CN1494091A - 磁体，使用该磁体的装置以及该磁体的制造方法 - Google Patents

Abstract

一磁体由非磁物质组成，其包括一多个局部电子区域，在每一个局部电子区域中，至少有一个电子被限制以形成一局部自旋。一势垒电位区域，其能量高于局部电子区域内的电子的一费米(Fermi)能量，并且允许电子在各自的局部电子区域被限制，以及一导电电子区域，包括一导电电子系统，其能量低于势垒电位区域的能量，其中，各个局部电子区域，通过势垒电位区域和导电电子区域被处理彼此分离。

Description

磁体，使用该磁体的装置以及该磁体的制造方法

技术领域

本发明涉及一种磁体，使用该磁体的磁装置以及该磁体的制造方法。

背景技术

一般，磁性存储介质和磁性传感器是从由磁性物质组成的磁体制造的，如天然磁铁(如，磁铁：Fe₃O₄)，合金磁铁(如，铬钢和高钴钢)，磁铁由铝镍钴合金，铁酸盐和稀土等组成。

因为所有这些磁性物质都包括磁性金属，这些磁性物质的产品加工如当在LSI(大规模集成)子层上使用半导体，如，硅、铬、硒(GaAs)，制造磁性装置时，遇到了各种各样的问题，例如相邻的物质本身的结合能力很差。

因此，每个电路不得不制成不同于电子元件的零散部件，如，晶体管是在LSI子层上形成，这给微型化、高集成化以及减少电路的生产步骤带来一系列阻碍。

同时，因为从非磁性物质化学合成的半导体簇，碳簇以及金属簇没有磁性，所以仅仅有这些成分的组合是不能制成磁性物质的。

为了说明此问题，以前作过很多尝试，从具有扁平带状结构的非磁性物质中制造磁体，此“扁平带状结构”是指一带状结构不依赖于在电子能量分散的波数。Lieb和Mielke提出具有扁平带状结构的物质理论上能产生铁磁性。Lieb和Mielke理论建议向非分散(即一种强退化)系统充入电子，如扁平带状结构引起电子自旋尽可能多的调整成相互平行。

一般，当在衰减的能量级上充满电子时，为了获得一交换能量，尽可能在同一(平行)方向上的自旋受到影响。在原子核模型场中的Hund第一规则是这种效果的一个典型例子。他们的理论显示在具有扁平带状结构的物质中，可以获得相同的效果。

在专利号为2001-257394的日本专利中提出了这种方案，基于他们的理论，磁体是使用非磁性物质制造的，如，石墨，铬原子(Ga)以及硒原子(As)。

这种技术试图形成量子点阵列，放置有大量的量子点，每一个量子点的外围形成一高势能区域，使得在他们理论使用的特定阵列点处，电子被限制。这样电子能够直接在临近的量子点之间转移，实现使扁平带状结构允许产生铁磁性。

量子点阵列是一非天然形成的晶体，所称的非天然形成的晶体就是量子点被认为是非天然原子。由于近年来加工技术的发展，制造这种非天然晶体的能力已得到进步性增强，关于所称的非天然分子，其两个量子点相结合，自旋被定位在相同(平行)方向的铁磁状态已经试验成功。

发明内容

然而，为了进一步扩大彼此结合的量子点的数目，以在非天然晶体中产生铁磁性，具有相同尺寸规模的量子点，必须周期性地被安排在某一特定阵列结构中，因此，处理，合成，排列技术所需的高水平问题提了出来。

另外，为了使非天然晶体被用作一真实装置，铁磁的转移温度需要被升高到室温。最后，虽然量子点大小尺寸必须大约小于10nm，但是却提出了在quo状态中以这样小的尺寸规模中周期性地排列量子点的技术问题。

本发明已解决上述问题，并且一个目的是提供一磁体，由非磁性物质组成，此非磁性物质允许被阻挡层围绕的量子点系统彼此结合，通过导电电子区域甚至在室温下显示铁磁性，并且这是很容易制造的。另一个目的是提供一种使用这种磁体的磁装置以及制造这种磁体的方法。

为取得上述目的，根据本发明的第一内容，其提供了一种由非磁性物质组成的磁体，包括多个局部电子区域，在每一个局部电子区域内，至少有一个电子被限制形成一局部自旋，一势垒电位区域，其能量高于在各自的局部电子区域内的电子一费米能量(Ferm能量)，并在各自的局部电子区域内限制电子，和一导电电子区域，包括一导电电子系统，其能量低于势垒电位区的能量，其中，基于局部自旋之间的相互作用，经过导电电子区域，各个局部电子区，通过势垒电位区和导电电子区域被处理成彼此分离以显示出铁磁性。

本发明的第二个内容是一磁装置，其包括一第一内容的磁体，一绝缘层，以及一栅电极，通过绝缘层，大约接近磁体的导电电子区域，其中栅电极的电压的使用允许磁体的铁磁状态可被控制成开或关。

本发明的第三个内容试图在导电电子区域内通过势垒电位层以自组织能力的方式生成半导体物质，使得最靠近的量子点的中心到中心的距离不大于1/π乘以一导电电子的费米(Fermi)波长。

附图说明

图1所示为根据本发明第一实施例的磁体的一举例结构的说明图。

图2所示为图1的点部分的结构的说明图。

图3所示为根据本发明第一实施例的磁体的第二举例结构的说明图。

图4所示为根据本发明第一实施例的磁体的第三举例结构的说明图。

图5所示为根据本发明第一实施例的磁体的第四举例结构的说明图。

图6所示为根据本发明第二实施例的磁体的一举例结构的说明图。

图7所示为图6的二维电子系统作用的一结构的说明图。

图8所示为根据本发明第三实施例的磁体的一举例结构的说明图。

图9所示为使用本发明磁体的磁装置的一举例结构的说明图。

图10所示为使用本发明磁体的磁装置的第二举例结构的说明图。

图11所示为RKKY相互作用的量值(交换能量)在最靠近的局部自旋之间的中心到中心的距离的函数的曲线图。

图12所示为三维电子系统内，导电电子的费米(Fermi)波长和导电电子密度之间关系的曲线图。

图13所示为二维电子系统内，导电电子的费米(Fermi)波长和导电电子密度之间关系的曲线图。

图14所示为三维电子系统下，铁磁的转移温度在最靠近量子点之间的中心到中心的距离和导电电子密度的函数的曲线图。

图15所示为二维电子系统下，铁磁的转移温度在最靠近量子点之间的中心到中心的距离和导电电子密度的函数的曲线图。

具体实施方式

下面结合附图描述执行本发明的最佳模式。

(理论背景)

首先，我们解释一下理论背景，以便提出本发明的优选实施例。下面，作为本发明的理论模型，我们考虑一非磁性物质，其包括多个局部电子区域(量子点)，在其每一电子区域中，至少有一个电子被限制，一势垒电位区域(一势垒电位)，其每一个的势能高于在各自局部电子区域的电子一费米(Fermi)能量，以及一导电电子区域(一可导电的电子系统)，其能量低于势垒电位区的能量。

这里，“量子点”是指一物理结构，其结构为在毫微级区域的电子由于势垒电位而受限制，迫使电子从自由度为零开始运动。

首先，我们考虑一种情况，其中一个量子点与三维和二维导电电子区域内的导电电子结合，同时我们假设在量子点中，奇数2n+1个电子被限制(其中n代表0或一正整数)。

具有一量子角动量的电子，称为自旋，其被定位向上(S＝1/2)或向下(S＝-1/2)，同时在量子点中，2n+1个电子的总自旋是单个电子自旋的和。总自旋与导电电子系统中的导电电子通过相互作用(交换作用)结合。如果量子点中的能量级不衰退，那么向上自旋(n/2)和向下自旋(-n/2)彼此相互抵消，仅余下一个电子自旋(1/2)。

在下述内容中，我们假设导电电子系统包括一阵列，其阵列点中每个格点的体积为V并且被排列，这种点阵列的体积为Nv被定义为V。假定量子点在坐标原点，在余下的自旋(局部自旋)与导电系统之间的交换作用Hamiltonian H_exch通常描述为：

$H_{\mathrm{exch}}=-2\mathrm{Jv}\underset{j}{\mathrm{\Σ}}\mathrm{\δ}\left(r_j\right)(s_j\·S)$

$=-\frac{2J}{N}\underset{q}{\mathrm{\Σ}}{e}^{-\mathrm{iq}\·r_j}(s_j\·S)---\left(1\right)$

其中J为一交换整数(交换能量)，r_j和s_j分别表示一位置和第J个导电电子的自旋，S是一在量子点中所有电子的自旋合成的角动量，δ(r_j)是狄拉克δ函数，q为波数向量。

在这种情况下，基于交换作用Hamiltonian H_exch，在二级干扰(second-order perturbation)理论中，交换能量被估计的，其表示为：

$J=-N|V_{k_F,d}{|}^2(\frac{1}{\mathrm{Ed}+U}-\frac{1}{\mathrm{Ed}})---\left(2\right)$

其中，V_KF，d表示为在量子点和导电电子之间的轨道的结合的强度。Ed和U分别表示在轨道中的量子点的一能量级和一库仑能量。

现在，采用坐标系Z轴的方向作为量子点的自旋方向，当使用外部磁场时，等式(1)等于塞曼分裂能量(Zeemansplitting energy)的哈密尔敦函数(Hamiltonian)，描述如下：

$\mathrm{Hq}=\frac{2J}{g{\mathrm{\μ}}_{B}N}{S}_z$

其中，μ_B代表玻尔磁子(Bohr magneton)。

位于这样的量子点在原点的一磁场下面的导电电子的磁动量密度，能够在基于一超精细结构的Hamiltonian Hq的一级干扰(first-order perturbation)的一范围内获得，表示如下：

$\mathrm{\χ}\left(q\right)={\left(\frac{{\mathrm{g\μ}}_B}{2}\right)}^2\frac{2}{V}\underset{k}{\mathrm{\Σ}}\frac{f\left(k\right)-f(k+q)}{\mathrm{\ϵ}(k+q)-\mathrm{\ϵ}\left(k\right)}---\left(4\right)$

其中ε(k)是自由电子的能量，g是电子的g因子，而f(k)是费米(Fermi)分布函数。

在这些等式中，等式(3)和等式(4)的相加和在连续有限内取整时，在三维(3D)和二维(2D)空间内，导电系统的导电电子的磁动量密度б3D和б2D分别写出下列等式。

其中F_3D(X)，F_2D(X)分别表示为：

$F_{3D}\left(\mathrm{\χ}\right)=\frac{-x\cos x+\sin x}{x^4},$

F_2D(χ)＝J₀(x/2)N₀(x/2)+J₁(x/2)N₁(x/2)，

其中N_e是导电电子的总量，X_pauli＝3N_e(gμ_B)²/8E_F是波利的顺磁磁化率(Pauli’s paramagnetic susceptibility)，K_F和E_F，表示各个自由电子的费米(Fermi)波数和费米(Fermi)能量，以及J_n和N_n(N＝0，1)是n序列的贝塞尔(Bessel)函数的第一种和第二种。

在上述描述中，我们认为这仅是在一量子点和导电电子系统之间的相互作用。在后面，我们考虑一种更为普通的情况，其中有N个量子点(N是正整数)。

假设，基于公式(3)，R₁，Rm处的两个量子点(L＜M)，导电电子的磁动量密度在位于R₁的量子点的周围形成。结果，磁动量密度对位于Rm处的量子点的自旋方向产生影响。

通过导电电子系统，局部自旋之间的这种相互作用一般被称为“Ruderman-Kittel-Kasuya-Yoshida(RKKY)相互作用”。在RKKY相互作用中的哈密尔敦函数(Hamiltonian)被计算为次级干扰(secondary perturbation)，对于三维(3D)和二维(2D)的情况表示为：

$H_{\mathrm{RKKY}}^{3D}=-2\mathrm{Jv}\underset{i<m\&le;N}{\mathrm{\&Sigma;}}\left\{\frac{1}{{\mathrm{g\&mu;}}_B}{\mathrm{\&sigma;}}_{3D}\left(\right|R_1-R_m\left|\right)\right\}{S}_{\mathrm{mz}}$

$=-9\mathrm{\&pi;}\frac{J^2}{E_F}{\left(\frac{\mathrm{Ne}}{N}\right)}^2\underset{i<m\&le;N}{\mathrm{\&Sigma;}}{F}_{3D}\left({2k}_F\right|R_1-R_m\left|\right)S_{1z}{S}_{\mathrm{mz}}---\left(6a\right)$

$H_{\mathrm{RKKY}}^{2D}=-2\mathrm{Jv}\underset{i<m\&le;N}{\mathrm{\&Sigma;}}\left\{\frac{1}{{\mathrm{g\&mu;}}_B}{\mathrm{\&sigma;}}_{2D}\left(\right|R_1-R_m\left|\right)\right\}{S}_{\mathrm{mz}}$

$=-8\mathrm{\&pi;}\frac{J^2}{E_F}{\left(\frac{\mathrm{Ne}}{N}\right)}^2\underset{i<m\&le;n}{\mathrm{\&Sigma;}}{F}_{2D}\left({2k}_F\right|R_1-R_m\left|\right)S_{\mathrm{lz}}{S}_{\mathrm{mz}},---\left(6b\right)$

其中，坐标系z轴的方向也被指定为量子点自旋的方向(其中S_lz和S_mz分别为各个量子点在Z方向的总自旋的角动量)。

RKKY相互作用的物理特征在于在第一对量子点和第m对量子点之间的相互作用。当两点之间的距离大于费米(Fermi)波长时，RKKY相互作用强度的衰退非常快，并且在正负之间振荡。因此，仅以最临近的两个点来考虑就很充分了，最临近的点表示为下面的等式：

$H_{\mathrm{RKKY}}^{3D}=-2\mathrm{Jv}\left\{\frac{1}{{\mathrm{g\&mu;}}_B}{\mathrm{\&sigma;}}_{3D}\left(\right|R_1-R_m\left|\right)\right\}{S}_{\mathrm{mz}}$

$=-9\mathrm{\&pi;}\frac{J^2}{E_F}{\left(\frac{\mathrm{Ne}}{N}\right)}^2{F}_{3D}\left({2k}_F\right|R_1-R_m\left|\right)S_{\mathrm{lz}}{S}_{\mathrm{mz}},---\left(7a\right)$

$H_{\mathrm{RKKY}}^{2D}=-2\mathrm{Jv}\left\{\frac{1}{g{\mathrm{\&mu;}}_B}{\mathrm{\&sigma;}}_{2D}\left(\right|R_1-R_m\left|\right)\right\}{S}_{\mathrm{mz}}$

$=-8\mathrm{\&pi;}\frac{J^2}{E_F}{\left(\frac{\mathrm{Ne}}{N}\right)}^2{F}_{2D}\left({2k}_F\right|R_1-R_m\left|\right)S_{\mathrm{lz}}{S}_{\mathrm{mz}},---\left(7b\right)$

其中，1，m分别表示为最靠近的两个量子点，在下面的描述中，两个最靠近量子的中心到中心的距离为|R₁-R_m|且被指定为R。

下面，我们进一步计算出等式(7a)和(7b)所代表的交换能量以便获得铁磁的转移温度。用等式(2)和(5a)，(5b)替换等式(7a)和(7b)中的J，在三维和二维情况中的交换能量估计为：

$J_{\mathrm{RKKY}}^{3D}\left(R\right)=9\mathrm{\&pi;}\frac{J^2}{E_F}{\left(\frac{\mathrm{Ne}}{N}\right)}^2{F}_{3D}\left({2k}_{F}R\right)$

$=16\mathrm{\&pi;}{E}_F\{\frac{\mathrm{\&Gamma;U}}{\mathrm{\&pi;Ed}(\mathrm{Ed}+U)}{\}}^2{F}_{3D}\left({2k}_{F}R\right),---\left(8a\right)$

$J_{\mathrm{RKKY}}^{2D}\left(R\right)=8\mathrm{\&pi;}\frac{J^2}{E_F}{\left(\frac{\mathrm{Ne}}{N}\right)}^2{F}_{2D}\left({2k}_{F}R\right)$

$=32\mathrm{\&pi;}{E}_F\{\frac{\mathrm{\&Gamma;U}}{\mathrm{\&pi;Ed}(\mathrm{Ed}+U)}{\}}^2{F}_{2D}\left({2k}_{F}R\right),---\left(8b\right)$

其中Γ＝πD₀|V_KF，d|²(其中D₀表示导电电子的态密度)是在费米(Fermi)表面的导电电子和量子点内的电子之间的松散结合的能量。

在量子点内部有一个多余的电子，并且在费米(Fermi)能量(E_F＝0)位于E_d+U和E_d之间中心的位置，即假设E_d＝-U/2，那么等式(8a)和(8b)分别表示为：

$J_{\mathrm{RKKY}}^{3D}\left(R\right)=256\mathrm{\&pi;}{E}_F{\left(\frac{\mathrm{\&Gamma;}}{\mathrm{\&pi;U}}\right)}^2{F}_{3D}\left({2k}_{F}R\right),---\left(9a\right)$

$J_{\mathrm{RKKY}}^{2D}\left(R\right)=512\mathrm{\&pi;}{E}_F{\left(\frac{\mathrm{\&Gamma;}}{\mathrm{\&pi;U}}\right)}^2{F}_{2D}\left({2k}_{F}R\right),---\left(9b\right)$

此时交换能量取最小值。

此时，我们已经假设E_d＝-U/2而得到等式(9a)和(9b)。由于点到点的尺寸的不同及费米(Fermi)能量不总是正好位于E_d+U和E_d之间的中心位置。在这种情况下，其交换能量大于其在等式9(a)和9(b)的交换能量，下面对没有一般性内容不再讨论。

松散结合的能量Γ表示导电电子系统和量子点之间的结合强度。Γ很大程度上取决于装置结构，如：导电电子系统和量子点之间的距离以及两者之间势垒电位的强度。假如松散结合的能量太小，那么交换能量趋势减少。在这个意义上，松散结合的能量最好可以尽可能的大。然而，相反，假使导电电子系统和量子点之间的结合强度非常大，电子不能被限制在量子点内，因此，我们不能使用等式(2)推导的二级干扰(second-order perturbation)的推论。

在这方面，已知量子点包括奇数个电子，其行为就像磁化的杂质。根据对于一个单一量子点与导电电子系统相结合的Kondo’s效果的研究，已知Γ/πU的最合适值大概为0.1。虽然，一库仑能量U是由与量子点的大小成反比的某一值所决定，一松散结合的能量Γ能够通过降低或减小阻挡层厚度，而自由增加。这样控制阻挡层的厚度能够有效地调整装置的结构，允许Γ/πU的值取大概为0.1为最合适值(参看非专利文献1：van der Wiel et al.，“在单一有限内的Kondo效果”，科学第289卷，第2105-2108(2000)页)这是已经被证实过了。特别是，在制造阻挡层或者是制造一薄的阻挡层的过程中，通过缩短晶体成长时间，阻挡层的厚度容易被调整。

因此，Γ/πU的值使用0.1为最合适值，等式(9a)和(9b)分别被计算为：

$J_{\mathrm{RKKY}}^{3D}\left(R\right)=8.04E_F{F}_{3D}\left({2k}_{F}R\right),---\left(10a\right)$

$J_{\mathrm{RKKY}}^{2D}\left(R\right)=16.08E_F{F}_{2D}\left({2k}_{F}R\right).---\left(10b\right)$

图11所示为在三维空间内，RKKY相互作用强度的曲线图是局部自旋之间的中心到中心的距离R的函数(最靠近的量子点之间的心到中心的距离)。根据此图，假设局部自旋之间的中心到中心的距离R的值小于或等于1/π乘以费米(Fermi)波长λ_F(这里，λ_F＝2πK_F，其中图11中2k_FR的值对应的大概值为4)，那么交换能量为正的，(参看等式(9a))(即，在这种情况下，负相互作用对局部自旋发生作用)。同时，如果中心到中心距离R的值变得大约大于1/π乘以费米(Fermi)波长λ_F的值，那么可以理解为当在正幅和负幅波动时，交换能量变小。同时，二维空间的RKKY相互作用展现一近似的波动结构。

因此，允许本发明的非磁物质显示铁磁性的条件之一应当满足，最靠近的量子点的中心到中心的距离R大于量子点的尺寸L(0＜L)并且小于或等于1/π乘以导电电子区域内的电子的费米(Fermi)波长λ_F(R≤λ_F/π)。即最靠近的量子点的中心到中心的距离R应满足不等式：0＜L＜R≤λ_F/π。换句话说，结论是为了允许本发明的非磁物质显示铁磁性，沿着量子被限制的方向上，最靠近的量子点的中心到中心的距离R的下限(R₁₁)需要大于量子点的尺寸L，并且最靠近的量子点的中心到中心的距离R的上限(R_ul)大约等于1/π乘以导电电子的费米(Fermi)波长λ_F的值。

另外，最靠近的量子点的中心到中心的距离R和沿着电子被限制的方向的量子点的尺寸L，在满足上述不等式的范围内，允许波动。这里，“量子点大小的尺寸的L”表示电子被限制的方向长度。

图12和13分别显示了在三维和二维情况中，费米(Fermi)波长λ_F和导电电子区域的导电电子密度n之间的关系。这里，在三维情况(参看图12)下，由实线标出的函数格式更特别表示为λ_F＝(2π/(3π²n))^1/3，以及在二维情况(参看图13)下，表示为λ_F＝(2π/(2π/n))^1/2。在图12和图13中，横坐标表示在一真正的装置中的电子密度的一实际范围。即，图12中，导电电子的密度在大约大于1×10¹⁷cm^-3的值，并且小于1×10¹⁸cm^-3值的范围内(与图14相似)，以及在图13中，导电电子的密度在大约大于1×10¹⁰cm^-2的值，并且大约小于1×10¹¹cm^-2值的范围内(也与图15相似)。在图12中，我们看出，与上述的电子密度相关的费米(Fermi)波长值λ_F在从大约20nm到大约50nm的范围内，并且在图13中，与上述的电子密度有关的费米(Fermi)波长λ_F在大约100nm到大约300nm的范围内。

如前述所示，1/π乘以费米(Fermi)波长值λ_F(即λ_F/π)决定了最靠近量子点之间的中心到中心的距离R的上限(R_ul)。因此，为了允许本发明的非磁性物质展示铁磁性，在三维情况中，最靠近的量子点的中心到中心的距离R的上限值R_ul必须在大约从7nm(即，20/π7nm)到20nm(50/πnm)的范围内，其取决于导电电子区域的电子密度n。同理，在二维情况中，可以看出，最靠近的量子点的中心到中心的距离R的上限值(R_ul)必须在大约从30nm(即，100/π30nm)大约到100nm(即：300/π100nm)的范围内，其取决于导电电子区域的电子密度n。

在前面的描述中，在图12中，导电电子密度限制在从1×10¹⁷cm^-3到1×10¹⁸cm^-3的范围内(在图13中，从1×10¹⁰cm^-2到1×10¹¹cm^-2的范围内)，在一真正的装置中，电子密度可以比这些值高。在种情况下，中心到中心的距离R的下限值可以低于7nm(或30nm)。

另外，如上所述，量子点的尺寸L在电子被限制的方向上必须小于最靠近的量子点的中心到中心的距离R(L＜R)。假如上述最靠近的量子点的中心到中心的距离R的上限值R_ul大约为7nm，那么，此量子点的尺寸最好小于7nm。同时，假使上述最靠近的量子点的中心到中心的距离R的上限值R_ul大约为20nm，那么量子点的尺寸最好更应小于20nm。同理，在二维情况下，假使上述最靠近的量子点的中心到中心的距离R的上限值R_ul大约为30nm，那么量子点的尺寸最好更应小于30nm。同样地，假使上述最靠近的量子点的中心到中心的距离R的上限值R_ul大约为100nm，那么量子点的尺寸最好更应小于100nm。如果这些条件被满足，沿着电子点被限制的方向量子点的尺寸L可以浮动。

图12和图13所示的函数格式不依赖于导电电子区域内形成的非磁性物质(即，下面所描述的III-V组中的物质和II-VI组中的物质)。铁磁的转移温度由下列等式给出：

T_c＝2J_zS(S+1)/3～J    (11)其中，在公式(9a)和(9b)中，J代表交换能量，Z表示最靠近的量子点的数目，及符号“～”表示Tc依靠晶格结构，例如，在立体点阵中，当Z＝6且S＝1/2时，意味着T_C采用大约为J的数量级(大约为J值的几倍的值)。

图14和图15所示分别为铁磁的转移温度的曲线图，在三维和二维的情况下，铁磁的转移温度为导电电子的密度n和量子点之间的中心到中心的距离R的函数，其中，导电电子区域是由GaAs制成的。从这些图中可以看出，在上述的横坐标中，所示的真正装置中的电子密度的整个实际范围，在三维情况下的一范围内，高于300K(在室温处)的铁磁的转移温度是可能的，如果最靠近的量子点的中心到中心的距离R大约小于或等于4nm(即，最靠近的量子点的中心到中心的距离R的上限R_ul大约为4nm)并且在二维的情况下，如果最靠近的量子点的中心到中心的距离R大约小于或等于10nm(即，最靠近的量子点的中心到中心的距离R的上限R_ul大约为10nm)。因此，基于RKKY相互作用的本模型中，为了在室温下出现铁磁性，那么最靠近的量子点的中心到中心的距离R需要更小于1/π乘以费米(Fermi)波长λ_F的值。特别是，如图14所示，在三维情况下，最靠近的量子点的中心到中心的距离R需要大约小于或等于费米(Fermi)波长λ_F的1/5。同理，如图15所示，在二维情况下，最靠近的量子点的中心到中心的距离R需要大约小于或等于费米(Fermi)波长λ_F1/10。在上述描述中，虽然我们为了说明铁磁转移温度，采用GaAs作为例子，但是上述铁磁转移温度在室温下出现的条件适用其它物质(下面所描述的III-V组和组II-VI中的物质)。

同理，为了使上述磁体在室温下显示铁磁性，在三维情况下，沿着电子被限制的方向，量子点的尺寸L最好小于4nm，在二维情况下，最好小于10nm。

很长时间以来，就已知当非磁化金属，如：铜和铝包含磁化杂质，如：铁(Fe)和镁(Mn)时，RKKY相互作用(临近的相互作用)为磁性杂质之间的相互作用。然而，在这些金属合金中，由于磁性杂质随机分布在母体金属的点阵中，作用一磁性杂质的自旋的内部磁场的方向决定了在母体金属磁性杂质分布。因此由于很难控制这样磁性杂质的位置，所以在工程中，在技术上控制金属合金的自旋位置也就相当困难。

另外，由于在用当今技术制造的真正装置中，金属的费米(Fermi)波长在大约从0.1nm到1nm的相当小的范围内，当随着自旋之间的距离的增加在正负符号之间波动时，RKKY相互作用继续很快地衰减，并且作用于各个磁性杂质的内部磁场，趋向在大小上波动。因为无法控制作用于这种磁性杂质的内部磁场的大小，所以技术上控制合金的自旋分布就相当的困难。

相反，假如在量子点内的局部自旋，由非磁化物质形成，通过导电电子系统受RKKY相互作用的控制，带来如下的工程优点。

(1)使用加工技术和自生成技术，很容易控制量子点的位置和尺寸。

(2)使用具有长费米(Fermi)波长的半导体物质，能够在空间上存在具有一定范围大小的多个量子点。例如，半导体物质的费米(Fermi)波长，如GaAs和硅(Si)，大约为几十纳米，这样大小的量子点已经很容易制造。当沿着电子被限制的方向，量子点的尺寸减小时(与最靠近的量子点的中心到中心的距离R减小一致)，铁磁的转移温度增加。因此尽可能形成最小的点。在一精细的加工技术里，已经形成小于10nm的量子点，并且，已经实现尺寸小于10nm的GaAs或硅的自成长的量子点(参看非专利文献2，Ueno et al.，“在双GaAs终端子层Si(III)子层上制造GaAs量子点”日本应用物理杂志，第40卷1888-1891页(2001)以及非专利文献3：Oda et al.，“由VHF加强型等离子化学蒸汽沉积毫微晶体硅量子点”，日本应用物理杂志，法国物理杂志4，第11卷1065-1071页(2001)。因此，使用上述半导体物质甚至能使现有的技术允许量子点充分在小于费米(Fermi)波长的空间内排列，这使RKKY相互作用是负的，从而，能使交换作用作用于量子点内的局部自旋，以出现铁磁性。

(3)使用半导体，包括非磁性物质，作为导电电子系统时，通过使用穿过栅电极的栅电压，能依据量子点的距离，进一步适当地调整费米(Fermi)波长并且能自由地控制铁磁性的接通和关闭。

(4)由于没有必要包括磁性金属物质，仅仅使用非磁性半导体物质可以得到磁性物质。这使得使用已存在的硅LSI处理，在整体制作使用的集成硅电路上建立磁装置成为可能。

(5)与扁平带状磁体不同，不需要量子点阵列统一及周期地排列。假如两个最靠近的量子点的彼此距离小于或等于1/π乘以费米(Fermi)波长，量子点之间的中心到中心的距离R及量子点的尺寸可以在某一范围内浮动。即，在扁平带状铁磁模型中，电子需要在周期性的排列的量子点间直接转移，并且电子的能量需要有扁平带结构，而在RKKY相互作用模型中，这就形成了本发明的理论基础，电子足可以通过导电电子系统，在量子点之间间接转移，因此量子点的排列不是必须周期性排列。即，RKKY相互作用模型中出现的铁磁性的机制是本质上不同于扁平带结构模型中出现的铁磁性的机制，其原因因为在本发明中，来自RKKY相互作用特性的量子点的大小和量子点间的中心到中心的距离R在某一程度上是允许有变化的。

(6)同时，在上面的讨论中，我们考虑了这种情况，量子点包含奇数个电子，由于大小浮动，也可以部分地形成含有偶数个电子的量子点。然而，这样的偶数电子的量子点仅仅作为具有零自旋的“非磁性杂质”，整体上对磁性没有不利的作用。相应地，在RKKY相互作用模型内，形成了本发明的理论基础，假如量子点的大小L甚至大约小于1/π乘以费米(Fermi)波长λ_F的值(比较好地，在三维情况下，大约1/5乘以λ_F以及在二维情况下，1/10乘以λ_F)，建议没有必要更严格控制。

(7)由于铁磁的转移温度依靠导电电子区域的导电电子的费米(Fermi)能量(参看公式(10)以及公式(9a)，(9b))铁磁性可以上升到室温。

(8)根据基于RKKY相互作用的本发明，因为在室温下，不仅可以在半导体量子点，而且可以在通过使用如，加工技术，生长技术，合成技术等形成的非磁性特征的半导体簇，碳簇和金属簇中展示出铁磁性，所以与现有技术中的磁性物质组成磁体相比较，新的磁性物质完全能够被实现。

上面提出的优点在相关金属磁体中是没有的，而在这方面，通过使用由非磁性物质组成的量子点形成的磁体，随着全面开发新工程应用的可能性具有很好的前景。

下面描述基于上面提出的理论背景，结合本发明的实施例进行如下的描述。

(第一实施例)

图1所示为本发明的第一实施例的磁体结构的说明图。另外，图2所示为图1的一点部分100的结构的说明图，如这些图所示，磁体1具有多量子点11的结构，多量子点11形成具有局部自旋的局部电子区域，其中至少一个电子被限制，多量子点11相互掩盖在点部分100处，由阻挡层12环绕(势垒电位区域)，电子通过阻挡层，在每一个量子点11内被限制，在一导电电子区域13，由导电电子系统组成，其能量小于阻挡层12的能量。

同时，对于电子局部区域和导电电子区域13的量子点11的能量大小为任意值也没有相反意见。

另外，在量子点11，阻挡层12和导电电子区域13中的关系与下面描述的其他实施例结构的关系可以是相同的。

在此实施例中，假如采用在细小的区域中电子被限制的结构形式，其区域的量子点11的大小L的值从大约几nm到100nm，则优先采用磁体1。特别是，与理论背景相连的上述内容，在三维情况下，量子点11的大小尺寸L最好大约小于如图12所示的20nm。另外，如图14所示，为了允许在室温下，展现铁磁性，量子点11的大小尺寸最好大约小于4nm。在二维情况下，如图13所示，量子点11的大小尺寸最好大约小于100nm。另外，如图15所示，为了允许在室温下，展现铁磁性，量子点11的大小尺寸最好大约小于10nm。

作为量子点11的物质，可以确信这些物质包括组III-V物质(例如，非磁性物质，如，GaAs，InAs，InGaAs，GaN，InGaN或相似的物质)，组成组III的元素，例如，如镓(Ga)，铝(AL)，铟(In)以及组V的元素，如，氮(N)，磷(P)，砷(As)，锑(Sb)及结合体，及组II-VI的物质(非磁性物质，如：ZnS，ZnSe，CdSe，HgTe和CdHg或相似的物质)组成组II的元素，如，锌(Zn)，镉(Cd)和水银(Hg)以及组VI的元素，如，硫(S)，硒(Se)，碲(Te)及结合体。

例如，可以通过准备细小的半导体，使用离子、电子束以及可选的正发展的技术中加工技术，形成量子点11。也可以通过允许在半导体量子的完好的结构，可以形成量子点11。另外，自身成长的方法可以考虑为，通过利用使用Volmer-Weber模式而得到的半导体晶体生长的方法，由于点阵常量的不同所引起的应力而导致的Stranski-Krastanov模式，Frank-van der Merve模式以及成长模式，细小的量子点岛(大量的量子点转移过来)是随着自我转移和自我组织的能力，自然成长的，其结果导致量子点岛，通过阻挡层12结合到导电电子系统13。

由上述方式构造的这样的磁体1，由于量子点11，通过阻挡层12结合到导电电子系统13，由于隧道效应，在量子点11内被限制的电子，能够穿过阻挡层12，并且移向或离开导电电子系统13。假如，阻挡层12的厚度相当大，电子就不能穿过，如果阻挡层12的厚度太小，量子点的限制效果会很弱，并且，在这两种情况下，铁磁的转移温度都容易降低。因此，在量子点11形成的过程中，通过适当调整其生长，合成或处理的条件，阻挡层12需要形成最合适的厚度。同时，这里，最合适的厚度是指一厚度，在此厚度内，Γ/πU在大约值0.1并且最大值大约为1，假设Γ/πU超过1，那么，电子在量子点11内很难被限制。

阻挡层的厚度I，允许Γ/πU最大值大约为0.1，其大大小于量子点的大小尺寸L，例如，当我们假设阻挡层的势垒为长方形时，量子点中电子的波函数以一指数函数关系扩展到阻挡层的外部。通过量子力学统计，此扩展的长度已给出。

$d=\frac{h/2\mathrm{\&pi;}}{\sqrt{8\mathrm{mV}}}---\left(12\right)$

其中h是Plank常数，m是效果质量，以及V是用费米(Fermi)能量项测量的势垒电位的高度。

当此扩展的长度大约等于阻挡层的厚度I，电子被限制，并且，因此能够识别最合适的厚度，能够结合导电电子系统。考虑使用半导体物质(例如，AlGaAs和SiO₂)作为阻挡层，势垒电位的高度大约等于V＝1eV(电压)。当使用m＝0.1m₀(m₀是电子的质量)，阻挡层的厚度等于d(I)＝0.3nm。因此，通过适当调整晶体成长及处理状态，如，阻挡层的厚度达到大约值0.3nm，将Γ/πU设置到一合适值是可能的。另外，例如，通过适当减小AlGaAs中Al的组成，甚至势垒电位的高度V降低(或阻挡层的厚度增加)，能够将Γ/πU设置到一合适值。

上述内容结合理论背景，当设计能够使最靠近的量子点11的中心到中心的距离R大约小于费米(Fermi)波长的1/π的值(比较好的是，在三维情况下，小于1/5乘以λ_F的值，在二维情况下，小于1/10乘以λ_F的值)，铁磁的相互作用在量子点的局部管脚之间发生作用，因此，在导电电子区域13内，引发自旋的极化被感应。

同时在图1中，点部分100显示为不规则的排列(例如，L＜R1≠R2≤R_ul)，这反应出现在的加工技术的精确性是有限的。然而，根据本发明所提出的内容，允许量子点部分100之间的距离变化已成为可能。可以说成是形成磁体的能力，即使在加工精确性上非常严格的条件下，也足以展示铁磁性，提供了重要的特性。

在真正的实例中，参考上述的理论背景，当构造本实施例的磁体时，设计成最靠近的量子点11的中心到中心的距离R(包括R₁或R₂)大约大于量子点大小尺寸L而小于1/π乘以费米(Fermi)波长的值，成为最重要的一点。另外，为了在室温下，允许磁铁性出现，最好设计成最靠近的量子点的中心到中心的距离R大约大于量子点大小尺寸L而小于1/5乘以费米(Fermi)波长的值(在三维情况下)或大约小于1/10乘以费米(Fermi)波长的值(在二维情况下)。

本发明在这种的条件下，最靠近的量子点的中心到中心的距离R和每一个量子点11的大小尺寸L的变化，在满足上述理论背景中的范围内，是允许的。这就意味着从非磁性的半导体中制造磁体1是可能的，不会造成每一个量子点11形成在一特定的阵列中。因此，当制造本发明所述的磁体1，半导体磁体1可以不必在一特定高水平的控制中制造，这是很有利的。

另外，虽然图1所示的所有点部分100(以及图2)都显示为相同的结构，但是这只是因为便于描述附图，在真正的实例中，点区域100形成各自不同的形状是可以理解的。

再者，磁体1的形状不应该局限于图1所示的某一特定立体结构。在图1中，由于主要目的是描述磁体1的主要部分的结构，尽管整个结构是在简单立体结构中描述的，可是在真正的实例中，磁体1可能被处理成各种形状。这种方法也同样应用到说明下面将描述的其他磁体结构的其他附图中。

在此实施例中，制造与磁体1，具有相同优点的各种不同的磁体。因此，下面对具有这样磁体结构的例子做如下解释。同时，值得注意的是，形成磁体的量子点的大小尺寸几乎等于量子点11的尺寸。

图3所示为一磁体2结构的说明图，其中，点部分100，每一个点部分包括其外部周长被阻挡层围绕的量子点，其被放入相接触的导电电子上部区域23内，图中所示的各个点部分100形成的结构在图2中显示。

图4所示为一磁体3结构的说明图，其中，阻挡层32在导电电子区域33上形成，另外，量子点31放在阻挡层32上。在此图中，导电电子区域33的一较低层形成的是绝缘层34。

图5所示为一磁体4结构的说明图，磁体4具有分布层结构，其上部和下部导电电子区域43a和43b是暴露的，以便加入阻挡层42中，阻挡层内埋有量子点41。图中所示的磁体4中，导电电子区域43a和导电电子区域43b分别相当于一源电极和一漏电极，能使电流通过埋入的量子点流经此源电极和漏电极。

如上述，由于由本发明的第一实施例的非磁性物质组成的磁体，包括电子被限制的局部区域(量子点)，势垒电位区域(阻挡层)与局部电子区域紧密相连，并且比局部电子区域，有较高的势能，而导电电子区域比势垒电位区域势能低允许电子通过势垒电位区域，从局部电子区域传送以及移出，在室温下展示铁磁性是可能。

一般，甚至在室温下，由大量量子点阵列组成的物质展示铁磁性很不明显。根据本发明，通过使用基于RKKY相互作用原理构筑的量子点阵列，甚至使在室温下，展示铁磁性的磁体成为可能。

另外，由于通过使用已经存在加工技术、生长技术、以及合成技术，本实施例的磁体可以形成，磁体利用在相同子层，使用相关的技术装置能够形成，如，晶体管。通过使用这样的半导体点磁体，非常显著的贡献是在制造小型的、高集成度的LSI芯片，其未来发展前景很值得看好。

另外，根据本实施例，由于半导体具有使用穿过栅电极的电压会引起导电电子密度随机变化的特点，磁铁很容易被控制接通或关闭，同时被用作磁开关装置或磁感应器。

另外，对于半导体来说，电子转移的程度和量子点的结构很容易变化是可能的，所以可以认为磁体在相当好的控制性下被制造出。

同时，根据基于本发明的RKKY相互作用，因为在室温下铁磁性不仅在半导体量子点而且在半导体簇、碳簇和金属簇中就可展现。所以非磁特性，使用加工技术，成长技术、合成技术等，相对由相关技术的磁物质组成的此磁体，可以得到一种新的磁物质。

(第二实施例)

图6所示为一本发明第二实施例的磁体结构的说明图。图6所示的磁体5试图使用二维导电电子气体，其在二维电子系统界面56中形成，如，由GaAs、铝-镉-硒(AlGaAs)组成的化合物半导体和由硅和硅氧化物组成的硅MOS(金属氧化半导体)晶体管换流层的不同的接口。

然而，图6显示在半导体54和半导体55之间的边界处，形成二维电子系统接口56，在一种情况下，二维电子系统接口56包括上述的半导体化合的不同接口，半导体54是由GaAs组成，半导体55(绝缘层)是由AlGaAs组成。在这种情况下，GaAs和AlGaAs也可以颠倒。也可以，在二维电子系统中，接口56由硅MOS晶体管的颠倒层组成。半导体54是由硅组成而半导体55(绝缘层)是由氧化硅组成。

在二维电子系统接口的形成方法和物质结构方面，可以使用除上述以外的各种各样的其它方法，严格地说，图6所示的方法仅仅是一个例子。

一个外部的金属电极栅(金属栅)57，在一特定的构造中处理，直接安置在二维电子系统(导电电子区域)的上部表面，以便加入半导体55内，在金属电极栅57上使用负电压，使静电势能在金属电极栅57的正下方区域增加，使电极主要在二维电子系统接口56区域的临近区域被排斥(对应图6网状区域的half-tone点)。结果，电子在二维电子系统接口56内被区域化，在此另外形成了导电电子系统区域53，量子点区域51以及阻挡层区域52。

图7所示为一典型二维电子系统接口56的说明图，当金属电极栅57上使用负电压，此时形成了量子点区域51、阻挡层区域52。如上面所述，量子点区域51的所占空间大小以及分布是由金属电极栅57的形状所决定的，因此，没有必要严格指明图7所示的方法，其仅仅是一个例子。

在此实施例中，量子点区域51的大小假设与上述的第一实施例中的量子点区域51的大小相等。

另外，同上述提出的第一实施例一样，在最靠近的量子点之间的中心到中心的距离R与量子点11的大小尺寸L可以不同。

在上述提出的第二实施例中，取得与第一实施例相同的优点是可能的。

(第三实施例)

图8所示为一本发明的第三实施例的磁体结构的说明图。图中所示的磁体6是使用蚀刻处理的方法或半导体的选择成长方法制造的。特别是，通过蚀刻处理，处理一半导体削去其中的一部分以最终形成图8所示的结构，电极依靠这种结构传送允许电极在量子这个线域内累积，在同一图中具体的菱形形状表示的此导线区域的横截面，因此形成量子点部分61。同时，量子点部分61的大小也与第一实施例和第二实施例的量子点部分的尺寸相等。另外，在图8中，以相同的菱形形状显示和描述了所有形成量子点部分61的横截面区域。当然可以理解，通过电子的真正传送形成的量子点部分61分别具有不同的结构。

以这样的方式，磁体6的导电电子区域63，在具有立方结构的半导体区域内可以在很宽的范围内实现。通过蚀刻技术和选择的生成方法制成的在细线结构中，形成量子点部分61。同时，阻挡层区域62，也可以通过制造或加工在量子点区域61和导电电子区域63之间的狭窄通道形成。

当然，本实施例的磁体6通过使用依据模型的氧化方法(PADOX方法：依据模型的氧化)而形成，其中，在氧化硅的时间内，在狭窄的细线区域和宽的导电电子区域之间的结合部分是受比其他部分进一步加强的氧化控制的，允许阻挡层在结合部分自然形成。

没有必要在指明上述本发明第三实施例，其和上述已经讨论过的两个实施例具有相同的优点。

(第四实施例)

图9所示为本发明的第四实施例的磁体结构一举例的说明图。磁体7具有一结构，其导电电子区域73a和73b被排列其中，以便穿透埋有量子点的阻挡层72。图中所示磁体7的导电电子区域73a和73b分别作为一源电极、一漏电极，并且允许电流通过埋入的量子点流过源电极和漏电极。除此之外，在本实施例中，磁体7包括一结构(有三个终端成分)，在此结构中，有绝缘层74和外部栅电极75，通过绝缘层74，电压被接到导电电子区域73a和73b上，有绝缘层外部栅电极暴露在导电电子区域73a和73b的外部附近。在此磁体7中，对外部栅电极75使用电压，能使导电电子区域73a和73b的导电电子密度，随变化而变化。因此，磁体7作为一三终端成分，允许量子点排列71部分的铁磁状态自由被接通和关闭。

图10所示为一上述提出的第四实施例的磁体第二结构举例的说明图。磁体8具有一结构，包括一点部分81，其具有多个量子点，在每一个量子点里，比周围的电子具有较低势能的多个电子被限制，阻挡层，其能量高于形成量子点的电子的一费米(Fermi)能量，以及一导电电子区域82，具有比阻挡层具有较低的势能，其中，多个量子点随阻挡层被夹入而被埋入阻挡层。另外，构造暴露在导电电子区域82下面的这样的结构是绝缘层83，并且与导电电子区域82相连接的是一外部栅电极84。通过对外部栅电极84应用电压，导电电子区域82的导电电子密度，可以发生变化，通过外部栅电极84，使调整导电电子系统的费米(Fermi)能量成为可能。通过这样做，磁体8能够使点部分81的磁铁状态，随时间的变化自由地被接通和关闭。

一般，假如在量子点和与其相连的绝缘层之间的点阵常量不匹配或在量子点的晶体结构内发生各向异性，那么由于压力或带结构的各向异性，在量子点内，结构的各向异性增加是由于应力或带状结构的各向异性，从而导致量子点自旋中磁的各向异性。当使用强自旋轨道作用的物质(如，InAs)作为量子点时，相同的磁的各向异性也增加。由于这个原因，当量子点作为一个整体，具有磁铁性时，量子点能够具有定位在某一方向的易磁化轴(Easy轴)，即，通过使用半导体物质，磁体能够具有与金属磁体相同的特性。由于这个原因，可以相信，仅仅使用半导体物质的磁体在GMR磁头、磁感应器以及非挥发存储器(包括MRAM)中有一较宽范围的应用。除了这些，使用半导体物质的磁体也具有在金属磁体不会出现的特性。即，因为导电电子系统的费米(Fermi)能量，用于外部电极，很容易地被调整，这使接通或关闭量子点阵列部分的磁铁状态是成为可能。使用这种能使物质用作自旋装置，如，自旋晶体管。另外，光磁物质的应用使光的极化自旋通过使用一外部电压自由地被接通或关闭，并且能够使新装置物质得到有效的利用。最靠近提出的实施例展示了这样的新装置的一典型结构例子。

没有必要指明上述第三实施例，其与上述三个实施例具有相同的优点。

本发明也涉及与上述的第一到第四实施例提供相同的优点的实施例的其它各种不同的形式。

虽然严格地讲，很难讲在量子点和量子点之间没有直接的转移，为了发生直接的转移，允许量子点和量子点之间的结合能量小于导电电子系统和量子点之间的结合能量。在这个方面，例如，如图7所示，因为试图采取这种结构，其点与点之间的阻挡的厚度L₂确比导电电子系统和量子点之间的厚度L₁厚(L₁＞L₂)，所以由于量子点和量子点之间电子直接转移，铁磁的转移温度的下降是不可能发生。同理，这适用所有上述实施例。

如上所述，根据本发明从非磁化物质中制造磁体是可能的，通过量子点的结合展现磁性，每一个量子点被阻挡层包围，通过导电电子区域彼此结合，并且是很容易制造。另外，在室温下，提供自由控制铁磁性出现的开或关的磁装置是可能的。另外，提供在一高级别上，不需要控制而制造由非磁物质组成的磁体的方法是可能的。

上述内容所涉及的主题包含在2002年8月30日在日本的申请，其申请号为No.2002-256036，其全部内容在此作为参考而被结合使用。

Claims (14)

1.一种由非磁性物质组成的磁体，包括：

一多个局部电子区域，每一个局部电子区域内，至少有一个电子被限制，形成一局部自旋；

一势垒电位区域，其能量高于局部电子区域内电子一费米(Fermi)能量，并且将电子限制在各自的局部电子区域内；以及

一导电电子区域，包括一导电电子系统，其能量低于势垒电位区域的能量；

其中，基于通过导电电子区域，局部自旋相互作用，各自局部电子区域，通过势垒电位区域和导电电子区域，被处理成彼此分离以显示出铁磁性。

2、根据权利要求1所述的磁体，其中，各自局部电子区域由量子点形成。

3、根据权利要求2所述的磁体，其中，量子点在空间上被安排在一范围内，其范围的尺寸是允许浮动的并且满足最靠近的量子点的中心到中心的距离大于沿着量子点被限制的方向上的量子点大小的尺寸，且不大于1/π乘以导电电子区域的导电电子的费米(Fermi)波长的条件。

4、根据权利要求3所述的磁体，其中，各自量子点被安排在一三维空间内，使导电电子的费米(Fermi)波长大约不大于50nm。

5、根据权利要求3所述的磁体，其中，各自量子点被安排在一三维空间内，使导电电子的费米(Fermi)波长大约不大于4nm以便磁体在室温下展示出铁磁性。

6、根据权利要求3所述的磁体，其中，各自量子点被安排在一二维空间内，使导电电子的费米(Fermi)波长大约不大于300nm。

7、根据权利要求3所述的磁体，其中，各自量子点被安排在一二维空间内，使导电电子的费米(Fermi)波长大约不大于10nm，以便磁体在室温下，展示出铁磁性。

8、根据权利要求3所述的磁体，其中，各自量子点允许一尺寸在一范围内浮动，在此范围为，沿着电子被限制方向上的量子点大小的尺寸小于1/π乘以导电电子的费米(Fermi)波长。

9、根据权利要求3所述的磁体，其中，势垒电位区域具有一厚度，其厚度为沿着量子点被限制方向上，从最靠近的量子点的中心到中心的距离减去的量子点大小的尺寸之差的一半。

10、根据权利要求1所述的磁体，其中，各自局部电子区域和势垒电位区域由静电势能形成，当一给定的电压应用在一外部栅电极上，二维空间的半导体和绝缘层接口处的导电电子区域，其形成于绝缘层上。

11、根据权利要求1所述的磁体，其中，各自局部电子区域通过允许电子在一量子线结构中被限制而形成。

12、根据权利要求1所述的磁体，其中，局部电子区域是由半导体量子点，半导体簇、碳簇和金属簇中的其中之一组成。

13、一种磁装置，包括：

一磁体，其包括多个局部电子区域，每一个局部电子区域至少有一个电子被限制形成一局部自旋，一势垒电位区域，其能量高于局部电子区域的电子的一费米(Fermi)能量，并且将电子限制在各自的局部电子区域内，以及一导电电子区域，其包括一导电电子系统，其能量低于势垒电位区域能量，其中各自局部电子区域，通过势垒电位区域和导电电子区域，被处理成彼此分离，基于通过导电电子区域的局部自旋之间的相互作用以显示铁磁性。

一绝缘层，以及一栅电极，通过绝缘层，处理成大约最接近磁体的导电电子区域；

其中，通过对栅电极使用电压允许磁体的铁磁的状态可被控制成开或关。

14、一种制造由非磁性物质形成的磁体的方法，其方法包括：

通过一势垒电位层，在导电电子区域上的半导体物质以自我组织的能力而成长，使得最靠近的量子点的中心到中心的距离不大于1/π乘以导电电子的费米(Fermi)波长。

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