Известия РАН. Серия физическая, 2022, T. 86, № 7, стр. 1013-1018

ВВЕДЕНИЕ

Сегодня исследования процессов в устройствах спинтроники, таких, как микро- и нано-гетероструктурах из ферромагнитных (ФМ) и антиферромагнитных (АФМ) металлов (магнитных переходах), представляют интерес в связи с широкими возможностями их применения [1–3]. Так в работах [4–6] показано, что при протекании тока сквозь магнитный переход ФМ–ФМ может возникать ТГц излучение в силу спин-поляризации потока свободных электронов и его разделения по спиновым подзонам, приводящее к спин-флип переходам электронов между подзонами. Практически, на этой основе возможно создание ряда квантовых генераторов с токовой накачкой, что особенно актуально для ТГц диапазона. На сегодня в качестве одного из вариантов реализации этого принципа можно рассматривать ТГц излучатели, использующие механизм спиновой инжекции током в магнитных переходах [7–12].

В экспериментальных исследованиях действующих макетов спин-инжекционных излучателей регистрируемый сигнал наблюдается в диапазоне частот 7–30 ТГц, который частично совпадает с максимумом теплового излучения при температуре нагрева объекта до ~100°С. Так как в рабочем режиме через спин-инжекционный излучатель может протекать ток до 1 А, который нагревает излучатель до этих температур, то в спектре излучения возможно одновременно регистрировать мощности теплового и динамического излучений. Естественно, что парциальный состав излучаемой мощности зависит от эффективности работы спин-инжекционного излучателя. В некоторых случаях [9], динамическое излучение составляет проценты от общей мощности излучения, в других случаях, при более эффективном источнике, тепловое излучение практически не регистрируется [11].

Некоторое подавление теплового излучения при работе спин-инжекционного излучателя можно объяснить природой динамического излучения, которая, как отмечалось в ряде наших работ [7, 12] определяется как прямыми, так и косыми квантовыми переходами, требующие поглощение фононов. Практически это означает отбор тепла от рабочего тела. Таким образом поглощение фононов может снижать тепловое действие тока, что, по нашему мнению, может снижать интенсивность теплового излучения и, как следствие, может приводить к конкуренции излучательных процессов, обусловленных динамической либо тепловой природой. Но это предположение требует дополнительных, подробных исследований. В данной работе отражены некоторые результаты этих исследований.

ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНОЕ НАБЛЮДЕНИЕ “КОНКУРЕНЦИИ” РЕЖИМОВ ИЗЛУЧЕНИЯ

Экспериментальное наблюдение проводилось на одном из наиболее эффективно работающих спин-инжекционных ТГц излучателей, построенном на базе массива нанопроволок [13]. Измерения проводились на спектро-анализаторе фирмы Bruker “Vertex 80 V”. На рис. 1 представлен спектр регистрируемого сигнала в диапазоне длин волн 10–25 мкм, измеренный при разных значениях тока.

В процессе работы излучателя стабилизируемое напряжение изменялось с шагом 1 В от 0 до 11 В. При напряжении 11 В работа излучателя прерывалась из-за скачкообразного увеличения его сопротивления, связанного с необратимыми структурными изменениями нанопроволок. При этом температура поверхности излучателя была ~80°С. Согласно результатам, представленным на рис. 1, характер спектральных кривых имел две разновидности. До значения тока ~53 мА, интенсивность сигнала в исследуемом диапазоне длин волн с уменьшением длины волны монотонно нарастала до максимального значения при λ ~ 10 мкм. Такое поведение спектра соответствует характеру кривой Планка для излучения “горячего” тела. При значениях тока в диапазоне 53 мА (7 В)–85 мА (10 В) мощность излучения на уровне 3 дБ наблюдалась в диапазоне длин волн 15–17 мкм. При этом излучение на длинах волн, соответствующих максимуму теплового излучения на кривой Планка (λ ~ 10 мкм), имело меньшие значения, чем на λ ~ 16 мкм (см. кривую 3 на рис. 1). Пороговое значение тока, необходимого для возникновения пиковой концентрации мощности, позволило нам сделать предположение о нетепловой, динамической природе излучения в этом диапазоне λ. В то же время при отсутствии динамического излучения (кривые 1, 2, 4) на λ ~ 10 мкм наблюдался максимум излучения. После прекращения работы излучателя при напряжении 11 В динамическое излучение исчезало (значение тока 14 мА ниже пускового), и кривая спектра “горячего” излучателя (кривая 4) становится близкой расчетной кривой теплового излучения Планка (штриховая кривая 5 на рис. 1).

Более наглядно конкуренция режимов излучения видна на рис. 2, где представлены зависимости интенсивности излучения от напряжения, регистрируемые на двух различных длинах волн. Кривая 1 соответствует изменению интенсивности регистрируемого излучения на длине волны максимума теплового излучения, совпадающего с максимумом кривой Планка (λ = 10 мкм), кривая 2 – максимуму динамического излучения (λ = = 16 мкм).

В качестве переменной величины здесь использовано напряжение, так как его значение на каждом шаге стабилизировалось, при этом ток мог изменяться в небольшом диапазоне значений вследствие некоторого разогрева массива нанопроволок. При напряжении 11 В из-за структурных изменений нанопроволок их сопротивление возросло и значение тока упало до 14 мА, при этом напряжение осталось неизменным. Таким образом, выбор напряжения в качестве переменной величины позволил получить сравнительно монотонно изменяющиеся зависимости интенсивности излучения от напряжения.

Анализируя характер изменения кривых интенсивностей теплового (кривая 1) и динамического (кривая 2) излучений, видим, что при включении излучателя (U = 1 В) интенсивность излучения на обоих кривых увеличивается, что можно объяснить преобладанием тепловой компоненты, излучаемой на обоих длинах волн. Однако, по мере увеличения напряжения (рабочего тока), примерно со значения напряжения 3 В, интенсивность теплового излучения на λ = 10 мкм начинает заметно уменьшаться, а динамического – нарастать. При этом отметим наличие двух участков нарастания мощности динамического излучения с ростом напряжения. Первый более пологий от U = 3 до 6 В, и далее свыше U = 6 В наблюдается более интенсивный рост мощности излучения. На основании этого можно говорить о наличии двух различных механизмов формирования динамического излучения при спиновой инжекции током, отличающихся эффективностью работы излучателя. Это подтверждает и сравнение результатов, представленных на обоих рисунках. Так если в диапазоне напряжений 3–6 В интенсивность динамического излучения мала и тепловое излучение преобладает (кривая 2 рис. 1), то при превышении 6 в (ток 55 мА) интенсивность динамического излучения резко возрастает, превышая интенсивность теплового излучения (кривая 3 рис. 1). Такой скачек динамического излучения, по нашему мнению, связан с возрастанием поглощения фононов. Однако этот феномен требует отдельного более детального исследования. При напряжении 11 В динамическое излучение исчезает (ток 14 мА ниже пускового значения), а тепловое скачком возрастает, приобретая характер близкий тепловой кривой Планка. В целом поведение кривых имеет зеркально противоположный характер: рост динамического излучения соответствует уменьшению теплового и наоборот. Именно такое поведение кривых позволило нам сделать предположение о конкуренции теплового и динамического излучений.

ОБЪЯСНЕНИЕ НАБЛЮДАЕМОГО ЭФФЕКТА

Для объяснения процесса конкуренции теплового и динамического излучений прежде всего рассмотрим процесс формирования излучения при прохождении тока сквозь магнитный переход спин-инжекционного излучателя в терминах температурного поля. В нашем случае магнитный переход можно представить термодинамической системой с двумя степенями свободы. Одна из них связана со степенью нагретости излучателя и количественно определяемая соотношением, получаемым из преобразования формулы Планка:

Здесь h – постоянная Планка, ν_р – частота теплового излучения, k_B – постоянная Больцмана, $A = {{8\pi {{\nu }^{2}}} \mathord{\left/ {\vphantom {{8\pi {{\nu }^{2}}} {{{c}^{2}}}}} \right. \kern-0em} {{{c}^{2}}}},$ u – излучательная способность абсолютно черного тела. Другая степень свободы связана с парциальной неоднородностью спинового состояния магнитной системы и определяется соотношением для спиновой температуры [7]: Здесь T_s – спиновая температура, ν_s – частота, определяемая спиновой неоднородностью системы, P – спиновая поляризация.

Сравнивая соотношения (1) и (2), видим их качественную идентичность. В обоих случаях температура пропорциональна излучаемой энергии hν и обратно пропорциональна излучающей способности, определяемой в (1) и (2) величиной под натуральным логарифмом. В первом случае она связана с излучательной способностью u нагретого током излучателя, во втором случае – с возникновением спиновой нескомпенсированности в магнитном переходе излучателя при спиновой инжекции током, определяемой спиновой поляризацией Р. В обоих случаях источником энергии для изменения той или иной температур служит ток, пронизывающий магнитный переход. Единый источник энергии для рассматриваемых процессов порождает идею о возможной их связи при излучении в одном диапазоне частот ν_p ~ ν_s.

Рассмотрим подробнее, как спиновая поляризация может быть связана с нагревом излучателя. Так как теоретически процесс рассматривается при допущениях существенно упрощающих рассматриваемый процесс инжекции спинов, то приводимые ниже выводы следует считать качественной оценкой реального процесса.

Известно [6], что при пересечении границы слоев магнитного перехода током в рабочем слое на расстоянии спиновой релаксации $l = \sqrt {D\tau } $ ~ 30 нм от границы раздела происходит изменение спиновой концентрации Р, описываемой уравнением

Уравнение (3) получено ${\text{c}}$ учетом условия сохранения электрического заряда, $\vec {\nabla } \cdot \vec {j} = 0$ [7], а так же в предположении, что в обоих спиновых подзонах носители тока имеют одинаковые подвижности ${{\mu }_{ - }} = {{\mu }_{ + }} = \mu $ и коэффициенты диффузии ${{D}_{ - }} = {{D}_{ + }} = D.$ Здесь и далее $\tau $ – время релаксации спинов, ${{j}_{D}} = {{enD} \mathord{\left/ {\vphantom {{enD} l}} \right. \kern-0em} l} = {{enl} \mathord{\left/ {\vphantom {{enl} \tau }} \right. \kern-0em} \tau }$ – плотность тока диффузии электронов, $n$ – концентрация электронов в металле, ${{P}_{2}}$ – равновесная спиновая поляризация рабочей области (ферромагнетик, в который инжектируются спин-поляризованные электроны), Р – неравновесная спиновая поляризация рабочей области.

Процесс, описываемый уравнением (3), схематично изображен на рис. 3 для случая с противоположно направленными намагниченностями слоев рассмотренный ранее в [13]. Согласно этому рассмотрению под действием напряжения внешнего источника V, прикладываемого к магнитному переходу, сквозь него протекает спин-поляризованный ток I, приводящий к возникновению излучения. На рис. 3 представлены три зоны: I зона – ферромагнитный инжектор, в котором электроны разделены по спиновым энергетическим подзонам и находятся в состоянии спинового равновесия так, что большая их часть имеет спины, ориентированные параллельно намагниченности инжектора (мажорные электроны), а меньшее часть – антипараллельно (минорные электроны). Подзоны имеют общий равновесный уровень Ферми, а дно подзон раздвинуто по энергии на величину, пропорциональную обменной энергии ${{I}_{1}} = {{\mu }_{B}}\alpha {{{\kern 1pt} }_{{sd1}}}{{M}_{1}}.$ Зона II – рабочая область, ФМ или АФМ с иными, чем у инжектора, магнитными характеристиками. В этой зоне электроны находятся в неравновесном спиновом состоянии, так как в силу противоположной направленности намагниченности слоев и сохранению спинового состояния системы мажорные электроны инжектора становятся в рабочей области минорными и наоборот. Возникают квазиуровни Ферми ${{\varepsilon }_{{F \pm }}},$ а расщепление дна подзон изеняется пропорционально изменению обменной энергии I₂. Под действием внешних факторов происходят межзонные переходы неравновесных электронов с переворотом спина и возможным излучением кванта энергии. Зона III – область, где после релаксации неравновесных спинов устанавливается равновесное спиновое состояние.

Подробное решение уравнения (3) приведено в [8]. Полученное соотношение определяет отклонение спиновой поляризации от равновесной $\Delta P = P - {{P}_{2}},$ где Р при ${j \mathord{\left/ {\vphantom {j {{{j}_{D}}}}} \right. \kern-0em} {{{j}_{D}}}} \ll 1$ можно представить в виде:

Здесь Р₁ – равновесная спиновая поляризация инжектора, φ – угол между намагниченностями слоев, j – плотность тока, x – координата распространения тока.

Это соотношение позволяет описать энергетический процесс в магнитном переходе как [8]:

Согласно (5) спин-инжекционный механизм излучения в рамках принимаемого нами параболического приближения $\varepsilon = {{{{p}^{2}}} \mathord{\left/ {\vphantom {{{{p}^{2}}} {2m}}} \right. \kern-0em} {2m}}$ определяется двумя качественно различными процессами. Так, часть электронов изменяет свою энергию с сохранением импульса. При этом межзонный спин-флип переход электронов связан с обменной энергией 2I₂, т.е. мы имеем прямые квантовые переходы. Другая часть электронов изменяет свою энергию в пределах $({{\varepsilon }_{{F + }}} - {{\varepsilon }_{{F - }}})$ с изменением импульса, то есть имеют место косые квантовые переходы, при которых необходим отбор энергии от среды при поглощении фонона или магнона. Этот процесс может частично поглощать тепло, что отражено на рис. 1 и 2.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Проведенные исследования спин-инжекционного излучателя показали присутствие в спектре его излучения двух компонент, связанных как с нагревом излучателя током (тепловое излучение), так и излучение, имеющее нетепловую природу, связываемую нами со спиновой инжекцией током (динамическое излучение). Так как динамическое излучение частично определяется косыми квантовыми переходами, требующими поглощения третей частицы, фонона, то оно может приводить к некоторому уменьшению нагрева излучателя током. Тем самым возможно уменьшение интенсивности теплового излучения при работе спин-инжекционного излучателя, что можно представить как конкуренцию двух разновидностей излучения.

Исследование выполнено при частичной финансовой поддержке Российского фонда фундаментальных исследований (проекты № 19-29-03015-мк, № 20-07-00349-а). Частично работа выполнена в рамках темы государственного задания ФНИЦ “Кристаллография и фотоника РАН”, частично – в рамках темы государственного задания ИРЭ им. В.А. Котельникова РАН.