エネルギーハーベスト実現に向けたスピンゼーベック効果による面内発電熱電子素子の開発
野末竜弘＊1・森田正＊1・村上裕彦＊1

Research of in-plane thermoelectic elements using the spin Seebeck effectTatsuhiro NOZUE＊1, Tadashi MORITA＊1 and Hirohiko MURAKAMI＊1＊1

Future Technology Research Laboratory, ULVAC, Inc., 5-9-6 Tohkohdai, Tsukuba, Ibaraki 300-2635 Japan

We have investigated the thermoelectric elements using the spin Seebeck effect (SSE), in order to develop the novel
thermoelectric device. The multilayered SSE elements of Y3Fe5O12 (YIG) and Pt, [YIG/Pt]n, were fabricated by sputtering.
The sample of n=2 had the SSE coefficient 2 times as large as that of n=1. However, the SSE of n=3 sample was almost equal
to that of n=2. This enhancement of SSE is considered to be contributed by the spin current enhanced in the multilayer [YIG/Pt]n.

1．はじめに垂直な方向に温度差に比例した電流が生じる現象である．強磁性体内の温度勾配によるスピン波励起（マグノ1.1

背景ン）の濃度分布が生成するスピン流が強磁性体と常磁性

近年，PC からスマートフォンへと情報端末は小型化

金属界面でスピンの偏りを作り，常磁性金属内にもスピし，スマートウォッチように小型のデバイスへと進化しン流が生じる．常磁性金属内のスピン流から ISHE に従ている．しかし，小型化は電池容量を制限するので，デい電流が生じる．これらの複合的な現象として，SSE がバイスに発電機能，いわゆるエネルギーハーベスティン理解される．強磁性絶縁体では電子による熱，スピンのグを備えることが期待されている．人体の熱を利用した伝搬がないので，マグノンによる純粋なスピン流が生成発電が最も実装しやすいので，熱電素子を薄くフレキシされていると考えられる．

ブルにする研究開発が有機材料を中心に進展している．

通常のゼーベック効果と異なり，SSE では温度差と電ここで，磁性を利用した新しい熱電原理のひとつとし流の向きは垂直である．市販のゼーベック素子では pて，スピンゼーベック効果の基礎原理と熱電効率向上の型，n 型を互い違いに接合したΠ型構造で形成されるた研究を行ったのでその成果を紹介する

め，素子面積は大きくなり，その製造コストがかかる

．

1，2）

近年，スピン軌道相互作用（SOI）がもたらすスピンが，SSE では強磁性体膜と常磁性金属薄膜を重ねるだけホール効果（SHE），逆スピンホール効果（ISHE）が注で同等量を発電するので簡素な構造で作製でき低コスト目されている．それは，電荷の移動を伴わないスピン流化が可能となる．実際に，塗布やスプレーなどで強磁性という新たな流れの存在が引き起こす物理現象である．

体を作製した SSE 素子が報告されている 1）．また，熱磁場中にある金属，半導体に電流を流した時に，ローレの担体（マグノン）と電荷の担体（電子）が異なるため，ンツ力により，磁場と電流に垂直な方向に電場が生じる

通常のゼーベック効果で問題となる Wiedemann-Franzのが通常のホール効果である．SHE においては，SOI則の制限がない．理論的には通常のゼーベック効果を超によりアップスピンとダウンスピンで逆向きに力が働くえる効率が得られると期待されている．しかし，実際のため，磁場中にある金属に電流を流すと，磁場と電流に素子では Bi-Te などの熱電素子の 1/10000 ほどの発電効

垂直な方向にスピンの偏り（スピン蓄積）が生じる．

率しか出ていない．スピン流の運ぶ熱の割合，強磁性体

ISHE はその逆現象で，磁場中にある金属にスピン流をから常磁性金属へのスピン流の注入効率，スピン流から流すと，磁場とスピン流に垂直な方向に電荷が偏り電場電流への変換効率など，発電効率を下げる要因は多々あが生じる現象である．スピン流はミクロな拡散長しかもり，現実的な熱電素子とするには超えるべき課題が多た な い が， 微 小 な 領 域 の 磁 性 の 研 究 が 進 展 し た めい．

SHE，ISHE によってスピン流の存在が証明され，ISHE

2010 年に Pt/YIG 接合における SSE が観測されて以はスピン流を探知する手法として確立した．

来，この試料構造は絶縁体を用いた熱スピン流生成素子

スピンゼーベック効果（SSE）は，一方向に磁化したのプロトタイプとして多くの研究に用いられてきた．

強磁性体と常磁性金属の積層構造の積層方向に温度差が5d 電子系は原子核の電荷が大きいため，SOI が大きいあるとき，常磁性金属内の磁化と温度差の方向の両方に傾向がある．特に Pt はバンド構造によって SHE が大き＊1いのでスピン流の研究では不可欠の材料となっている．

（株）アルバック 未来技術研究所（〒 300-2635
ば市東光台 5-9-6）

茨城県つく101.2

目的層の層数分だけ Pt 層の伝導度が上がるので，出力では100 倍以上の増加となる．30 nm 程度の拡散長である

SSE の出力を改善するためには，単純に考えると常磁性金属層を増すことで電流を大きくし，素子の出力を増Fe3O4 よりも拡散長が長い YIG を用いて［YIG/Pt］
n の大させることができる．しかし，Pt は大きな ISHE もつ多層膜を作製できれば，さらに大きな SSE 電圧の増強ため，スピン流は 5 nm 以下の距離しか伝搬しない．そが期待できる．の伝搬距離（スピン流拡散長）よりも膜厚が厚くても本研究では，多層膜の効果の検証のために，スパッタSSE は大きくならないので，［強磁性層 / 常磁性金属層］にて高品質の YIG 膜を作製し，① YIG/Pt の SSE 膜厚の多層化が課題解決の鍵となる．

依存性，②多層［YIG/Pt］n n＝1〜3 の SSE 層数依存性，マグネタイト（Fe3O4）と Pt の組み合わせの SSE 素③サンドイッチ構造 Pt/YIG/Pt の SSE を調べた．

子を多層化した MgO/［Fe3O4/Pt］
n において n＝6 まで

2．実験方法の多層構造で，n＝1 に対して最大 5.5 倍の SSE 電圧の増加が報告された 3）．この背後にあるのは，［Fe3O4/Pt］
n2.1

多層構造内部の大きなスピン流が SSE へ寄与と考えら成膜方法れている．文献 3 において計算された，1 層と 4 層の多Y3Fe5O12（YIG）はガーネット構造をもつ酸化物であ層膜の膜厚方向のスピン流の分布を Figure 1 に示す．

り，TC＝286℃のフェリ磁性絶縁体である．格子定数はスピン流拡散長程度まではスピン流は増大するので，拡1.2376 nm と報告されており，常磁性絶縁体の Gd3Ga5O12散長よりも Fe3O4 層の膜厚が薄い場合，層数が増えると（GGG）の格子定数 1.2383 nm と極めて近い．格子のミス ピ ン 流 の 最 大 値は大きくなる．一方，スピ ン 流 はスマッチは 0.06％なので，GGG 基板に成膜することで［Fe3O4/Pt］
n の両端で 0 であるので，最表面の Pt ではス

高品質な YIG 膜を得ることができる．ガーネット構造

ピン流が小さくなり SSE 電圧も小さい．
［Fe3O4/Pt］
4 のをもつ酸化物は一般に C3A2D3O12 と書くことができる．

ように多層では，両端から離れた箇所に Pt があるた

8 単位を含む大きな立方晶のユニットセルであり，YIGめ，図の矢印で示すような大きなスピン流が Pt へ注入

では C→Y3＋，A→Fe3＋，D→Fe3＋となる．Fe3＋は 2 つのされる．実質的な膜厚の増大と，端面から遠い Pt への異なるサイトを占め，どちらも O2−の作る多面体内に配スピン流の注入により，数倍のスピン流が逆スピンホー置している．A サイトは八面体，D サイトは四面体であル効果を通して電流へ変換される．この多層膜では Pt

り，O を介して交互に結合している．A サイト，D サイ
トの局在スピンはお互い逆向きとなり，YIG は正味でFe3＋1 個分の局在スピン（5 μB）をもつ．バルク YIG の室温の磁化は 140 emu cm−3 と報告されている．
本実験は東北大学金属材料研究所の斎藤研究室の設備を使用して行われた．YIG，Pt の成膜はアルバック九州
製の QAM-4-STS を用いた．4 元×2 室＋搬送室＋ロードロックの構成であり，成膜室のバックグラウンド圧力は 10−6 Pa 台である．搬送，加熱，成膜はレシピに従い自動で行われる．成膜基板には（110）面配向単結晶
GGG 板，10×10×0.5 mm 厚サイズ，片面研磨のものを用いた．成膜条件は，Pt：Ar 15 sccm，DC20 W，260 s，
YIG：Ar 15 sccm，O2 0.3 sccm，RF150 W，11325 s である．
順 構 造 GGG/［YIG/Pt］n， 逆 構 造 GGG/Pt/YIG，
GGG/Pt/YIG/Pt の成膜手順は以下の通りである．
1．GGG 基板 2 枚の研磨面同士を重ねたフェイストゥ
フェイス配置（F2F）で赤外線ランプ炉（MILA5000）に設置し，大気中 900℃，30 min の熱処理を行う．
2．QAM-4 を用いて室温で YIG を 40 nm 成膜する．

Figure 13．大気中で赤外線ランプ炉にて 850℃，200 s の急速

A example of the spin current profile calculated for[FMI/NM]1 and [FMI/NM]4 (FMI: ferromagneticinsulator, NM: nonmagnetic metal) (Ref. 3).

昇温加熱（RTA）を行う．
4．QAM-4 を用いて室温で Pt を 5 nm 成膜する．
11

に垂直に温度差をつけ，サンプルの長手方向に垂直に磁5．Pt との電気伝導を確保するために，電極部分をマ場を印加することで，長手方向に生じる SSE 電圧を測スクし YIG を 40 nm 成膜する．

定する．SSE で生じる電場 E は温度勾配▽T，磁化 M3〜5 を繰り返し多層［YIG/Pt］n 構造とした．GGG/を使ってPt/YIG サンプルは Pt と YIG の成膜の順番が異なるだけである．
2.2

E＝S

測定方法

（ |M| ×∇T）
Mと書くことができる．S がスピンゼーベック係数（SSE

膜厚は X-ray Reﬂectometer（XRR）で，結晶性を XRD係数）である．サンプルの長さ Lsample，厚さ Dsample を使で確認した．膜表面については AFM で精密な表面形状

い，SSE 電圧 VSSE，温度差 ΔT，から S はを測定した．

S＝膜の磁性を評価するために，磁化および強磁性共鳴（FMR）を用いて測定した．FMR は磁場中に置かれたVSSE/Lsample∆T/Dsampleと見積もることができる．

強磁性体にマイクロ波を照射しスピン波を励起すること

3．実験結果と考察

で，スピン波励起によるマイクロ波の吸収を測定する．
共鳴周波数は，2π f＝γH（γ は磁気回転比）と表され，3.1

マイクロ波周波数が共鳴周波数と等しい条件で強い吸収多層膜の構造を示す．磁場をスイープすることで得られる吸収スペク

Figure （3 a） に 900 ℃ 熱 処 理 後 の GGG（110） 基 板 のトルの幅は，スピン波の減衰の大きさと相関があり，スAFM 像を示す．熱処理することで GGG 表面にはステ

ピン波の減衰が小さいほど線幅が狭い．YIG などよく調ップ & テラス（S&T）構造が現れていた．GGG 基板のべられている材料ではサンプルの品質を評価する手法と自乗平方根粗さ（RMS）は 0.13 nm であった．

して使われる．SSE においても，温度差によるマグノン

RTA 後の GGG/YIG，GGG/Pt/YIG の表面の AFM 像

拡散で生じるスピン流が発電原理となっているので，を Figure （3 b），（c）に示す．GGG/YIG では GGG 基板

FMR スペクトルの線幅が重要な指標となっている．

表面に見られたものと同じ周期，方位の S&T が観察さスピンゼーベック効果の測定は，Figure 2 に示す AlNれた．さらに，RMS は 0.10 nm と GGG 基板と同程度で製のサンプルステージを用いて行った．測定のためにあり，YIG の高い結晶性が示唆される．一方，GGG/

8 mm×2 mm の大きさにカットした．YIG は 5〜6 mm

Pt/YIG では S&T は見られず，大きなクラックが生じての長さである．熱浴として働く無酸素銅製の台と AlNいた．そのため，自乗平方根粗さ（RMS）は 0.52 nm とのステージでペルチェ素子をはさみ，ペルチェ素子に流GGG 基板の 4 倍の大きさとなっていた．また，平坦なす電流の大きさ，向きでサンプルを加熱，冷却が可能で部分には一方向の層状の構造が見られ，GGG 基板と方ある．AlN のサンプル押さえは熱伝導度の高い Mo 製ネ位の異なる結晶となっていると考えられる．

ジで Cu 台と接続され，熱が速やかに熱浴に逃げるようYIG 成 膜 後 及 び RTA 後 の GGG/YIG/Pt，GGG/Pt/になっている．ステージを電磁石の磁心間に配置し，膜YIG の XRR 測 定 か ら Pt，YIG の 膜 厚 は そ れ ぞ れFigure 2

Schematic pictures of the equipment for the measurement of spin Seebeck effect (SSE) and the directions of theexternal field, the temperature gradient and the SSE voltage.

12Figure 3

AFM images of (a) GGG (110) substrate after
annealing at 900℃, (b) YIG film deposited on GGG
substrate after R TA at 825℃ and (c) YIG film
deposited on GGG/Pt(5 nm) after RTA at 825℃.

5.2 nm，48 nm，ラフネスは 0.2 nm 程度であった．
88〜91°の GGG（880）周りの GGG/YIG の XRD 測定

Figure 4

結果では GGG（880）の鋭いピークの低角側に，弱いYIG の（880）ピークが観測され，YIG が結晶化していることを示していた．面垂直方向の格子定数は 1.248 nm

TEM images of GGG/[YIG(48 nm)/Pt(5.2 nm)]3.
(a) A low magnification image of the substrate andall layers, (b), (c) high magnification images of theinterfaces indicated at arrows in (a).

であり，報告されている YIG の格子定数 1.2376 nm よまれたグレイン内は微小な単結晶であるが，全体では多りも大きい．これは先行文献と同様であり，薄膜化によ結晶膜となっている．ほとんどの場合膜厚方向には一つる影響と考えられるの微結晶となっている．

．

4−10）

GGG/Pt/YIG については 31〜91°の広い範囲の XRD作製した YIG 膜の磁性評価のために FMR を測定し測定を行ったが，YIG に属するピークは一切観測されなた．RTA 前では FMR の共鳴吸収ピークは観測されなかかった．AFM の結果から GGG/Pt/YIG では，YIG が多った．YIG は as-depo ではアモルファス状態で，磁性を結晶となっていると考えられるが，YIG の膜厚が薄く示さないためである．GGG/YIG/Pt と GGG/Pt/YIG のXRD で回折が観測できるほどの強度が得られなかった

FMR スペクトルを Figure 5 に示す．FMR 吸収線の微分ためである．

値 と な っ て お り， 極 大 値， 極 小 値 を と る 磁 場 の 差 をGGG（440），（880）の低角側には Pt（111），（222）のFMR 線幅としている．GGG/YIG/Pt の FMR スペクトブロードなピークも観測された．ラウエ振動もはっきり

ルでは，2330 Oe に鋭い吸収が現れ，線幅は 4.1 Oe であと観測されており Pt は非常に平坦であることが分かっった．これまでに報告されているパルスレーザー成膜

た． ま た Pt（200） に 属 す る ピ ー ク は 現 れ ず，Pt 層 は法，スパッタ法によるエピタキシャル成長 YIG 膜で報RTA により，膜に平行に（111）面を作るように結晶化

告されている FMR 線幅と同程度である 4−10）．

している．

一方，GGG/Pt/YIG の FMR スペクトルは 2500〜3000

多 層 GGG/［YIG/Pt］
4 a）
3 の 断 面 TEM 像 を Figure （Oe の範囲にブロードな吸収ピークが現れた．線幅は 70に示す．Figure （4 b）は GGG 基板と YIG1 層目の界面Oe であった．異方性を持つ磁性体では FMR 吸収は磁の拡大像であり，YIG が GGG に対して連続的につなが場を印加する方位によって共鳴吸収磁場が異なる．YIGっており，欠陥なくエピタキシャル成長していることがも磁気異方性をもつため，多結晶の GGG/Pt/YIG では分かる．一方，Figure （4 c）の Pt 層を挟んだ YIG1 層目

バラバラな方位の YIG 微結晶の吸収が広く分布すること YIG2 層目の拡大像においては，YIG2 層目は 1 層目と，結晶粒界でのスピン波の散乱によりスピン波が減衰と結晶の方位が異なっている．Figure 4（a）から Pt 上ですることが原因となってブロードになっていると考えら結晶化した 2，3 層目 YIG は多結晶となっていることがれる．

見 て 取 れ る．YIG の 多 結 晶 化 は GGG/Pt/YIG の 断 面

以上の結果から，as-depo のアモルファスの YIG は，TEM 像でも確認され，AFM で見られたクラックは多結RTA 処理により GGG を種結晶として固相エピタキシャ晶グレインの境界であることが分かった．クラックで囲ル成長により結晶化すると理解できる．しかし GGG/13Figure 6Figure 5FMR spectra of GGG/Pt (5.2 nm)/YIG (48 nm) andGGG/YIG (48 nm)/Pt (5.2 nm).

Pt/YIG では Pt 層があるため GGG を種とすることがで

Field dependence of SSE coefficients of GGG/YIG(d)/Pt (4.2 nm), d = 24, 48 and 96 nm, measured
under the temperature difference condition of ΔT =6 K.

きず，ランダムに発生した YIG の結晶核がばらばらにい．マグノン拡散長はスピン波の減衰の大きさに反比例成長し，境界をもつ多結晶膜となった．

する．3 つの膜厚のサンプルの FMR 線幅はほぼ一定で3.2見積もるのに適している．

あり，これらのサンプルは SSE からマグノン拡散長を
SSE の YIG 膜厚依存性

YIG 内でのスピン流の拡散について調べるために，温度差 ΔT＝6 K で測定した SSE 係数 S の磁場依存性

SSE の YIG 膜厚依存性を確認した．1 章で Fe3O4 についを Figure 6 に示す．200 Oe での S の飽和値は，24 nmて説明したように，磁性体内のスピン流は膜厚がスピン膜厚では 0.2 μVK−1 であったものが，96 nm 膜厚では，流拡散長と同程度となるまで増大するので，SSE も膜厚0.54 μVK−1 へと，膜厚とともに増加した．スパッタにとともに増大する．

よる YIG 膜のスピン流の拡散長は 100 nm 以上であるこ

YIG の膜厚に対する SSE 電圧の変化については，過とを示している．

去に調べられており，液相エピタキシー法（LPE）で作3.3製した YIG 膜では 10〜100 μm の厚さまで膜厚とともにSSE 電圧が増加する

多層 GGG/［YIG/Pt］n の SSE

Pt の抵抗率を Table 2 に示す．層数が増えても Pt の．YIG と Pt の界面からマグノン

11）の拡散長の距離の範囲内のスピン流が SSE に寄与する

抵 抗 率 は 一 定 で あ る．Figure 7 に GGG/
［YIG（48）/Pt

ため，この SSE が飽和する膜厚が YIG のマグノン拡散（5.2）］（n＝1〜3）の温度差
ΔT＝6 K で測定した SSE 係n長と同程度である．LPE の膜では 1 μm 以上のマグノン数 S の磁場依存性を示す．200 Oe での S の飽和値を求拡散長であるが，スパッタによる YIG 膜ではその長さめた．
n＝1 に お い て S＝0.1 μVK−1 で あ り，n＝2 で は 0.23は明らかではなかった．
（4.2）の磁化，FMR スペクトル線幅を Table 1 にまとめμVK−1 と約 2 倍に増大した．さらに層を増やした n＝3
では 0.24 μVK−1 と 2 層から 3 層では SSE はほとんど変た．磁化の大きさは一定であり，磁気特性に違いはな化しなかった．

膜 厚 d＝24，48，96 nm の YIG で の GGG/YIG（d）/Pt

Table 1

Resistivities of Pt layers, the magnetizations and the FMR
line widths of GGG/YIG (d)/Pt(4.2 nm), d = 24, 48 and 96nm.
Resistivity
μΩcmMagnetization
emu cm−3

FMR line widthOe

YIG 24 nm

20.13

1065.5

YIG 48 nm

20.83

1014.3

YIG 96 nm

19.611026.314Table 2 Resistivities of Pt layers of GGG/[YIG(48 nm)/Pt (5.2 nm)]n (n = 1, 2 and 3),
GGG/Pt (5.2 nm)/YIG (48 nm) and
GGG/Pt (5.2 nm)/YIG (48 nm)/Pt (5.2nm).
GGG/[YIG (48)/Pt (5.2)]nResistivity
μΩcm

n=1

17.5

n=2

18.3

n=3

18.5

GGG/Pt (5.2)/YIG (48)17.5

GGG/Pt (5.2)/YIG (48)/Pt (5.2)

18.6

Figure 8

Field dependence of SSE coefficients of GGG/Pt(5.2 nm)/YIG (48 nm)/Pt (5.2 nm) and GGG/Pt(5.2 nm)/YIG (48 nm), measured under thetemperature difference condition of ΔT = 6 K.

SSE を 測 定 し た．Figure 8 に GGG/Pt/YIG，GGG/Pt/YIG/Pt の SSE 係数 S の磁場依存性を示す．200 Oe での−1

S の飽和値は GGG/Pt/YIG の S＝0.11 μVKであった．

GGG/YIG/Pt とほぼ等しい値である．3.1 章で論じたよ
う に GGG/YIG と GGG/Pt/YIG の FMR 線 幅 は 4.1 Oeと 70 Oe と 10 倍以上の差がある．Pt 上の YIG は多結晶でありスピン波の減衰が大きいためであるが，スピン波の減衰と SSE 電圧の大きさには相関があり，減衰率がFigure 7

大きいほど SSE 電圧が小さくなるという報告がなされ

Field dependence of SSE coefficients of GGG/[YIG(48 nm)/Pt (5.2 nm)]n, n = 1〜3, measured under
the temperature difference condition of ΔT = 6 K.ている 12）．我々の結果は一見これと矛盾するが，文献
12 では単結晶 YIG 膜サンプル間での比較であった．単結晶膜と多結晶膜のスピン波の減衰と SSE 電圧の関係

SSE 係数 S とシート抵抗 Rs から，素子面積当たりのは明らかではない．3.1 章で示したように GGG/Pt/YIG出力（SSE 出力特性）を S /Rs と見積もることができる．の YIG 膜は多結晶膜であっても膜厚方向には一つのグ

SSE 係数は n＝1 から n＝3 で 2 倍の増加であるが，Ptレインをなしており，膜厚方向のスピン流の拡散を阻害の抵抗率が一定なので層数が増すとシート抵抗が低下しないため，SSE 電圧への影響が小さいとも考えられし，SSE 出力特性は 16 倍に増加した．

る．

21.2 章で紹介した［Fe3O4/Pt］
n では n＝6 まで S の増

GGG/Pt/YIG/Pt の S は 0.19 μVK−1 と GGG/Pt/YIG

大が見られ，［YIG/Pt］
n の結果と異なっている．単純にに対し 173％の増強が生じていた．この構造では前章で考えて n＝2，3 では YIG/Pt/YIG のように上下から YIG説明した YIG/Pt/YIG の解釈は全く当てはまらない．そに挟まれた Pt 層があり，上下の 2 つの Pt-YIG 界面からのため，この増大の背後には，序論で述べた［Fe3O4/のスピン流への寄与があるため，SSE は 2 倍となる．こPt］
n 多層膜での SSE 増大と同じメカニズムがあると考れにより多層 GGG/［YIG/Pt］
n の SSE 電圧は層数 n に対えている．Pt を重ねることで熱抵抗が大きくなり温度し（2n-1）/n 倍に大きくなり，徐々に 2 倍に近づく．今差が大きくなったという解釈もありうるが，わずか回の結果では，n＝2 において約 2 倍の SSE となってお5 nm の良導体の Pt が熱抵抗となることは考えにくい．

り，この単純な解釈では説明できない．YIG/Pt 界面の文献 3 で Ramos らは常磁性金属 NM と強磁性絶縁体数が増えることによる SSE への影響を調べた．

FMI の積層構造におけるスピン流の膜厚方向の強度分
布 を 計 算 し て い る（Figure 9）．FMI/NM/FMI か ら

3.4

GGG/Pt/YIG，GGG/Pt/YIG/Pt の SSE

FMI/NM/FMI/NM と，NM が 上 部 に 1 層 加 わ る こ とで，Figure 9 の矢印で示す NM/FMI の界面でのスピン

次 に，GGG/Pt/YIG， さ ら に Pt を 成 膜 し た 素 子 の15

が 単 結 晶 で あ る GGG/YIG/Pt と 同 じ 値 を 得 た． 多 層
GGG/［YIG/Pt］
n では n＝1 に対して 2 倍程度の SSE の増強であったが，Pt の抵抗率は一定であり出力特性は層数が増すと 16 倍に向上した．一方，Pt/YIG/Pt のサンドイッチ構造においても SSE の増大を確認し，文献12 で述べられている多層構造によるスピン流増大の効果が部分的に発現していると考えられる．未だに SSE係数は μVK−1 オーダーと非常に小さいが，SSE 係数の増大と出力特性の向上が見られる品質の高い多層構造を，スパッタ成膜と RTA により作製することができた．
本研究は東北大学 AIMR 斎藤研究室との共同研究で行われた．実験を指導していただいた吉川助教，齊藤教授に感謝申し上げます．
Figure 9Comparison of the spin current profile for the SSE
models, [FMI/NM] 2 and FMI/NM/FMI (FMI:ferromagnetic insulator, NM: nonmagnetic metal)(Ref. 3). At the interface between NM1 and FMI2,
the spin current is enhanced for [FMI/NM]2.

文献

1）A. Kirihara, et al., Sci. Rep. 6（2016）, 23114.
2）K. Uchida, et al., Proceedings of the IEEE 104（2016）,1499.

流が増大すると報告されている．我々の今回の GGG/

3）R. Ramos, et al., Phys. Rev. B 92（2015）, 220407.

Pt/YIG/Pt での SSE の増強はこの効果で説明が可能と

4）C. Tang, et al., Appl. Phys. Lett. 108（2016）, 102403.

考えている．しかし，文献 3 では多層［Fe3O4/Pt］
n で n

5）C. Hauser, et al., Sci. Rep. 6（2016）,20827.

＝6 まで SSE 電圧が増大しており，彼らの理論をそのま

6）Y. Sun, et al., Appl. Phys. Lett. 101（2012）, 152405.

ま，我々の［YIG/Pt］n の結果に当てはめることはでき

7）T. Liu, et al., J. Appl. Phys. 115（2014）, 17A501.

ず，さらに検討が必要である．

8）M. C. Onbasli, et al., APL Materials 2（2014）, 106102.
9）O. d Allivy Kelly, et al., Appl. Phys. Lett. 103（2013）,4．まとめ082408.
10）J. Lustikova, et al., J. Appl. Phys. 116（2014）, 153902.

本研究では，GGG 上にエピタキシャルな YIG 結晶11）E. J. Gao, et al., Phys. Rev. X 6（2016）, 031012.

膜，さらに Pt を間に挟んだ GGG/Pt/YIG を作製した．

12）H. Chang, et al., Sci. Adv. 3（2017）e1601614.

Pt 上の YIG は多結晶であるが，SSE 係数の強度は YIG

16