁性亚晶格是主导磁性亚晶格，使得费米能级处的载流子主要源自所述主导磁性亚晶格，并且所述费米能级处的载流子是自旋极化的；并且其中：
i)所述第一磁性亚晶格和所述第二磁性亚晶格具有有序的非共线磁性结构，使得所述第一磁性亚晶格和所述第二磁性亚晶格的局部磁矩之间的角在所述层中是均匀的，并且所述第一磁性亚晶格的局部磁矩相对于所述第二磁性亚晶格的局部磁矩的方向的方位角沿着一个或多个空间方向周期性地变化，从而产生磁性织构，并且所述磁性结构的波长长于费米波长；或者
ii)所述第一磁性亚晶格和所述第二磁性亚晶格具有无序的非共线磁性结构，使得所述第一磁性亚晶格和所述第二磁性亚晶格的局部磁矩之间的角在所述层中是均匀的，并且所述方位角在所述层中是不均匀的和/或随机的，并且所述主导磁性亚晶格缺乏反演对称性；或者
iii)所述第一磁性亚晶格和所述第二磁性亚晶格在低于第一阈值电流密度的电流密度下具有共线磁性结构，并且所述主导磁性亚晶格缺乏反演对称性。
2.根据权利要求1所述的方法，其中，在下列情况下，电流诱导的自旋轨道相互作用能是第一非共线激发态的能量的至少50％：所述第一磁性亚晶格和所述第二磁性亚晶格具有无序的非共线磁性结构，使得所述第一磁性亚晶格和所述第二磁性亚晶格的局部磁矩之间的角在所述层中是均匀的，并且所述方位角在所述层中是不均匀的和/或随机的，并且所述主导磁性亚晶格缺乏反演对称性；或者所述第一磁性亚晶格和所述第二磁性亚晶格在低于第一阈值电流密度的电流密度下具有共线磁性结构，并且所述主导磁性亚晶格缺乏反演对称性。
3.根据权利要求2所述的方法，其中，所述磁性层包括具有第一原子种类和第二p区原子种类的材料。
4.根据权利要求3所述的方法，其中，一个磁性亚晶格包括具有高原子序数的原子：至少31。
5.根据权利要求1至4中任一项所述的方法，其中，在下列情况下，所述主导磁性亚晶格展现出至少100meV的自旋轨道分裂能：所述第一磁性亚晶格和所述第二磁性亚晶格具有无序的非共线磁性结构，使得所述第一磁性亚晶格和所述第二磁性亚晶格的局部磁矩之间的角在所述层中是均匀的，并且所述方位角在所述层中是不均匀的和/或随机的，并且所述主导磁性亚晶格缺乏反演对称性；或者所述第一磁性亚晶格和所述第二磁性亚晶格在低于第一阈值电流密度的电流密度下具有共线磁性结构，并且所述主导磁性亚晶格缺乏反演对称性。
6.根据权利要求1至4中任一项所述的方法，其中，所述材料具有小于或约等于0.01的阻尼因子。
7.根据权利要求1至4中任一项所述的方法，其中，在下列情况下，涉及自旋翻转的亚晶格间散射的概率大于不涉及自旋翻转的亚晶格间散射的概率：所述第一磁性亚晶格和所述第二磁性亚晶格具有无序的非共线磁性结构，使得所述第一磁性亚晶格和所述第二磁性亚晶格的局部磁矩之间的角在所述层中是均匀的，并且所述方位角在所述层中是不均匀的和/或随机的，并且所述主导磁性亚晶格缺乏反演对称性。
8.根据权利要求1至4中任一项所述的方法，其中，亚晶格间交换参数比至少一个亚晶格内交换参数弱，其中，亚晶格间交换参数与属于不同磁性亚晶格的邻近自旋有关，并且亚晶格内交换参数与属于相同磁性亚晶格的邻近自旋有关。
9.根据权利要求1至4中任一项所述的方法，所述方法还包括：在所述一对横向电压引线之间形成电短路。
10.根据权利要求1至4中任一项所述的方法，其中，所述磁性层是亚铁磁体，或者包括亚铁磁体。
11.根据权利要求1至4中任一项所述的方法，其中，所述磁性层是半金属亚铁磁体，或者包括半金属亚铁磁体。
12.根据权利要求1至4中任一项所述的方法，其中，所述磁性层展现出至少50％的自旋极化。
13.根据权利要求12所述的方法，其中，所述磁性层在300开尔文下展现出至少50％的自旋极化。
14.一种包括用于生成电压和/或电流振荡的器件的系统，所述器件包括：
单个磁性层，在垂直于厚度方向的纵向方向上穿过所述单个磁性层施加电流或电压；以及
一对纵向电压引线和/或横向电压引线，所述一对纵向电压引线和/或横向电压引线用于测量相应的纵向电压和/或横向电压；
其中，所述层包括具有第一磁性亚晶格和第二磁性亚晶格的亚铁磁性或反亚铁磁性材料，其中，所述第一磁性亚晶格是主导磁性亚晶格，使得费米能级处的载流子主要源自所述主导磁性亚晶格，并且所述费米能级处的载流子是自旋极化的；并且其中：
i)所述第一磁性亚晶格和所述第二磁性亚晶格具有有序的非共线磁性结构，使得所述第一磁性亚晶格和所述第二磁性亚晶格的局部磁矩之间的角在所述层中是均匀的，并且所述第一磁性亚晶格的局部磁矩相对于所述第二磁性亚晶格的局部磁矩的方向的方位角沿着一个或多个空间方向周期性地变化，从而产生磁性织构，并且所述磁性结构的波长长于费米波长；或者
ii)所述第一磁性亚晶格和所述第二磁性亚晶格具有无序的非共线磁性结构，使得所述第一磁性亚晶格和所述第二磁性亚晶格的局部磁矩之间的角在所述层中是均匀的，并且所述方位角在所述层中是不均匀的和/或随机的，并且所述主导磁性亚晶格缺乏反演对称性；或者
iii)所述第一磁性亚晶格和所述第二磁性亚晶格在低于第一阈值电流密度的电流密度下具有共线磁性结构，并且所述主导磁性亚晶格缺乏反演对称性。
15.根据权利要求14所述的系统，还包括：用于向所述器件施加电压和/或电流的装置。
16.根据权利要求14或15所述的系统，还包括：用于测量所述纵向电压和/或所述横向电压的装置。
17.根据权利要求14或15所述的系统，还包括：用于从所述纵向电压和/或所述横向电压提取所生成的电压和/或电流振荡的装置。
18.根据权利要求17所述的系统，其中，用于提取所生成的电压和/或电流振荡的装置是耦合至所述纵向电压引线和/或所述横向电压引线的偏置器和/或电容器，或者包括耦合至所述纵向电压引线和/或所述横向电压引线的偏置器和/或电容器。
19.根据权利要求14或15所述的系统，其中，所述磁性层是亚铁磁体和/或半金属亚铁磁体，或者包括亚铁磁体和/或半金属亚铁磁体。
20.根据权利要求14或15所述的系统，其中，所述磁性层是MnRuGa、MnFeGa或MnGa，或者包括MnRuGa、MnFeGa或MnGa。
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