A. Bournel Electronique de spin et semiconducteurs Arnaud Bournel Institut d'Electronique Fondamentale, CNRS UMR 8622, Université Paris Sud, Bât. 220, F-91405 Orsay Mél. : [email protected], Tél. : 01 69 15 40 25, Fax : 01 69 15 40 20 2-Commutateur optique à spin Les interrupteurs tout optique peuvent tirer profit de la dynamique de spin électronique dans les hétérostructures III-V. En effet, il est possible de moduler la transmission d'une lumière polarisée rectilignement par une population électronique polarisée en spin. L'interrupteur est constitué d'une hétérostructure III-V à multi-puits quantiques dans laquelle des électrons polarisés en spin sont générés par "pompage optique" (génération par un flux lumineux à polarisation circulaire). Ce gaz entièrement polarisé en spin est "sondé" par une lumière incidente polarisée rectilignement, décomposable en polarisation circulaire gauche σ+ et droite σ-, et le faisceau réfléchi est analysé par un polariseur croisé. Sans polarisation de spin électronique, la somme des composantes σ+ et σ- du rayon réfléchi donne une polarisation linéaire et l'analyseur coupe le signal. Si au contraire on polarise en spin les électrons des puits quantiques, ceux-ci 100 Temps τ s (ps) 1-Introduction L'électronique de spin, ou "magnétoélectronique" [1], est une nouvelle thématique de recherche en plein essor depuis la fin des années 80. Les premières structures étudiées dans ce domaine sont constituées de multicouches métalliques ferromagnétiques, séparées soit par des isolants "tunnel", soit par des films métalliques non magnétiques. Leurs principes de fonctionnement sont liés à une propriété des métaux ferromagnétiques relative au spin des électrons : ils injectent ou collectent préférentiellement des porteurs dont le spin est polarisé suivant la direction de leur moment magnétique. De tels dispositifs sont déjà utilisés au niveau industriel en tant que capteurs de champ magnétique pour têtes de lecture de disques durs, ou sont appelés à l'être bientôt dans le cas des mémoires RAM magnétiques. Durant ces quatre dernières années, des groupes travaillant dans le domaine des composants à semiconducteurs se sont également intéressés aux propriétés relatives au spin de l'électron [2]. En effet, des études récentes ont montré qu'il est envisageable d'agir sur le spin des porteurs de charge et d'utiliser cette grandeur pour modifier les caractéristiques électriques et optiques de structures à semiconducteurs. Dans les deux sections suivantes, nous présentons deux exemples de structures pouvant être réalisées en optoélectronique et microélectronique de spin. Dans la dernière partie nous abordons le délicat problème de la sélectivité en spin des contacts réalisés entre matériaux ferromagnétiques et semiconducteurs. interagissent avec la lumière incidente, les indices de réfraction pour les composantes σ+ et σ- diffèrent et la polarisation réfléchie est elliptique. On peut alors détecter un signal au niveau de l'analyseur. Compte tenu des faibles temps de relaxation de spin observés dans les puits quantiques InP/InGaAs/InP (la ps), on peut espérer des commutations très rapides dans une gamme de longueurs d'onde utile aux télécommunications. Des démonstrateurs ont été réalisés, mais ces structures sont encore complexes [3]. Il est à noter que les techniques de pompage optique ont également été mises en œuvre pour l'émission "laser" polarisée en spin dans des cavités semiconductrices [4]. Cependant, la physique des mécanismes de relaxation de spin dans les puits quantiques reste encore aujourd'hui un objet d'interrogations théoriques. Nous avons étudié par simulation particulaire Monte Carlo la relaxation de spin électronique dans des puits AlGaAs/GaAs/AlGaAs à température ambiante [5]. Les temps de relaxation de spin calculés sont reportés sur la Figure 1 en fonction de l'énergie E1 du niveau quantique fondamental du puits (ligne continue). Ces valeurs sont en très bon accord avec des mesures réalisées par ailleurs (symboles) [6]. En particulier, nous avons mis en évidence l'influence de l'interaction de rugosité d'interface sur la dynamique de spin : dans des puits de quelques nm de largeur, l'interaction de rugosité prend de l'importance et ralentit la relaxation de spin, comme on peut le constater sur la Figure 1 dans le cas des puits les plus étroits, c'est-à-dire pour les grandes valeurs de l'énergie E1. M onte C arlo [5] M esu res [6 ] 10 10 100 Energie E1 (m eV) Figure 1 : Temps de relaxation de spin τs en fonction de l'énergie E1 du niveau quantique fondamental dans des puits AlGaAs/GaAs/AlGaAs à 300 K. A. Bournel L W FM e r ΩR r S SC2 FM SC1 Figure 2 : Structure du transistor à rotation de spin, ou spin-FET. SC1 (resp. SC2) est un semiconducteur III-V à faible r (resp. large) bande interdite. Ω R est le vecteur de précession r de spin de Rashba autour duquel tourne le spin électronique S lors des vols libres des porteurs. La direction de ce vecteur est perpendiculaire à la trajectoire des électrons. Jusqu'à présent, et cela malgré des efforts importants, aucun des groupes de recherche qui dans le monde se sont intéressés au spin-FET n'est cependant parvenu à réaliser une structure viable. Afin qu'un tel composant fonctionne correctement, il faut que trois conditions soient remplies. Longueur Ls (nm) 3-Spin-FET Dans un puits quantique formé à l'hétéro-interface d'une hétérostructure III-V à modulation de dopage, il est possible de contrôler la rotation de spin électronique. Ce contrôle s'effectue par l'intermédiaire d'un couplage spin-orbite, dit de Rashba, lié au fort champ électrique E⊥ normal à l'hétéro-interface. L'existence de ce phénomène, associée aux propriétés des couches minces métalliques ferromagnétiques, a conduit deux chercheurs américains à proposer une structure originale de transistor à effet de champ, le transistor à rotation de spin ou "spin-FET" [7] (cf. Figure 2). Il s'agit d'un transistor de type HEMT dans lequel les zones habituelles de source et drain sont remplacées par des contacts ferromagnétiques. Ces deux contacts jouent le rôle de polariseur et d'analyseur de spin pour les électrons présents dans le canal 2D du transistor. De plus, la tension de grille VGS permet de moduler E⊥ et donc de contrôler la rotation de spin des électrons qui traversent le canal grâce au couplage de Rashba évoqué ci-dessus. Grâce à ce double contrôle électrique et "magnétique" de ID par VGS, on peut alors avoir un effet de champ "double" (augmentation de la densité de porteurs et alignement des spins avec la direction de l'aimantation du contact de drain) ou qui "s'annule" (augmentation de la densité de porteurs mais désalignement des spins avec la direction de l'aimantation du contact de drain). Des valeurs de transconductances négatives importantes peuvent ainsi être atteintes [2]. De tels effets électriques sont potentiellement intéressants en électronique rapide, pour la synthèse de fréquence ou la réalisation de portes logiques complexes avec un nombre réduit de composants. 10 4 1000 77 K 300 K 100 100 1000 Largeur W (nm) Figure 3 : Longueur de relaxation de spin Ls en fonction de la largeur W d'un gaz d'électrons 2D formé dans In0,53Ga0,47As. Résultats de simulation Monte Carlo [8]. Le champ électrique E⊥ confinant les électrons est égal à 300 kV/cm. (i) Tout d'abord, la longueur L de canal du spin-FET doit être évidemment plus faible que la longueur de relaxation de spin Ls. Mais elle doit être aussi plus grande qu'une longueur Lmin telle que le spin électronique effectue deux rotations complètes pendant la traversée du canal. Le respect de cette condition assure que l'on puisse caractériser la précession de Rashba et est nécessaire pour que l'effet de transconductance négative apparaisse [2]. La longueur Lmin est d'autant plus faible que le couplage de Rashba est important dans le semiconducteur utilisé. Elle est de l'ordre de 4 µm dans GaAs, 1 µm dans In0,53Ga0,47As, et 0,4 µm dans InAs. L'utilisation d'un semiconducteur à faible largeur de bande interdite est en fait nécessaire pour envisager la réalisation d'un spin-FET de longueur de grille submicronique. Pour que la longueur de relaxation de spin Ls soit supérieure à 1 µm, il faut toutefois dimensionner correctement le canal du transistor. Le vecteur de précession de Rashba étant perpendiculaire à la trajectoire de l'électron, la précession de spin comme le mouvement de l'électron dans le plan du canal tend à devenir progressivement aléatoire à mesure que le porteur subit de plus en plus d'interactions. Comme l'illustrent les résultats de simulation Monte Carlo présentés sur la Figure 3, Ls est ainsi inférieur à 300 nm dans In0,53Ga0,47As à 300 K pour une largeur de canal W supérieure à 1000 nm. A 77 K, les fréquences d'interaction sont plus faibles et Ls est plus grand mais cette longueur reste inférieure à 700 nm. En revanche si la largeur de canal est inférieure à 1000 nm, on peut constater sur la Figure 3 que Ls A. Bournel augmente fortement pour W décroissant. En fait lorsque l'on tend vers une trajectoire de type unidimensionnel, l'effet de relaxation de spin lié aux interactions disparaît progressivement : les interactions ne peuvent plus rendre aléatoire la direction du vecteur de précession de spin qui est perpendiculaire au vecteur vitesse de l'électron. En outre, on peut noter d'après la Figure 3 qu'il n'est pas nécessaire de réaliser un véritable fil quantique pour obtenir une longueur de relaxation de spin supérieure au µm à 300 K : limiter la largeur du transistor à moins de 100 nm est suffisant. (ii) Pour une trajectoire 1D entre source et drain, le vecteur de précession de Rashba a une direction qui reste toujours parallèle à la largeur du transistor. L'orientation de spin des électrons injectés dans le canal du spin-FET ne peut donc être quelconque : elle doit être perpendiculaire à la largeur du transistor [8]. Cette condition est particulièrement importante pour le dimensionnement du spin-FET. En effet, l'anisotropie de forme tend à imposer un alignement du moment magnétique des source et drain parallèle à la plus grande dimension de ces contacts, soit parallèle à la largeur du spin-FET (cf. Figure 2). Pour résoudre cette difficulté, on peut envisager de réduire fortement la dimension e des couches ferromagnétiques dans la direction source-drain, soit à des épaisseurs de quelques nm, afin de bénéficier de l'anisotropie de surface qui favorise l'aimantation des couches ferromagnétiques perpendiculaire aux interfaces. D'un point de vue technologique, il semble toutefois très délicat de réaliser un transistor comportant à la fois un canal de largeur réduite voire unidimensionnel et des contacts de source et drain à aimantation perpendiculaire. Il est à noter de plus qu'il est assez difficile de déposer des couches de métaux ferromagnétiques de bonne qualité magnétique sur des matériaux comme GaAs [9]. (iii) Enfin, il faut évidemment que les contacts de source et drain constituent véritablement des filtres à spin efficaces. Ce point délicat, qui constitue une pierre d'achoppement pour la viabilité du spin-FET, fait l'objet de la section suivante. 4-Contacts sélectifs en spin Si la création et la détection par voie entièrement optique d'électrons polarisés en spin dans les semiconducteurs constituent aujourd'hui des techniques bien maîtrisées, il n'en est absolument pas de même des méthodes électriques. Malgré des efforts intenses, la sélectivité en spin d'un contact constitué par un métal ferromagnétique et un semiconducteur n'a encore jamais été démontrée expérimentalement. D'après une étude théorique récente [10], il semble en outre que le concept d'injection sélective en spin par un contact ohmique ferromagnétique/semiconducteur ne soit pas viable, sauf si le ferromagnétique est entièrement polarisé en spin. Cela est attribué aux grandes différences de conductivité et de longueur de relaxation de spin entre ces deux types de matériaux. Ce problème pourrait être résolu avec des contacts Schottky ou à effet tunnel [11], ou bien en utilisant des matériaux magnétiques aux propriétés de transport plus proches des semiconducteurs, c'est-à-dire des composés II-VI ou III-V alliés au Mn. Il a été en effet démontré expérimentalement que BeMnZnSe [12] ou GaMnAs [13] constituaient d'efficaces polariseurs de spin. Néanmoins, des difficultés subsistent quant à l'utilisation de ces deux types de matériaux. Les II-VI magnétiques ne constituent d'efficaces filtres à spin qu'à très faibles températures et sous forte excitation magnétique ou optique. Si les III-V alliés au Mn peuvent être ferromagnétiques jusqu'à un peu plus de 100 K, leur utilisation est rendue délicate par le fait que le Mn constitue un dopant accepteur pour GaAs. D'autres matériaux incluant des ions "magnétiques" (métaux de transition) sont étudiés actuellement, comme CrAs [14] ou ZnCoO [15]. Si les premiers résultats sont prometteurs, ces études de nouveaux matériaux pour l'électronique de spin doivent encore être poursuivies pour véritablement aboutir. Pour ce qui est de la collection sélective en spin, un autre problème lié au semiconducteur existe et pourrait expliquer l'échec des mesures de collection dépendant du spin dans des simples contacts établis entre un métal ferromagnétique et GaAs. Dans ce type d'expériences, des électrons polarisés en spin sont photogénérés dans un substrat GaAs dopé P et on étudie la variation du courant collecté par un contact Schottky ou tunnel ferromagnétique, déposé sur GaAs, en fonction des orientations relatives du moment magnétique du contact et des spins majoritairement générés dans le semiconducteur. Cette variation relative est désignée par la suite comme "l'asymétrie en spin" du photocourant. Jusqu'à présent, les effets mesurés restent de l'ordre de 1%. Cependant, même si l'interface ferromagnétique-semiconducteur est intrinsèquement sélective en spin, l'asymétrie en spin effective peut être fortement réduite du fait des caractéristiques du transport électronique dans GaAs. Afin que l'excès d'électrons dû à la photogénération dans GaAs soit éliminé tout en conservant une forte asymétrie en spin du photocourant, il faut que les électrons a priori non collectés par le ferromagnétique, car de la mauvaise orientation de spin, se recombinent avant de perdre leur cohérence de spin. Or les temps typiques de recombinaison sont nettement plus grands que les temps de relaxation de spin électronique et encore plus grands que les temps de collection. Le contact ferromagnétique ne peut donc jouer son rôle de filtre à spin. Pour pallier cette difficulté, nous proposons de déposer sur GaAs deux contacts "en peigne" (cf. Figure 4) : des contacts larges non magnétiques (NM) pour réguler l'excès d'électrons dû à l'éclairement, avec des "doigts" intercalés de contacts ferromagnétiques (FM) qui jouent alors leur rôle d'analyseur de spin. A. Bournel FM A non FM A GaAs (P) Figure 4 : Structure à contacts en peigne pour la mesure de la collection sélective en spin. Asymétrie en spin (%) 50 40 Peigne, V NM = 1 V , V FM = 0 V Peign e, V NM = V FM = 0 V 30 Sim p le contact FM 20 10 0 0 20 40 60 80 100 Tem ps (ps) Figure 5 : Asymétrie en spin du photocourant collecté par une électrode sélective en spin FM, déposée sur GaAs dopé P, après génération d'électrons polarisés en spin dans GaAs par une impulsion optique de 100 fs. Résultats de simulation Monte Carlo pour différentes configurations à 300 K. Nous avons évalué par simulation Monte Carlo l'asymétrie en spin du photocourant collecté par un contact Schottky FM dans une telle structure en peigne, et comparé cette valeur à celle obtenue dans le cas d'un simple contact ferromagnétique. La Figure 5 présente l'évolution temporelle de l'asymétrie en spin après éclairement de GaAs par une impulsion lumineuse de pompage optique. La polarisation en spin du contact FM est supposée égale à ±50 %, c’est-à-dire que la probabilité de collection des électrons à spin ↑ (ou ↓ suivant le signe) par l’électrode FM est égale à 75%, et celle des spins ↓ (ou ↑) à 25%. Les électrons non collectés subissent une réflexion spéculaire à l’interface FM/GaAs. Pour un simple contact FM (tirets), l'asymétrie en spin tend très rapidement vers 0 comme le laissait prévoir l'analyse qualitative menée précédemment. La courbe en ligne continue représente l'asymétrie en spin obtenue dans une structure en peigne pour laquelle la différence de potentiel appliquée entre les contacts Schottky (NM ou FM) et l'électrode de substrat est nulle. Après une période transitoire de quelques 20 ps, l'asymétrie en spin se stabilise pour atteindre une valeur de 5 à 6%. On peut obtenir une valeur plus importante en polarisant en inverse la Schottky NM (ligne continue avec des symboles) : dans ce cas, l'asymétrie en spin dépasse 20% pendant les 20 premières ps, puis décroît 100 ps après l'impulsion de pompage jusqu'à environ 12%. Après 100 ps, la relaxation de spin peut intervenir de manière importante. Dans ce cas, la zone de charge d'espace (ZCE) sous le contact NM s'étend sur une plus grande distance que précédemment, et collecte donc plus efficacement les électrons dans GaAs qui sont "happés" par le champ électrique intense régnant dans la ZCE. Le contact NM joue alors mieux son rôle de régulateur, et le contact FM celui de filtre à spin. La structure en peigne semble tout à fait prometteuse pour étudier expérimentalement les phénomènes de collection dépendant du spin aux interfaces entre ferromagnétiques et semiconducteurs. 5-Conclusion Dans le cas des dispositifs "classiques" de l'optoélectronique ou de la microélectronique, des efforts supplémentaires sont encore nécessaires pour que le spin électronique constitue réellement un degré de liberté supplémentaire pour la conception de dispositifs efficaces sur semiconducteur. D'un autre point de vue, les semiconducteurs magnétiques peuvent également être utilisés pour le stockage de l'information [16] ou pour les télécommunications optiques [17], de par leurs propriétés optiques et magnétiques. Enfin, l'électronique de spin dans les semiconducteurs se développe également dans le domaine du calcul quantique [18]. Remerciements Je remercie toutes les personnes avec lesquelles j'ai collaboré à l'IEF sur ce sujet, et notamment Pierre Beauvillain, Patrick Bruno, Claude Chappert, Vincent Delmouly, Thibaut Devolder, Philippe Dollfus, Patrice Hesto, David Massoubre et Gérard Tremblay. Références [1] [2] [3] [4] [5] [6] [7] [8] [9] [10] [11] [12] [13] [14] [15] [16] G.A. Prinz, J. Magn. Magn. Mater. 200, 57 (1999). A. Bournel, Ann. Phys. Fr. 25, 1 (2000). A. Tackeuchi et al., Jpn. J. Appl. Phys. 38, 4480 (1999). S. Hallstein et al., Phys. Rev. B 56, 7076 (1997). A. Bournel et al., Appl. Phys. Lett. 77, 2346 (2000). A. Malinowski et al., Phys. Rev. B 62, 13034 (2000). S. Datta, B. Das, Appl. Phys. Lett. 56, 665 (1990). A. Bournel et al., Physica E 10, 86 (2001). V. Delmouly et al., Thin Solid Films 384, 282 (2001). G. Schmidt et al., Phys. Rev. B 62, 4790 (2000). E.I. Rashba, Phys. Rev. B 62, 16267 (2000). R. Fiederling et al., Nature 402, 787 (1999). Y. Ohno et al., Nature 402, 790 (1999). H. 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