Les modèles plus élaborés

Consécutivement aux premiers travaux de Jullière et à son modèle de magnétorésistance tunnel, de nombreux auteurs ont très largement amélioré ce dernier.
L’avancée la plus significative dans ce domaine a été le développement d’un modèle proposé par Slonczewsi [Slo-PRB-89] en 1989, qui intégrait pour la toute première fois la concordance des fonctions d’ondes à travers la barrière tunnel pour le transport dépendant duspin. Par la suite, différents auteurs ont proposé leurs modèles propres ou amélioré ceux déjà existants.

Modèle de Slonczewski

A partir de la théorie classique du courant tunnel [Bar-PRL-61] on suppose que les fonctions d’ondes électroniques émanant d’une des électrodes deviennent évanescentes dans la barrière isolante et qu’elles n’atteignent jamais l’autre électrode. Quand la barrière devient relativement mince, les fonctions d’ondes électroniques des deux électrodes se chevauchent dans l’isolant, et doivent être accordées dans l’ensemble de la barrière. La jonction doit donc être traitée comme un système quantique simple. Le modèle de Slonczewski [Slo-PRB-89] intègre dans les calculs du transport tunnel dépendant du spin cette concordance des fonctions d’ondes à travers la barrière tunnel.
Le modèle considère le cas d’une jonction ferromagnétique/isolant/ferromagnétique représentée ici sur la figure 1.8, avec une tension appliquée V, d’une épaisseur d, d’une hauteur de potentiel φ. FM1 et FM2 représentent les électrodes ferromagnétiques 1 et 2 respectivement. h1et h 2représentent le champ moléculaire pour FM1 et FM2respectivement.
Dans le cas général, les deux électrodes ferromagnétiques sont de compositions différentes et les vecteurs d’onde k ↑et k ↓ sont considérés comme étant différents pour les deux électrodes. Slonczewski trouve alors simplement la formulation générale :

Conclusion sur les différents modèles étudiés

Ces modèles peuvent tous être utilisés pour décrire le comportement magnétorésistif d’une JTM. Cependant, ces différentes formulations ne sont pertinentes que dans des gammes de paramètres assez restrictives et ne peuvent en aucun cas décrire le comportement des JTM dans sa globalité. Aucun des différents modèles n’est préférable aux autres, c’est pourquoi nous nous limiterons aux formulations les plus simples. Nous considérerons deux modèles par la suite, c’est à dire le modèle de Simmons décrivant le courant à travers une barrière isolante fine et le modèle de Jullière décrivant le comportement magnétorésistif d’une JTM.

Réalisations sur les jonctions tunnel magnétiques

Etat de l’art et application aux MRAM

Des valeurs de magnétorésistance tunnel importantes à température ambiante ont été mesurées dans des jonctions tunnel pour la premièrefois au milieu des années 90 [Miy-J3M-95 [Moo-PRL-95]. Depuis, d’énormes progrès ont été effectués en matière de techniques de fabrication et de compréhension des propriétés associées aux jonctions tunnel. Des magnétorésistances de 250 % pour des JTM à température ambiante ont été reportées récemment, ce qui nous donne des valeurs largement plus importantes que pour n’importe quelle magnétorésistance anisotrope (« AMR », soit quelques %) ou magnétorésistance géante(« GMR », au mieux quelques dizaines de %). En parallèle à ces très bons résultats, les résistances par unité de surface des jonctions ont été optimisées, tout en conservant les taux important de magnétorésistance, pour atteindre actuellement des valeurs inférieures à 10 Ω.µm 2, comparativement aux toutes premières jonctions produites ayant des valeurs de l’ordre du GΩ.µm 2 . Ces larges progrès ont amené au développement de nouvelles technologies et applications, en particulier dans le domaine des mémoires avec les très prometteuses Mémoires Magnétiques à Accès Aléatoire (MRAM).
La première MRAM est apparue il y a une quinzaine d’années avec des éléments à AMR.
Leurs performances limitées les ont cantonnées aux applications très spécifiques, telles les applications spatiales ou militaires. L’avancée majeure en matière de MRAM a été le développement des éléments à GMR. Le signal magnétorésistif peut alors atteindre près de 20 %, mais l’inconvénient majeur reste la résistance trop faible de ce type de structure entièrement métallique (bien inférieure à celle de l’électronique CMOS) et le fait de connecter en série les cellules mémoires réduit drastiquementle signal magnétorésistif. Les JTM sont de bien meilleurs candidats pour la fabrication de MRAM car elles ont non seulement une très forte magnétorésistance (de près de 70 %et modulable en fonction de la nature des électrodes et des oxydes), mais aussi une résistance conséquente et modifiable en fonction de la nature de l’isolant (matériaux, épaisseur, degrés d’oxydation…). Cette dernière propriété permet l’utilisation d’une seule JTM en série avec un transistor CMOS dans une cellule mémoire. Cette architecture à haute densité d’intégration est parfaitement adaptée aux mémoires à accès rapide. Enfin, le courant de mesure est injecté perpendiculairement au plan du substrat et elles n’ont pas besoin d’être connectées en série.

Nature de l’oxyde de la barrière isolante

La barrière isolante est l’élément clef d’une jonction tunnel magnétique. Nous avons vu à travers la plupart des modèles abordés et la plupart des résultats expérimentaux que la barrière isolante joue un rôle essentiel dans l’apparition de la magnétorésistance dans une JTM. Les recherches dans le domaine se sont portées principalement sur le développement et la fabrication de barrières isolantes de très bonne qualité, à savoir fines (de quelques Å à quelques nm), planes, homogènes et parfaitement oxydées. De plus, la plupart des expériences ont démontré que la polarisation en spin du courant tunnel dépend du choix même de la barrière tunnel.
La barrière doit avoir moins de 2 nm d’épaisseur dans la plupart des cas. Elle doit être aussi constituée d’un oxyde non magnétique afin d’éviter les évènements de renversement de la polarisation en spin (phénomène de « spin-flip ») des électrons lors du processus d’effet tunnel et former un oxyde stable qui ne diffuse pas dans les couches ferromagnétiques adjacentes.
Les premières mesures de polarisation menées par Meservey et Tedrow [Mes-PR-84] ainsi que les premiers résultats obtenus à température ambiante font de l’alumine Al 2O3le meilleur matériau pour constituer une barrière tunnel. Une barrière d’Al 2O3induit une polarisation en spin du courant tunnel dite normale, c’est à dire positive quel que soit le métal de transition utilisé en tant qu’électrode : on obtient en pratique une résistance de la jonction tunnel plus importante dans le cas où les aimantations sont antiparallèles que dans le cas où elles sont parallèles. Ceci peut s’expliquer par le fait que le tunneling des électrons sest favorisé [TsyJPCM 97].
D’autres types de barrière isolante ont été étudiés. Platt et al. [Pla-JAP-97] ont comparé des barrières variées telles que le CoO, le NiO, le HfO 2 , le MgO et le Ta2O5. Ce sont les barrières de MgO et HfO 2 qui exhibent les meilleurs taux de magnétorésistance tunnel et la meilleure tenue (absence de trous d’épingle ou « pinholes » par exemple) lorsque l’on réduit l’épaisseur de la couche. Dans tous les cas, ces barrières isolantes induisent une polarisation en spin du courant tunnel positif à l’instar de l’Al 2O3. Des barrières d’AlN [Wan-JAP-01], de ZrO2 [Wan-APL-01] ou de ZrAlO2[Wan-APL-01] ont été également testées, mais les travaux ont débouché sur une TMR beaucoup moins importante que pour l’Al 2O3.
Certains matériaux induisent par contre une polarisation en spin négative : la résistance de la jonction tunnel est alors la plus faible dans le cas où les aimantations sont antiparallèles. En 1999 De Teresa et al. [DeT-PRL-99] ont montré qu’une jonction tunnel magnétique avec une barrière de SrTiO 3 et des électrodes de Co et de La 1-xSrxMnO3 (LSMO) induit une magnétorésistance négative. Cette TMR dite inverse est le résultat d’une polarisation négative pour le Co dans ce type de jonction car la polarisation en spin du LSMO est reconnue comme étant positive. De même que la polarisation positive du Co dans les jonctions avec une barrière d’Al 2O3est due aux électrons s, la polarisation négative correspond à l’image d’une bande ddu Co avec une forte densité d’états à l’énergie de Fermi pour les électrons de spin minoritaires. Ceci serait du à la prédominance d’une liaison d-dentre le Co et le Ti ou le Sr [DeT-PRL-99].

Electrodes magnétiques

Concernant les électrodes magnétiques d’une JTM, il convient de distinguer la couche magnétique dite « libre » ou « douce », c’est à dire qui possède un champ de retournement réduit, et la couche magnétique dite « piégée » ou « dure », c’est à dire qui doit conserver la direction de son aimantation même soumise à un champ magnétique relativement important. Les électrodes magnétiques d’une JTM sont constituées de manière générale de matériaux ferromagnétiques (FM) qui doivent présenter de forts taux de polarisation afin d’avoir un signal de TMR suffisant pour les applications. Le choix des matériaux pour la fabrication des JTM a été guidé par les nombreuses études déjà réalisées sur les vannes de spin. Les matériaux les plus couramment utilisés sont les métaux de transition tels que le fer, le nickel, le cobalt ainsi que leurs divers alliages. Tous ces matériaux appartiennent à la classe des matériaux magnétiques doux en raison de leur faibleanisotropie magnétocristalline. La faible coercivité permet donc d’obtenir des couches dont le retournement est possible en champ faible (typiquement < 10 Oe).

Fonctionnement du bâti de dépôt Plassys

Généralités

Le bâti de dépôt par pulvérisation cathodique de la société Plassys exploité par le Laboratoire de Magnétisme Louis Néel (LLN) du CNRS e st séparé en deux parties distinctes (Fig. 2.2). La première partie est la chambre de dépôt qui comporte les cibles et leurs magnétrons disposés sur un barillet. La deuxième partie est le sas permettant l’introduction des échantillons disposés également sur un barillet. Le sas et la chambre sont séparés par une vanne mobile dont l’ouverture et la fermeture sont contrôlées électroniquement. Lorsque la vanne est fermée, cette configuration permet d’ouvrir le sas (chargement ou retrait des échantillons…) sans remettre la chambre à l’air libre. Ainsila chambre et les cibles sont en permanence sous vide. La chambre (beaucoup plus volumineuse que le sas) n’est ouverte que lorsque l’on change une ou plusieurs des cibles.

Principe de l’oxydation naturelle et module d’oxydation du bâti Plassys

La barrière tunnel d’une JTM a ceci de différent par rapport aux autres couches qu’il s’agit d’un oxyde, l’Al 2O3 dans notre cas. Plusieurs méthodes existent pour déposer par pulvérisation cathodique des couches d’Al 2O3. La première consiste à déposer une couche à partir d’une cible d’Al 2O3. Etant donné qu’il s’agit d’un oxyde, il faut utiliser la pulvérisation cathodique RF dont n’est pas équipée notre machine. Il convient d’employer une autre méthode qui consiste à oxyder une couche d’Al métallique après l’avoir déposée.
Deux techniques largement employées interviennent pour oxyder cette couche d’Al : l’oxydation plasma et l’oxydation naturelle.
L’oxydation plasma consiste à oxyder la couche d’Al grâce à un plasma créé dans une atmosphère mixte Ar/O 2. Cette oxydation plasma peut très bien se faire par pulvérisation cathodique RF ou DC. Pendant l’activation, certaines espèces apparaissent au sein du plasma telles l’O -, l’O ou l’O2+ et sont transférées sur la surface de l’échantillon. Le transfert continu de charges à travers la surface de la couche à oxyder permet le maintient d’un champ électrique fort entraînant un taux de diffusion des ions très élevé, même pour des couches d’oxydes relativement épaisses. Le procédé d’oxydation plasma dépend fortement du type de plasma utilisé (RF, DC ou encore micro-onde), de la puissance électrique injectée et de la pression partielle de l’O 2 et de l’Ar. Cette technique est la plus utilisée actuellement pour fabriquer des JTM de très bonne qualité et d’une manière reproductible. Cependant ce n’est pas cette technique que nous emploierons car elle nécessite une enceinte spécifique dédiée à l’oxydation pour éviter les problèmes de contamination des cibles métalliques, enceinte dont notre bâti n’est pas équipé.

Structuration par lithographie optique

Il existe, à partir de dépôts préparés par pulvérisation cathodique, deux méthodes distinctes pour fabriquer des jonctions tunnel magnétiques. La première méthode consiste à déposer les différentes couches formant la JTM à travers une série de masques afin d’obtenir une géométrie des électrodes de mesure sous la forme d’une croix. Dans cette configuration, la surface « utile » de la JTM est définie par la zone de superposition des deux électrodes. Cette méthode d’élaboration relativement directe s’avère très limitée. De nombreux problèmes peuvent apparaître, comme la contamination des interfaces pendant le changement de masque ou l’existence de courants de fuite dans le substrat [Nas-Th-99] et entre les deux électrodes si les masques ont été mal disposés. Pour finir, cette méthode ne permet pas de réaliser des motifsd’une taille inférieure à 50 µm(donc des JTM d’une taille minimale de 2500 µm2).
La seconde méthode, que nous utiliserons dans le cadre de cette thèse, consiste à utiliser les techniques de la micro-électronique que sont la lithographie et la gravure ionique sèche.
Les multicouches constituant une JTM sont alors déposées sans interruption sous formes de couches continues et sont ensuite mises en forme lors du processus de gravure par un faisceau d’ions. Cette méthode évite les problèmes de contamination des interfaces et permet de réaliser des jonctions dont la taille latérale est micronique, voir submicronique. Ce dernier aspect est d’une importance capitale dans la perspective des applications de stockage d’informations à très haute densité auxquelles sont destinées les JTM.

Techniques de caractérisation de multicouches et de jonctions tunnelmagnétiques

Caractérisation structurale – Cartographie des courantstunnel (AFM/TUNA)

Par la microscopie AFM conventionnelle, nous accédons à des informations sur la distribution spatiale de la rugosité en surface. Cependant, nous sommes incapables d’obtenir des informations sur l’homogénéité spatiale chimique de l’oxyde, ou bien sur la topologie de l’interface enterrée, c’est à dire les corrélationsdes rugosités des différentes couches d’une multicouche. Néanmoins, ces aspects sont très importants car ils peuvent déterminer des fluctuations de la hauteur et de la largeur de la barrière tunnel, induisant des fluctuations spatiales du courant tunnel. Afin de pouvoir étudier ces propriétés, une nouvelle technique de mesure a été développée à l’IPCMS de Strasbourg parVictor da Costa [DaC-JAP-98][DaCEPJB 00].
Les propriétés locales de transport de la jonction sont étudiées en utilisant une pointe conductrice [Mor-JJAP-89][Hou-APL-96][DaC-JAP-98] composée d’une pointe standard de Si3N4 sur laquelle a été déposé un film conducteur de TiNx.

Table des matières

Introduction 
Chapitre 1 – Généralités sur les jonctions tunnel magnétiques 
1.1 Introduction
1.2 Les jonctions tunnel magnétiques : définition
1.3 Courant tunnel à travers une barrière isolante
1.4 Modèle de Jullière pour les jonctions tunnel magnétiques
1.5 Les modèles plus élaborés
1.5.1 Modèle de Slonczewski
1.5.2 Validité du modèle de Jullière pour le courant tunnel dépendant du spin
1.5.3 Autres modèles à température nulle
1.5.4 Influence de la température sur une barrière tunnel
1.6 Conclusion sur les différents modèles étudiés
1.7 Réalisations sur les jonctions tunnel magnétiques
1.7.1 Etat de l’art et application aux MRAM
1.7.2 Nature de l’oxyde de la barrière isolante
1.7.3 Electrodes magnétiques
1.7.4 Effets des interfaces – Défauts dans les jonctions tunnel magnétiques
1.8 Conclusion du chapitre 1
Références du chapitre 1
Chapitre 2 – Techniques d’élaboration et de caractérisation de multicouches et de jonctions tunnel magnétiques 
2.1 Techniques d’élaboration de multicouches et de jonctions tunnel magnétiques
2.1.1 Dépôts de couches minces par pulvérisation cathodique
2.1.2 Fonctionnement du bâti de dépôt Plassys
2.1.2.1 Généralités
2.1.2.2 Principe de l’oxydation naturelle et module d’oxydation du bâti Plassys
2.1.3 Structuration par lithographie optique
2.1.4 Echantillons préparés dans le bâti Plassys
2.1.4.1 Vannes de spin
2.1.4.2 Miroirs de spin
2.1.4.3 Demi-jonctions tunnel magnétiques
2.1.4.4 Couches fines de GdxCo1-x
2.1.5 Fabrication de jonctions tunnel magnétiques IPCMS
2.2 Techniques de caractérisation de multicouches et de jonctions tunnel magnétiques
2.2.1 Caractérisation structurale – Cartographie des courants tunnel (AFM/TUNA)
2.2.2 Caractérisation des propriétés magnétiques et électriques
2.2.2.1 Magnétomètre à échantillon vibrant (VSM)
2.2.2.2 Testeur sous pointes (Phase Metrics)
2.2.2.3 Effet Hall extraordinaire (EHE)
Références du chapitre 2
Chapitre 3 – Préparation et caractérisation de couches minces d’alliage amorphe ferrimagnétique de Gd x Coy
3.1 Contexte des travaux
3.1.1 Etat de l’art des MRAM à base de jonctions tunnel magnétiques et limitations d’une architecture à écriture par un champ magnétique externe
3.1.2 Avantages de l’utilisation d’une couche libre d’AAF dans une JTM
3.2 Caractéristiques générales d’un alliage amorphe ferrimagnétique de Gdx Co1-x
3.2.1 Introduction
3.2.2 Choix du Gdx Co1-xen tant qu’AAF dans une JTM
3.3 Aimantation des couches minces de Gd x Co1-x
3.4 Transport dans les couches minces de Gd x Co1-x
3.4.1 Résistance électrique
3.4.2 Magnétorésistance
3.4.3 Effet Hall extraordinaire
3.4.3.1 Courbes R EHE(H┴,T) de couches de GdCo en pleine tranche
3.4.3.2 Courbes R EHE(H┴,T) à haut champ H d’une couche de GdCo lithographiée
3.5 Origines de l’anisotropie magnétique dans les couches minces de Gdx Co1-x
3.5.1 Résultats expérimentaux
3.5.2 Origines de l’anisotropie magnétique perpendiculaire dansle (Gdx Co1-x)95Zr5
3.5.2.1 Anisotropie magnétique perpendiculaire liée à des structures cristallines à petite échelle et aux procédés de dépôt
3.5.2.2 Anisotropie magnétique perpendiculaire liée aux propriétés magnétostrictives de l’alliage amorphe de GdCo 99
3.6 Conclusions du chapitre 3
Références du chapitre 3
Chapitre 4 – Résistance des jonctions tunnel magnétiques aux rayonnements ionisants 
4.1 Introduction et travaux préliminaires
4.1.1 Contexte des travaux
4.1.2 Effets des rayonnements ionisants sur la matière et l’électronique
4.1.3 Cas des jonctions tunnel magnétiques
4.1.4 Quelques résultats expérimentaux
4.1.5 Préparation des travaux d’irradiation
4.2 Détails expérimentaux
4.2.1 Introduction
4.2.2 Banc de mesures expérimentales
4.2.3 Nature des échantillons
4.2.3.1 Jonctions tunnel magnétiques lithographiées
4.2.3.2 Miroirs de spin
4.2.3.3 Demi-jonctions tunnel en pleine tranche
4.3 Résultats expérimentaux
4.3.1 Jonctions lithographiées
4.3.1.1 Magnétorésistance tunnel des jonctions irradiées
4.3.1.2 Propriétés magnétiques des jonctions irradiées
4.3.1.3 Résistance électrique tunnel des jonctions irradiées
4.3.1.4 Caractéristique I(V) d’une jonction irradiée
4.3.2 Miroirs de spin
4.3.3 Demi-jonctions tunnel en pleine tranche
4.4 Conclusions du chapitre 4
Références du chapitre 4
Conclusions 
Lexique des abréviations employées