Intégration du polariseur perpendiculaire dans une jonction tunnel magnétique 

.2 Electronique de spin

Les composants électroniques classiques sont à base de semi-conducteurs dans les-quels on utilise la charge de l’électron comme grandeur fondamentale. Or les électrons possèdent également un moment de spin comme nous avons vu dans la Section 1.1.1. La spintronique est le domaine de l’électronique qui utilise le spin des électrons comme degré de liberté supplémentaire en plus de la charge électrique. Nous allons tout d’abord dé-crire les propriétés de magnétorésistance, premier fait marquant de la spintronique. Nous présenterons ensuite une description de la dynamique de l’aimantation et du transfert de spin.

1.2.1 Quelques briques de base

Avant la description des principaux phénomènes de la spintronique, nous allons voir brièvement deux briques de base essentielles pour la compréhension des phénomènes détaillés dans la suite.

Approximation de Mott

Lors du passage d’un courant électrique dans un matériau, les électrons subissent des collisions avec d’autres particules (électron, impureté), avec des excitations collectives (phonons, magnons) ou encore avec les défauts cristallins (dislocations, joints de grains). Il est possible de définir une longueur caractéristique λ, appelé libre parcours moyen, sur laquelle les collisions ont lieu. Cette longueur contribue à la résistance électrique d’un matériau donné. En effet, la résistivité ρ dans un solide est définie par :

ρ = m (1.12)

ne2τ

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où m est la masse effective de l’électron, n nombre d’électrons par unité de volume, e la charge électrique fondamentale et τ le taux de relaxation qui est directement lié au libre parcours moyen λ par la relation :

vF = λ (1.13)

τ

où vF est la vitesse des électrons au niveau de Fermi. Une grandeur importante dans le transport électronique est la diffusion électronique qui correspond au changement de l’état de l’électron qui a lieu lors des collisions entre l’électron et une autre particule. En ce qui concerne le transport dépendant du spin, nous sommes amenés à définir une longeur de diffusion de spin lsf correspondant à la distance moyenne parcourue entre deux collisions n’affectant pas le spin de l’électron. En général lsf est supérieur à λ ce qui veut dire que le spin des électrons est conservé entre deux collisions 3. L’approximation de Mott consiste

à supposer que le spin des électrons est conservé et donc que les électrons de spin up et de spin down conduisent le courant par deux canaux indépendants en parallèle.

Diffusion dépendante du spin

Tout phénomène de diffusion nécessite un état final vers lequel la particule peut être diffusée. Dans un matériau magnétique le nombre d’électrons est différent pour les élec-trons de spin up et de spin down, c’est-à-dire, la densité d’états non occupés est différente pour ces deux états. Or nous avons vu (Equation 1.12) que la résistivité dépend de la densité d’états au niveau de Fermi. Donc, en fonction du spin des électrons, la proba-bilité de diffusion sera différente si les spins des électrons ont la même orientation que l’aimantation du matériau magnétique ou non. Si les spins des électrons sont orientés dans la même direction que l’aimantation du matériau, la résistance sera plus faible que si l’orientation est antiparallèle.

1.2.2 Débuts de la spintronique : magnétorésistance géante

La première manifestation d’un effet caractéristique de la spintronique a été la ma-gnétorésistance géante ou GMR (Giant MagnetoResistance). Cet effet a été observé pour la première fois par Baibich et al. [9] et Binash et al. [10] dans les systèmes à base de multicouches, typiquement plusieurs dizaines de répétitions métal ferromagnétique/métal non magnétique. Pour faciliter l’explication de ce phénomène, nous allons considérer un système similaire appelé vanne de spin décrit par la première fois en 1991 [11]. Ce système est composé de deux couches ferromagnétiques séparées par un métal non magnétique. Lorsqu’un courant électrique passe à travers cette structure, on observe que la résistance

3. Il est important de définir les dimensions caractéristiques du système étudié. Si on s’intéresse au transport électronique sur une échelle inférieure au libre parcours moyen λ, la diffusion peut être négligée et une approche balistique doit être considérée. Par contre, si l’échelle est très supérieure au libre parcours moyen, la diffusion a lieu de nombreuses fois et il faudra adopter une approche diffusive.

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dépend de la configuration magnétique des électrodes ferromagnétiques : si les aiman-tations sont parallèles, la résistance sera minimale tandis que si les aimantations sont antiparallèles, la résistance sera maximale. Pour expliquer ce phénomène, considérons le schéma de la Figure 1.5 :

Figure 1.5 – Schéma représentant les mécanismes de la GMR pour un système métal fer-romagnétique/ couche non magnétique/ métal ferromagnétique. Lorsque le spin des électrons qui traversent ce système est orienté dans le même sens que l’aimantation du matériau (a), ont obtient un état de faible résistance. Par contre, si le spin des électrons et l’aimantation du matériau ont une orientation antiparallèle (b), la résistance est plus importante. On peut schématiser ce système par des circuits électriques avec les résistances r (faible résistance) et R (haute résistance) en série ou en parallèle.

En supposant que l’approximation de Mott décrite précédemment est vérifiée, si les aimantations des couches magnétiques ont une orientation parallèle entre elles (Figure 1.5a), les électrons de spin opposé à l’aimantation (canal minoritaire) seront plus diffusés que ceux dans la même direction des aimantations (canal majoritaire). Dans le cas où les aimantations sont alignées antiparallèlement (Figure 1.5b), chaque famille de spin sera plus ou moins diffusée selon que l’aimantation est orientée dans la même direction que le spin des électrons ou non. Nous pouvons schématiser ces systèmes par deux circuits électriques en parallèle où r représente la résistance du canal majoritaire et R celle du canal minoritaire avec r < R. La résistance totale du système lorsque les aimantations sont dans l’état parallèle RP et dans l’état antiparallèle RAP sont respectivement :

RP = 2  rR et RAP = r + R (1.14)

(r + R)

2

La magnétorésistance géante GMR est définie comme la différence relative entre les états parallèle et antiparallèle :

GMR = RAP − RP (1.15)

RP

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Figure 1.6 –

Les valeurs de GMR expérimentales obtenues pour les vannes de spin atteignent des valeurs autour de 20% [12]. Par contre, ses valeurs se réduisent à quelques % sur les piliers magnétiques car la faible résistance du cuivre séparant les deux couches magnétiques est beaucoup plus sensible aux résistances parasites qui peuvent apparaître lors de la nanostructuration des piliers.

1.2.3 Magnétorésistance tunnel

La magnétorésistance tunnel ou TMR (Tunnel MagnetoResistance) s’observe dans des systèmes appelés jonctions tunnel magnétiques constitués de deux électrodes ferromagné-tiques séparées par une fine couche isolante, appelée barrière tunnel, dont l’épaisseur est de quelques nanomètres. Une des électrodes a une aimantation dont le sens peut être modifié par rapport à l’aimantation de l’autre électrode (Figure 1.6). Cette première électrode est appelée couche libre, couche douce ou encore couche de stockage. L’autre électrode, dont l’aimantation est fixe, est appelée couche piégée, couche dure ou couche de référence.

Illustration d’une jonction tunnel magnétique. Les électrodes sont séparées par une barrière isolante. L’électrode dont l’aimantation est fixe est appelée couche piégée, dure ou de réference tandis que l’autre électrode est appelée couche libre, douce ou de stockage.

La première mesure de magnétorésistance tunnel date de 1975 par Jullière [13]. Une TMR de 14% a été observée à 4,2 K sur une tricouche de Fe/GeOx/Co. En raison de la nature isolante de la barrière tunnel, le courant qui traverse la jonction passe d’une électrode à l’autre par effet tunnel. Pour expliquer le transport électronique dans une jonction tunnel magnétique, une approche quantique est donc nécessaire. Dans ce cas, l’électron est représenté par sa fonction d’onde. On peut montrer que la densité de pré-sence d’un électron dans la barrière tunnel décroît de manière exponentielle au long de la barrière. En considérant que le spin des électrons est conservé lors du transport, d’après la règle d’or de Fermi, cette probabilité de transition par effet tunnel d’un électron d’une électrode ferromagnétique à l’autre est proportionnelle au produit de la densité d’état initiale dans la première électrode par la densité d’état finale dans la deuxième électrode.

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Par conséquent, la conductance G est aussi proportionnelle au produit des densités d’état initiale et finale. La conductance pour deux électrodes ferromagnétiques indexées 1 et 2 vérifie :

G ∝ n1↑   n2↑ + n1↓   n2↓ (1.16)

où n↑ et n↓ sont les densités des états avec spin up et spin down respectivement.

Dans le cas où les aimantations de deux couches sont parallèles, on a n↑1>n↓1 et n↑2>n↓2 (Figure 1.7a). Dans le cas où les aimantations sont antiparallèles, on a n↑1>n↓1 et n↓2>n↑2 (Figure 1.7b). Un changement de configuration des aimantations d’un état parallèle vers un état antiparallèle entraîne donc un changement du courant électrique à travers la barrière tunnel.

Figure 1.7 – Schéma de la dépendance de la conductance en fonction de l’orientation relative des électrodes magnétiques. En considérant que le spin de l’électron est conservé lors de la traversée de la barrière tunnel et que la conductance dépend de la densité d’état électronique au niveau de Fermi, les deux configurations parallèle (a) et antiparallèle (b) ne présentent pas les mêmes propriétés de transport électronique.

Dans ce modèle, dit modèle de Jullière, la TMR est définie par :

TMR = GP − GAP = RAP − RP = 2P1P2 (1.17)

1 − P1P2

GAPRP

P i (i= 1 et 2) est la polarisation des électrodes ferromagnétiques définie par :

n↑ − n↓

P = i i (1.18)

n↑ + n↓

i i

Pour un matériau non magnétique, P=0 tandis que pour un matériau dont les spins au niveau de Fermi sont complètement polarisés on a P=|1|.

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Les premières jonctions tunnel magnétiques à température ambiante ne sont apparues qu’en 1995 suite à des travaux de Miyazaki et Moodera [14, 15] avec des magnétorésistance tunnel jusqu’à 24% avec une jonction à base d’alumine. Les valeurs de TMR reportées dans la littérature sont souvent bien plus importantes que les valeurs de GMR. Aujour-d’hui, une TMR d’environ 600% a été mesuré à température ambiante pour une jonction

à base d’oxyde de magnésium combinée avec des électrodes en CoFeB [16]. Le fait que la TMR soit plus importante que la GMR dans une vanne de spin vient de ce que dans une jonction tunnel, la probabilité pour les électrons de passer d’une électrode à l’autre dépend de manière exponentielle de l’épaisseur de barrière à traverser. Cette probabi-lité est maximale pour les électrons d’incidence normale à la surface de la jonction. Le courant est donc principalement porté par les électrons de vecteur d’onde orthogonal à l’interface. Il y a donc une sélectivité des vecteurs d’onde qui sert de « filtre » pour certains électrons et qui n’apparaît pas dans la magnétorésistance géante. On observe également une sélectivité liée à la géométrie de fonctions d’onde pour les barrières qui présentent des structures cristallographiques particulières. On verra ces points en plus de détails au Chapitre 2 consacré à l’étude de la barrière tunnel.

.3.2 Interaction RKKY
Ce couplage s’observe dans des systèmes constitués de deux couches ferromagnétiques séparées par un métal non magnétique. Ce couplage est connu sous le nom de RKKY en hommage à quatre physiciens ayant contribué à sa compréhension dans les années 1950 : Ruderman-Kittel-Kasuya-Yosida [37, 38, 39]. Les électrons de conduction du métal non magnétique acquièrent une faible polarisation au contact des couches ferromagnétiques. Au long du métal non magnétique, la polarisation de ces électrons décroît et ils subissent une oscillation due à la nature oscillatoire de la fonction d’onde associée à l’électron. Si l’épaisseur de la couche non magnétique est suffisamment faible, typiquement quelques nm, alors les directions des aimantations de couches ferromagnétiques sont couplées par l’intermédiaire de ces électrons. Si après les oscillations dans la couche non magnétique, l’onde électronique présente la même polarisation aux interfaces de la couche non ma-gnétique, alors le couplage est positif et les aimantations ont une orientation parallèle. Si la polarisation est en opposition de phase, alors le couplage est négatif et l’alignement est antiparallèle. L’amplitude de cette interaction oscille en fonction de l’épaisseur e de la couche non magnétique produisant un alignement parallèle ou antiparallèle entre les couches ferromagnétiques. La période de ces oscillations est de l’ordre du nm et la dé-croissance de cette interaction est en 1/e2. Sur la Figure 1.13 on peut voir les oscillations du couplage en fonction de l’épaisseur de Ru pour une tricouche de NiCo/Ru/NiCo [40]. Le signe du couplage étant positif, les couches sont couplées antiparallèlement tandis que quand le signe est négatif, le couplage entre les couches est parallèle.

Les pinholes ou trous d’épingle sont des endroits où un contact direct apparaît entre les électrodes magnétiques à travers la couche non magnétique. Pour les barrières tunnel magnétiques, cet effet provoque un court-circuit en raison du contact direct entre les électrodes. Ce couplage direct est ferromagnétique car la configuration parallèle est plus stable ne nécessitant pas de retournement de l’aimantation au niveau du contact entre les deux couches. Les pinholes apparaissent généralement lorsque l’épaisseur de la barrière est très fine. Ce couplage dégrade la TMR puisque le transport à travers les pinholes n’est pas tunnel. Il est donc impératif de bien contrôler la densité de pinholes en maîtrisant la rugosité des couches sous-jacentes et les conditions de dépôt.

Le couplage de Néel ou encore couplage « peau d’orange » apparaît lorsque la rugosité des couches présente une structure morphologique ondulée conforme [42, 43]. Cela entraîne l’apparition de dipôles magnétiques aux interfaces représentés sur la Figure 1.16 pour un empilement du type métal magnétique/matériau non magnétique/métal magnétique. Ce couplage est ferromagnétique car dans la configuration parallèle, les charges magnétiques créées d’une part et d’autre de la couche non magnétique se compensent. L’effet de ce couplage est d’affaiblir la stabilité d’un antiferromagnétique synthétique ou encore de rendre le passage de l’état parallèle à l’état antiparallèle plus difficile à obtenir que le passage de l’état antiparallèle à l’état parallèle ce qui se traduit par un décalage du cycle d’hystérésis.
La mémoire MRAM (Magnetic Random Access Memory) constitue une des voies le plus prometteuses pour créer une mémoire universelle car elle combine la rapidité, une faible consommation électrique et la non-volatilité (les données ne sont pas perdues lorsque l’alimentation électrique est coupée). Dans cette partie, nous allons présenter le principe de fonctionnement de ces mémoires. Ensuite, un bref aperçu des différentes générations de MRAM sera présenté. Finalement nous allons situer les MRAM dans l’en-semble du marché actuel pour mieux comprendre les défis technologiques et économiques qui sont en jeu.

Comme nous avons vu dans le Paragraphe 1.2.3, l’orientation relative de deux élec-trodes magnétiques induit deux états résistifs différents. Ce phénomène peut être utilisé pour des applications de type mémoire : l’état de faible résistance (configuration parallèle) permet de coder le « 0 » tandis que l’état de haute résistance (configuration antiparallèle) permet de coder le « 1 » du code binaire, base logique de la cellule mémoire. Il est donc important d’obtenir des TMR les plus grandes possibles pour préserver la lisibilité de l’information.
Le bon fonctionnement d’une jonction tunnel magnétique dépend de la capacité à bien contrôler l’orientation des aimantations des couches magnétiques. A cet égard, l’architec-ture recherchée est une couche dure dite piégée ou de référence qui est fixe et une couche douce dite libre ou de stockage dont l’orientation peut être modifiée. Plusieurs techniques permettent la réalisation de ce système. La première consiste à utiliser des champs coer-citifs différents en employant soit des matériaux différents, soit des couches magnétiques d’épaisseurs différentes. Une autre technique est l’utilisation d’un couplage à l’interface de la couche de référence avec un matériau antiferromagnétique. Néanmoins, la méthode la plus utilisé est la combinaison d’un antiferromagnétique synthétique (SAF) et un cou-plage d’échange à l’aide d’un matériau antiferromagnétique sur une des interfaces du SAF.
Illustration d’une cellule mé-moire à base d’une jonction tunnel magnétique avec une couche libre et une couche de réfé-rence SAF piégée par un matériau antiferroma-gnétique, dans ce cas l’IrMn. La barrière tunnel est typiquement à base de MgO.
Comme nous avons évoqué quand le Paragraphe 1.3.2, l’avantage du SAF est que, dans les piliers submicroniques, les lignes de champs se rebouclent à l’intérieur de la couche sans créer des champs rayonnés qui peuvent perturber le cycle d’hystérésis de la couche libre. L’empilement typiquement utilisé dans ces travaux de thèse est représenté de façon schématique sur la Figure 1.17. Le matériau antiferromagnétique (IrMn) déposé sur le SAF sert à créer un cou-plage d’échange qui fixe la direction de la couche de référence. La couche libre peut avoir deux orientations possibles par rapport à la couche de référence : parallèle et antiparallèle.

MRAM à écriture par champ magnétique
Dans les cellules mémoires de première génération l’écriture de l’information se fait par retournement de l’aimantation de la couche libre grâce aux champs magnétiques induits par les courants passant dans les lignes conductrices inférieures (bit line) et supérieures (word line) orthogonales entre elles. Cette combinaison de deux champs magnétiques permet d’assurer la sélectivité entre les bits de la matrice mémoire. L’écriture est réalisée grâce à un champ magnétique appliqué à 45◦ de l’axe d’anisotropie de la couche libre. C’est dans cette configuration que le champ de retournement est minimal d’après le modèle de Stoner-Wolfarth. La lecture se fait en appliquant une tension aux bornes de la jonction pour mesurer la résistance (Figure 1.18). Finalement, les nanopiliers sont de forme elliptique afin d’apporter une anisotropie de forme suffisante pour assurer la bistabilité de l’aimantation de la couche libre.
Ce dispositif demande une grande consommation électrique étant donnée la nécessité d’appliquer deux champs magnétiques pour l’écriture. De plus, le champ d’écriture est inversement proportionnel à la taille du bit, donc la consommation augmente quand la taille du bit diminue. Cette approche est peu adaptée à la densification de l’information car en réduisant la taille de la cellule mémoire, les imperfections sur la forme géométrique deviennent plus critiques, par conséquent la distribution du champ de renversement aug-mente et il devient plus difficile de sélectionner un seul bit pour écrire. Puisque le champ magnétique est créé sur toute une ligne, on peut provoquer le retournement d’un plot mémoire par erreur sous l’effet de l’agitation thermique ou encore d’un faible champ parasite.
Afin de surmonter le problème de sélectivité à l’écriture, une variante de la première génération, appelée « Toggle MRAM », a été proposé par Savtchenko [45]. La Toggle MRAM est commercialisé depuis 2006 par Motorola devenue depuis Freescale puis Everspin. La différence avec la version précédente est que dans la Toggle MRAM, la couche libre a une structure antiferromagnétique synthétique. Par conséquent, pour retourner la couche libre, une séquence de champs doit être appliquée. Nous n’entrerons pas en détail sur le mode de fonctionnement, mais nous invitons le lecteur intéressé à consulter les articles de Durlam et al. pour plus de détails [46]. La complexité de la séquence de champs ap-pliqués pour retourner la couche libre dans la technologie Toggle limite considérablement le risque d’écriture involontaire et améliore également la stabilité thermique du système.
Lorsque la dimension des cellules mémoires est réduite à des tailles inférieures à 100 nm, la limite superparamagnétique 4 se rapproche et la Toggle MRAM ne peut pas s’affranchir des problèmes de stabilité de l’information à long terme. La perte de stabilité liée à la réduction de taille doit être compensée par un accroissement de l’anisotropie, ce qui entraîne une augmentation du champ de renversement.
MRAM assistée thermiquement : TAS-MRAM
Récemment, une nouvelle approche a été proposée, basée sur l’utilisation de la tem-pérature pour assister l’écriture des cellules mémoire. Il s’agit de la Thermally Assisted Switching MRAM ou TAS-MRAM. Cette technologie a été proposée par le laboratoire Spintec [47, 48] et a été breveté en 2002 [49, 50]. L’approche TAS-MRAM est à l’origine de la création de la start-up Crocus Technology en 2004, dont le but est de commercialiser ce type de mémoire.
Dans la TAS-MRAM, pour empêcher l’écriture des bits dont on ne souhaite pas mo-difier l’information et augmenter la stabilité thermique, la couche libre est couplée à une couche antiferromagnétique par un couplage d’échange décrit dans la Paragraphe 1.3.3. C’est seulement lorsqu’un courant circule dans la jonction que la température s’élève au dessus de la température de blocage de la couche antiferromagnétique, libérant ainsi la couche libre. Celle-ci peut donc être renversée par l’application d’un seul champ magné-tique généré par une seule ligne de champ et sera ensuite refroidie en présence de ce champ (Figure 1.19).