1.2 Physique de la Jonction Tunnel Magnétique
1.2.8 Chauffage par effet Joule local
Effet Joule
Ensuite, l’article [64] dont est extraite la figure 1.17 introduit la dépendance de la température avec la tension pour les lignes γ et δ. C’est à dire qu’il ne considère plus simplement une température ambiante non nulle (300K), mais inclut le chauffage par effet Joule. L’effet Joule est issu dans un conducteur des chocs des électrons qui dissipent de l’énergie. Dans une barrière tunnel, les électrons traversent de façon balistique, puis dissipent leur énergie dans l’électrode d’arrivée [68]. On peut donc appliquer la loi de Joule pour connaitre la puissance dissipée :
P = RI2 = V2/R, à condition de prendre en compte la dépendance en tension de la résistance
inhérente à la JTM. La température est alors modélisée par :
T = T0+
RI2
k (1.38)
Où T0 est la température ambiante et k est la conductivité thermique entre la JTM et le bain thermique.10. Une expression plus générale prend en compte la dépendance en température de la conductivité thermique selon la loi de Wiedemann-Franz. Cette relation T =qT2
0 + γI2 [66], où T0 s’exprime en Kelvin, apporte une correction négligeable lorsque la température ambiante
T0 est de 300 K. Elle est nécessaire en revanche à basse température.
On voit sur la figure 1.17 que lorsque l’effet Joule est ajouté, le champ de retournement α devient la courbe γ. De façon similaire, la ligne critique β incluant le STT devient δ. Ceci est le modèle le plus simple incluant le couple de transfert de spin avec un retournement thermiquement activé.
10. L’expression exacte de la température doit prendre en compte la géométrie de la JTM et des contacts qui permettent la fuite de chaleur. C’est notamment important pour résoudre l’évolution temporelle de la température pendant une impulsion. Mais cette relation basique est une bonne approximation pour la valeur à l’équilibre.
Figure 1.18 – Diagrammes expérimentaux de vannes de spin planaires a polariseur fixe, sépa- rateur en cuivre et couche libre CoFe/NiFe en configuration CPP, montrant la zone ou les deux états sont stables. Le diagramme (a) est obtenu à température ambiante, et le diagramme (c) est obtenu à 5K [67].
Asymétrie de chauffage
L’influence de l’effet Joule peut dépendre de la polarité. En effet, les électrons dissipe leur énergie essentiellement après avoir traversé la barrière. La source de chaleur est plutôt d’un côté de la barrière. Celle-ci est un isolant thermique qui empêche l’homogénéisation de la température. Ainsi, la température est plus élevée dans l’électrode d’arrivée du point de vue des électrons. Cet effet a été mis en évidence grâce à la température de blocage d’une couche antiferromagnétique. La tension permettant d’atteindre cette température de blocage est alors plus basse avec une polarité qu’avec l’autre [68].
Diagramme champ-tension thermiquement activé : inclure le couple de transfert de spin perpendiculaire
Le couple perpendiculaire subit par une couche planaire dans un empilement planaire peut être inclus au modèle précédent [62, 69] : comme il s’agit d’un champ effectif, il suffit d’ajouter un terme de champ avec certaines dépendances en tension :
Hp = Hk 1 − s 2kBT µ0Hkµ 1 + V Vc0 −1 ln t p τ0ln(2) − c0− c1V − c2V2 Hap = −Hk 1 − s 2kBT µ0Hkµ 1 − V Vc0 −1 ln t p τ0ln(2) − c0− c1V − c2V2 (1.39)
Avec ce modèle, la référence [62] fait l’étude de l’importance du terme en c1 dont l’existence est prédite par certaines théories [51, 70]. Les ajustements du modèle sont représentés avec les mesures expérimentales des champs de retournement sur la figure 1.19.
Il est intéressant de comparer le diagramme incluant les deux composantes du STT11dans le
11. Il faut noter que le couple de transfert de spin planaire n’est pas très bien modélisé, car d’une part son caractère dissipatif interdit normalement de l’inclure dans la barrière thermique de cette façon, et d’autre part ses éventuelles dépendances quadratiques en tension ne sont pas prises en compte [40]
T =64.26K T =63006K Best6fit Champ 6suivant6l'axe6facil e6(Oe) -0.6 -0.3 0 0.3 0.6 200 -200 Exp. AP P AP/P Tension6(V)
Figure 1.19 – Diagrammes de champ de retournement dépendant de la tension à 4 K et 300 K issus de l’étude dans [62]. Le système est une jonction tunnel magnétique planaire à MgO, dont la couche libre est CoFeB. Les courbes d’ajustement incluent les deux composantes du couple de transfert de spin, le retournement thermiquement activé, et l’effet Joule
modèle avec l’activation thermique de la figure 1.19, et le diagramme des lignes critiques incluant ces composantes à 0 K sur la figure 1.14. On voit que dans les deux cas le couple de transfert de spin perpendiculaire fait apparaître des lignes avec une forme quadratique caractéristique. A plus haute température, cette forme s’estompe (sur la figure 1.19 à 300 K) à cause de l’effet Joule et du couple de transfert de spin planaire.
Concepts émergents de retournement de l’aimantation
Au cours des dernières années, de nouvelles idées pour retourner l’aimantation sans utiliser un champ magnétique extérieur sont apparues.
Une première solution est d’utiliser l’effet Hall de spin. Dans ce cas, le couplage spin-orbite permet d’obtenir une accumulation de spin [71]. Une seconde solution pour obtenir cette accu- mulation de spin est l’effet Rashba [72]. Une brisure de symétrie génère un champ magnétique apparent pour les électrons, qui sont alors soumis à un effet Hall. Ces méthodes sont regroupées sous le terme couple de spin-orbite.
Une autre idée est de manipuler l’anisotropie d’une couche ferromagnétique grâce au champ électrique [73].
D’autres idées sont basées sur le couplage de l’aimantation avec une autre grandeur dans certains matériaux. Par exemple, dans les matériaux multiferroïques, il y a un couplage entre l’aimantation et le champ électrique, et il est potentiellement possible de retourner l’aimantation grâce à un champ électrique [74].