磁性絶縁体を用いたスピン流の伝送
梶 原 瑛 祐 安 藤 和 也 齊 藤 英 治,1)2)

.

は じめにナノテクノロジーの発展により，電子スピンを積極的に利用したデバイスの創出を目指す「スピントロニクス」が近年急速な進展を見せている(1)(4) ．従来のエレクトロニクスデバイスが電荷の流れである「電流」によって駆動されるのに対し，スピントロニクスデバイスに特有な機能の多くはスピン角運動量の流れである「スピン流」(5)(8)によって駆動され

図1

る．

(a) 伝導電子スピン流の模式 図． ( b ) ス ピン 波 スピン流の模式図．

スピン流は，スピン角運動量を運ぶキャリアに応じて少な
くとも 2 種類が存在する．1 つはスピン角運動量が伝導電子スピン(粒子拡散力)によって運ばれる「伝導電子スピン流(図(a))」(3)(9)であり，もう 1 つはスピン角運動量がスピン波(磁気交換相互作用)(10)(11)によって運ばれる「スピン波ス
ピン流(図 1(b))」である．これまでのスピン流研究のほとんどは金属・伝導半導体に限られ，伝導電子スピン流が主な研究対象であった．金属・伝導半導体中を流れる伝導電子ス
ピン流は，電子のスピン軌道相互作用により数 mm 程度で消失する(12) ．一方，スピン波スピン流は伝導電子の全く存在しない磁性絶縁体においても存在し，特にスピン緩和の非常

図2(a) スピンホール効果の模式図 ．( b ) 逆 スピ ンホ ール効果の模式図．に小さな磁性絶縁体では数 mm から数 cm もの長距離にわたってスピン流を輸送することが可能である．
最近になり，スピンホール効果及び逆スピンホール効果をン流の電気的生成・検出を可能とする現象である(14)(27) ．

用いることで絶縁体中のスピン波スピン流の検出・生成がは強いスピン軌道相互作用を示す物質に電流を流すと，上向きじめて可能となった(13) ．本稿では絶縁体中のスピン波スピスピンを持つ電子と下向きスピンを持つ電子が互いに逆方向

ン流検出・生成の基礎となった金属系におけるスピンホールに曲げられる．これは電流と垂直方向にスピン流が誘起され効果によるスピン流注入，スピンポンピングによる逆スピンることを表している．このような，スピン軌道相互作用によホール効果を用いたスピン流検出について述べ，この現象をり電流からスピン流が生成される現象がスピンホール効果で用いることで絶縁体中のスピン波スピン流を観測した実験をある(図( a))．一方，強いスピン軌道相互作用を示す物質紹介する．にスピン流が流れると，上向きスピンを持つ電子と下向きスピンを持つ電子が同じ方向に曲げられる(図 2 ( b ))．従っ.

強磁性金属/常磁性金属構造におけるスピン流の生成と検出て，物質の両端には電荷蓄積が生じ，スピン流が電圧へと変換される．これが逆スピンホール効果である．スピンホール効果はマクロな領域への電気的なスピン流注入，逆スピンホ

スピンホール効果及び逆スピンホール効果は伝導電子スピール効果はスピン蓄積を介さない電気的なスピン流検出を実東北大学大学院生大学院後期博士課程 1 年(現在東北大学金属材料研究所)(〒9808577 仙台市青葉区片平 211)
東北大学助教金属材料研究所 東北大学教授金属材料研究所
2) 科学技術振興機構 CREST
1) 科学技術振興機構 PRESTO Creation and Control of Spin Current from a Magnetic Insulator; Yosuke Kajiwara, Kazuya Andoand Eiji Saitoh,(Institute forMaterials Research, Tohoku University, Sendai. Japan Science and Technology Agency, Tokyo)
Keywords: spintronics, spin current, spin wave, magnetic insulator, spinHall effect, spin transfer torque, spin pumping
2010年 9 月13日受理

ま て り あ 第49巻 第12号(2010)Materia Japan図3( a ) Ni81Fe19 薄膜と Ni81Fe19 / Pt 構造におけるそれぞれの強磁性共鳴スペクトル．H，HR，I はそれぞれ外部磁場の大きさ，Ni81Fe19 の共鳴磁場，マイクロ波吸収強度．(b) Ni81Fe19/Pt 構造の模式図．(c)Ni81Fe19 / Pt 構造における強磁性共鳴スペクトルとPt 両端に生じるロックイン起電力信号の磁場強度依存性．V は Pt 両端の電位差．(d) Pt 両端に生じる起電力信号の外部磁場角度依存性．

図4(a) Ni81Fe19/Pt 構造の模式図．(b) スペクト
ル線幅 W の非対称成分 W( Jc )－ W(－ Jc )および磁化緩和係数 a の非対称成分 a ( Jc)－a (－ Jc )と電流 Jc との関係． u は電流と外部磁場とのなす角．

図5

現する．
伝導電子スピン流は磁化ダイナミクスにより生成することも可能である．次に磁化歳差運動によるスピン流生成「スピンポンピング」(28)(30)を紹介する．
スピンポンピングは磁化の歳差運動と電子スピンとの相互( a ) YIG と Pt 界面でのスピントルク現象観測のために用いた YIG /Pt 構造の模式図． Jc は Pt に流した電流を示す．( b ) , (c )スピントルクによるスピンの自励発振(マイクロ波発振)の模式
図．( b )はスピントルクがダンピングトルクと反平行のとき，( c )はスピントルクがダンピングトルクと平行のときの模式図．

作用による効果である．強磁性体における磁化 M のダイナ
ミクスは LandauLifshitzGilbert 方程式(LLG 方程式)(31)
dM
adM＝－gM×H＋M×dt
dt
Ms

(1)

薄膜と Ni81Fe19/Pt 複合膜の強磁性共鳴スペクトルを示した．
Pt の接合によりスペクトル線幅，即ち a が明確に増大してによって記述される( g磁気回転比， H 磁場， a磁化緩いることが分かる．この Ni81Fe19/Pt 複合膜における a の増和係数，Ms飽和磁化)．磁場中に強磁性体をおくと，磁化大が，スピンポンピングによって Pt にスピン流が注入されは磁場を軸として歳差運動する(右辺第 1 項)が，この歳差ている証拠である．

運動は右辺第 2 項(緩和項)によって減衰し，磁化は磁場方注入されたスピン流は Pt 中の逆スピンホール効果により向に向かって緩和する(31)．この歳差運動の緩和に伴って散Pt 層に起電力を生むことが予想される．そこで強磁性共鳴

逸したスピン角運動量の一部は歳差運動する局在スピンから

測 定 と 同 時 に Pt 層 に 生 じ る 起 電 力 を 測 定 し た(20)(24) ． 図

伝導電子に受け渡され，伝導電子をスピン偏極させる．従っ3 ( c )に示すのが起電力スペクトルであり，強磁性共鳴磁場て強磁性体に常磁性体を接合すると，このスピン偏極した伝付近に起電力信号が生じていることがわかる．さらに外部磁導電子が拡散し常磁性体中にスピン流が流れる．これがスピ場の角度を試料面内で変化させたところ，外部磁場と電極がンポンピングである．特に，磁化歳差運動の角周波数と等し平行となるとき起電力は消失し，磁場を反転させると起電力

い角周波数のマイクロ波照射によって外部から角運動量を補の符号も反転した(図 3( d))．この結果は逆スピンホール効

うと，強磁性共鳴状態と呼ばれる定常的な磁化歳差運動が生果が予言する起電力の振る舞い Js×s( Js はスピン流の空間方じ，接合物質に定常的なスピン流を誘起できる．このスピン向， s はスピン流のスピン偏極方向(外部磁場と平行))と一ポンピングにより生成されるスピン流は致している．更に Pt をスピン軌道相互作用の弱い Cu に変 ↑↓ 1dM
grM×
dt4p
Ms

えた Ni81Fe19 / Cu 膜では起電力信号が消失した(24) ．従って

js＝↓と表される(29) ．ここで g↑r はミキシングコンダクタンスとNi81Fe19/ Pt 薄膜で観測された起電力信号はスピンポンピングによる逆スピンホール効果を検出した結果であるといえる．

呼ばれる量であり，界面におけるスピンポンピングの効率を決定するパラメータである．

.

スピンホール効果を用いた磁化緩和変調

常磁性体中に注入されたスピン流は，スピン緩和により次第に減衰する．スピンポンピングが生じていれば，スピン流これまでに，強磁性体から常磁性体へスピン流が流れ出すが流れ出すことで角運動量の散逸が増大し，それは緩和係数とその反作用で磁化緩和係数 a が変化する(増大する)こと

a の増大をもたらす(28)(30) ．図( a )に強磁性金属 Ni81Fe19を見た．では，強磁性体へスピン流が注入されると何がおこ

ミ ニ 特 集相反性を考えると，この場合強磁性体の aしスピンホール効果を用いれば，強磁性体に直接電流(スピがスピン流によって変化することが予想される．磁化緩和係ン偏極電流)を流すことなくスピン流のみを注入できるた数は磁性体の応答性を支配する重要な物質パラメータであめ，電流を流さない絶縁体に対してもスピン注入できる可能り，外部から制御する手法が強く求められてきた．上記の考性がある．特に，スピン波励起ギャップエネルギーの小さなえが正しければ，スピン流を用いることで磁化緩和係数を変絶縁体を用いれば，非常に小さなエネルギーでスピン励起を調することが可能となる．

実現できる．我々はこの考えに基づき，スピンホール効果をるだろうか

我々は Ni81Fe19/Pt 複合膜を用い，Pt に電流を流しながら強磁性共鳴スペクトル測定を行った(図(a))(25)．Pt 層に流用いた磁性絶縁体へのスピン注入およびスピントルク発振の観測を目指した(13)．

れる電流は， Pt 層のスピンホール効果により Ni81Fe19 層に試料として用いたのは幅 1 mm，長さ 5 mm，厚さ 1.3 mm

スピン流を注入する．図 4(b )に電流反転に伴うスペクトルの単結晶 YIG 上に，膜厚 10 nm の Pt 薄膜を接合した YIG/

線幅 W の非対称成分 W( Jc)－W(－Jc)を示す(W( Jc)は電Pt 構造である(図(a))．単結晶 YIG 膜は，ガドリニウムガ流を流していないときのスペクトル線幅で規格化した線幅でリウムガーネット(Gd3Ga5O12)基板上に液相エピタキシャルあり，W( Jc)＝W ( Jc)/W(0)である．）．Ni81Fe19/Pt 膜で，成長法を用いて成膜した． Pt はスパッタリング法により成)，スペクトル電流の向きと磁場の向きが垂直の場合(u＝90°膜した． YIG のスピン波励起ギャップエネルギーは meV 程線幅が電流によって変調された．強磁性共鳴スペクトル線幅度である．このエネルギーは室温の熱揺らぎに比べて十分小と a は比例関係にある．従ってこの結果は， Pt 層のスピンさく，従ってスピン励起するのに要するエネルギーはごく僅ホール効果を用いることで， a の変調を実現したものであかである．Pt に電流を流すと(図 5(a))，電流はスピンホーる(25)．スピンホール効果による磁化緩和変調はスピントルル効果によってスピン流に変換され，このスピン流は YIG

クにより理解できる(25)．Pt に電流を流すとスピンホール効の局在スピンにスピントルクを与える．このスピントルクは果によって，スピン流が Ni81Fe19 に注入される．スピンホYIG の磁化緩和を変調する．スピントルクが磁化緩和を減ール効果において，電流の向き，スピン流の空間方向および少させる方向に作用し a が実効的にゼロになると，スピンスピン流のスピン分極方向は互いに直交するため，Ni81Fe19は自発的に歳差運動しマイクロ波を発振する(図 5(b ))．一に注入されるスピン流のスピン分極方向は電流の向きによっ方，スピントルクが磁化緩和を増大させる方向に作用する場)，て決まる．電流の向きと磁場の向きが垂直の場合(u＝90°

合，自励発振は生じない(図 5(c))．

スピンホール効果によって生成されるスピン流のスピン分極

我々は，幅 100 mm のコプレーナーウェーブガイド上に方向は外部磁場方向と平行，もしくは反平行である．このとYIG/Pt 構造を設置し，外部磁場を印加して，Pt に電流を流き，スピン流が与えるスピントルクは局在スピンを外部磁場しながらマイクロ波発振スペクトル S ( j )を測定した．図方向( Jc＞0)もしくは反対方向( Jc＜0)に向けようとする．こ(a)に電流を正の向き( j)に流したときのパワースペクトルのスピントルクは常にダンピングトルク(式( 1 )の右辺第 2S ( j)と電流を負の向き(－ j)に流したときのパワースペクト項)と平行か反平行であるため，磁化緩和が変調される．一ル S(－j)との差のスペクトル(S(＋j)－S(－j))を示す．電流方，電流の向きと磁場の向きとが平行な場合( u ＝ 0 )，スピを 4.4 × 108 A / m2 以上流したときに多数のピークが観測さントルクは時間平均により打ち消されるため，磁気緩和変調れた(図 6( a ))．ピーク周波数は外部磁場強度を増大するとは実現されなかったのである．

高周波側へシフトし(図 6( c ))，外部磁場強度とピーク周波数との関係は Kittel の式(10)に一致した(図 6(d))．この結果

.

YIG/Pt 構造におけるスピン励起現象の観測は，スペクトルに現れるピークが， YIG の磁化ダイナミクスに由来する信号であることを示している．図 6(b )にマイスピントルクによる磁化緩和変調量は，注入されるスピンクロ波発振出力と電流密度との関係を示した．電流密度が流量に比例する．従って，スピントルクにより磁化緩和トル

4.4 × 108 A / m2 の 付 近 で 明 確 な 閾 値 が 確 認 で き る ( 図

クを打ち消し，a が実効的にゼロとなる状況を作り出すこと

6(b))．これは電流密度が 4.4×108 A/m2 付近では，スピンも可能である．このとき式( 1 )には緩和項がなく回転トルトルクとダンピングトルクが競合していることを示しておク項のみが存在している．これは，スピントルクによる緩和り，以上の結果は YIG/Pt 構造における絶縁体へのスピン注変調効果を用いて緩和トルクを打ち消すことで，スピン注入入・自励発振の検出に成功したものであることを示している．

による自励発振が可能となることを表している．金属は aが大きいため，スピントルクによる自励発振を実現するため

. YIG/Pt 構造におけるスピンポンピングの観測には非常に多くのスピンを注入する必要がある．一方，磁性絶縁体の中には a が非常に小さいものがある．例えば，フYIG と Pt 界面でのスピントルク発振は，金属から絶縁体

ェリ磁性絶縁体であるイットリウム鉄ガーネット Y3Fe5O12へのスピン注入によって実現された．従ってこの逆過程，即( YIG )は a が 10－5 程度と， Fe や Ni などの強磁性金属と比ちスピンポンピングもこの系で実現可能であることが予想さ

べて 2 桁も小さい．よって， YIG を用いれば，金属と比べれる．てずっと小さなスピントルクでスピン励起を実現できるはず

我々は幅 1 mm ，長さ 5 mm ，厚さ 1.3 mm の単結晶 YIGである．ところが，絶縁体中へは電流(スピン偏極電流)を流上に，膜厚 10 nm の Pt 薄膜を接合した構造を作製した(図すことによるスピン注入は不可能であるために，絶縁体へス(a))．試料は TE011 モード空洞共振器に設置し，外部磁場ピンを注入しようという試みはこれまで全くなかった．しかを試料面と平行に印加した．共振器には，周波数 f ＝ 9.44

ま て り あ 第49巻 第12号(2010)Materia Japan図6(a) YIG/Pt 構造において，Pt に電流を流しながら測定したパワースペクトル S ( j)の周波数依存性．j
は Pt に流した電流の密度． H は印加外部磁場強度．(b) マイクロ波発振出力 W ( j)の電流密度依存性．(c) 印加外部磁場強度を変えて測定したパワースペクトル S ( j )の周波数依存性． Pt に 13.3 GA /m2 の電流を流しながら測定を行った．( d ) マイク
ロ波発振周波数と印加外部磁場強度の関係．丸印
は測定値，曲線は Kittel の式によるフィッティング曲線．

図7( a ) 測定で 用いた Y3Fe5O12 / Pt 構造 の模式図．( b ) Y3Fe5O12 /Pt 構造におけるスピン波共鳴スペクトル．(c) Pt 層両端に生じるロックイン起電力信号の磁場強度依存性．図中の挿入図は測定された Pt 層両端に生じた起電力 V の磁場強度依存性．

図8( a ) Pt / YIG / Pt 構造の模式図． u は印加外部磁場角度．( b ) Pt ( o )両端に生じる起電力 V と Pt (i )に流した電流との関係．印加外部磁場方向は電流の向きと直交している．挿入図は，印加外部磁場の方向と電流の向きが平行のときの測定結果．

GHz のマイクロ波を導入した．印加外部磁場がスピン波共鳴条件(10)(11) を満たしていれば，スピンは歳差運動する．

れる(13)．この関係をスピンポンピングの測定結果に用いるYIG と Pt 界面でスピンポンピングが存在していれば，Pt に↓－2 が 得 ら れ る ． ( 金 属 系 ， た と え ば
12と ， g↑r ～ 3 × 10 cm

スピン流が誘起され，逆スピンホール効果によって Pt 両端↓－2 程度であることが知ら
15NiFe/Pt 接合では g↑r ～ 2× 10 cmに起電力が生じる．我々は，マイクロ波吸収信号と同時にれている．）この結果は，絶縁体と金属界面で十分大きなミキ

YIG のスピン波共鳴時に Pt 両端に生じる起電力を測定する↓シングコンダクタンス g↑r があることが，界面でのスピン流ことで，YIG と Pt 界面でのスピンポンピングの観測を試み交換を実現するために重要であることを示している．

た．測定結果を図 7( b )と図 7( c )に示す．図 7( b )は YIG のスピン波共鳴スペクトルであり，図 7 ( c )は同時に測定した

. YIG 中を流れるスピン波スピン流の観測

Pt に生じた起電力ロックイン信号である．図 7(b)に現れる多数のスピン波共鳴ピークは，それぞれ静磁表面波( mag-スピン波はスピン角運動量を運ぶキャリアとなり得ること

netostaticsurface wave: MSW)モード(32)と静磁後進体積波を述べた．では，スピントルク発振を利用して励起したスピ( magnetostatic backward volume wave: MSBVW ) モ ーン波を，スピン流として YIG 中に流すことはできないであド(32)の各モードに対応している(図 7(b))．図 7(c)が示すよろうか

特に， YIG はスピン緩和が非常に小さいため，うに，スピン波共鳴磁場付近で多数の起電力信号が観測されmm 以上の長距離にわたってスピン波スピン流を伝搬できるた．外部磁場角度を変えて起電力を測定すると，逆スピンホ可能性がある(33)．我々は最後にこの YIG 中を流れるスピンール効果の予言に一致する振る舞いを示した．以上の結果波スピン流の観測を目指し実験を行った．その結果，スピンは，絶縁体である YIG 層からのスピンポンピングにより Ptトルク発振およびスピンポンピングを利用することで，YIG層にスピン流が注入されたことを示すものである．

中にスピン波スピン流を mm 以上の長距離にわたって流せ

ここまでで，YIG と Pt 界面でスピントルク発振およびスることを実証した(13)．最後に，この実験を紹介する．

ピンポンピングが存在することを明らかにした．界面におけ実験に用いた試料構造を図(a)に示す．幅 5 mm，長さ 7るこのスピン流交換の存在は，YIG と Pt 界面でミキシングmm ， 厚 さ 1.4 mm の 単 結 晶 YIG 上 に 厚 さ 10 nm の 2 つ の↓コンダクタンス g↑r が有限であることを示唆する．そこで，Pt 薄 膜 を 1 mm 離 し て 接 合 し た 試 料 を 作 製 し た ． 一 端 の我々はスピンポンピングの実験結果から，YIG と Pt 界面でPt(Pt(i))に電流を流すと，YIG と Pt(i)界面におけるスピン↓の g↑
r の大きさを見積もった． YIG の局在スピンのダイナトルク誘起緩和変調によってスピン波が励起される．このス

ミクスを記述する LLG 方程式と Pt のスピン蓄積を記述す

ピン波はスピン流として YIG 中を流れる．このスピン波ス

る Bloch 方程式とを連立すると，スピンポンピングによっピン流が 1 mm 離れたもう一端の Pt ( Pt ( o ))にまで達する↓て Pt 中に誘起されるスピン流の量と g↑r との関係式が得らと，スピンポンピングによって Pt ( o )にスピン流が誘起さ

ミ ニ 特 集

れ，逆スピンホール効果によって Pt(o)両端に起電力が生じ浩光氏，河合博貴氏との共同で行われました．また，首都大031009.
( 7 ) 高梨弘毅応用物理，77(2008), 255263.
( 8 ) 内田健一，齊藤英治固体物理，44(2009), 281291.
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学東京の多々良源准教授，東京工業大学の村上修一准教授に★★★★★★★★★★★★★★★★★★★★★★★★★★★★★★

る．我々は Pt( i)に電流を流しながら，もう一方の Pt (o)に生じる起電力を測定することで， YIG 中を流れるスピン波スピン流の観測を行った．
図 8(b)に， Pt(i)に流した電流と Pt(o)両端に生じる起電力 V との関係を示す．電流の向きと外部磁場方向を平行にした場合， Pt ( o )両端には起電力が観測されなかった(図8(b)挿入図)．印加した外部磁場方向は，スピントルク発振によるスピン励起および逆スピンホール効果による起電力が生じない方向であり，この結果は 2 つの Pt が電気的に絶縁されていることを示している．一方で，電流方向と外部磁場方向を垂直にした場合， Pt( i )に 6.0 × 108 A / m2 以上の電流を流すと Pt(o)に数 nV の起電力が観測された．6.0×108 A/m2 付近に現れる閾値は，図 6(b)のスピントルク誘起緩和変調によるスピン励起に必要な電流密度の大きさ(4.4×108 A/m2)とほぼ等しく，スピントルクによってYIG中にスピン波スピン流が励起されたことを示す結果である．これは絶縁体中のスピン波スピン流を用いることで，絶縁体を介した電気信号輸送を実現した結果である．

. まとめ

本稿では，強磁性/常磁性金属接合を用いたスピンポンピングによる逆スピンホール効果，スピンホール効果による磁化緩和変調の実験を紹介し，絶縁体/金属接合におけるスピントルク自励発振及びスピンポンピングを用いた絶縁体中のスピン波スピン流の観測に関して述べた．
これまでの金属・伝導半導体中におけるスピン流は数 mm程度という非常に短いスケールにしか輸送できなかったが，絶縁体中のスピン波スピン流を用いることでスピン流を mm以上の長距離にわたって輸送できることを明らかにした．ス
ピン波スピン流を利用することで，スピン量子情報の長距離かつ低損失な輸送が可能になるため，今後のスピントロニクスの主役を担うことが期待される．
本稿で紹介した研究は，日本原子力研究開発機構先端基礎研究センターの前川禎通センター長，大江純一郎博士，東北大学金属材料研究所の高梨弘毅教授，水口将輝准教授，高橋三郎助教，針井一哉氏，内田健一氏， FDK 株式会社の梅澤は多くの御指導，御助言を頂きました．この場をお借りして厚く感謝申し上げます．

文献( 1 ) S. A. Wolf, D. D. Awschalom, R. A. Buhrman, J. M. Daughton,
S. von Molnar, M. L. Roukes, A. Y. Chtchelkanova and D. M.
Treger: Science, 294(2001), 14881495.
( 2 ) I. ½Zuti ác, J. Fabian and S. D. Sarma: Rev. Mod. Phys., 76(2004), 323410.
( 3 ) S. Maekawa: Concepts in Spin Electronics, Oxford Univ.
Press, (2006).
( 4 ) A. Fert: Rev. Mod. Phys., 80(2008), 15171530.
( 5 ) J. C. Slonczewski: J. Magn. Magn. Mater., 159(1996), L1L7.
( 6 ) S. Takahashi and S. Maekawa: J. Phys. Soc. Jpn., 77(2008),

ま て り あ 第49巻 第12号(2010)Materia Japan梶原瑛祐
2010年 3 月 慶應義塾大学大学院理工学研究科修士課程修了
2010年 4 月 東北大学大学院理学研究科後期博士課程入学，現在に至る
専門分野スピントロニクス◎スピン流の生成・検出に関する研究に従事．

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梶原瑛祐

安藤和也

齊藤英治

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