在常规计算机系统中占优势的海量存储器件是硬盘驱动器。硬盘 驱动器是能存储几十千兆位数据的相对大的机电装置。所储存的数据 通过位于快速旋转盘上方的空气垫上的读/写磁头来存取。读/写磁头 快速移动以便存取旋转盘的不同磁道中的数据。数据转移受到盘旋转 速度和读/写磁头定位在所需要的磁道上的速度的限制。即使利用最快 的装置，存取时间也为几千微秒数量级，这是由于相对大的机械运动 和所引起的惯性造成的。这个时间量至少比处理器操作的纳秒时间量 慢五个数量级。该偏差使处理器极需数据。
可提供比现有可得到的海量存储器件更高的数据密度和更快的存 取时间的一种建议的数据存储系统采用自旋极化电子以便从存储介质 读取数据和向存储介质记录数据。电子束可由带电粒子光学器件控制， 该光学器件的操作时间量更接近于处理器的操作时间量。美国专利 US5546337和564706介绍了一种采用自旋极化电子向存储介质记录和 转移数据。所公开的系统从涉及介质上的不同存储位置的磁矩散射自 旋极化电子束，以便从这些位置读取数据和可论证地给这些位置记录 数据。
该公开系统的一个问题是提供所希望的磁性的存储介质的特性难 以改变这些磁性，即采用电子束记录数据。典型存储介质包括淀积在 导电非磁性材料层上的相对薄的磁性材料，如铁(Fe)。这个组合材 料层产生量子阱。采用薄层磁性材料强加了磁性层平面以外的易磁化 轴。得到的垂直磁化支持了致密包封的磁畴，其表示单独的数据位， 例如存储区域。
存储区域的薄磁性层用从位于存储介质上面几毫米的源发射的自 旋极化电子束照射。源与介质的分离提供了时间和空间以控制电子束 到达指定存储区域。但是，这种结构还以入射直角或接近直角即垂直 于磁性层的最薄尺寸给磁性层输送电子束。因此被电子束采样的磁性 层的体积(“相互作用体积”)相对小，并且耦合电子束的磁性层中 的电子的数量(“耙电子”)同样很少。
另外一个问题是电子束源产生几十电子伏特(eV)的电子能量。 在这些能量，被由磁性层形成的量子阱束缚的入射电子的概率大大减 小。因此薄层磁性材料、法向入射电子束和高电子能量的组合限制了 自旋极化电子束和耙电子之间的耦合强度。
为了倒转涉及存储区域的自旋状态，在自旋松弛机构恢复现状之 前，向上自旋和向下自旋电子的相对数量必须颠倒。在铁磁材料中， 电子之间的互换作用使主要自旋状态比少数自旋状态更稳定。如果相 对小部分的主要自旋状态与自旋极化电子束互相作用，则由电子束触 发的任何自旋倒转将由自旋松弛机构修正。
因此有效的自旋倒转需要自旋极化电子的入射束与磁性材料中的 大量电子(耙电子)在相对段时间内互相作用。电子束必须在自旋松 弛时间内影响临界数量的耙电子，或者主要自旋状态将恢复本身。
已经研制了允许自旋极化电子和磁性材料中的耙电子之间的耦合 的系统，以便倒转多数自旋状态。
例如，扫描隧道显微镜(STMs)采用位于磁性层表面几埃() 内的扫描末端。扫描末端可以被修改以使自旋极化电子从末端通过隧 道效应进入介质。STMs可发射电子进入具有基本上低于1eV的能量的 耙材料。结果是，自旋极化电子趋于被由磁性层形成的量子阱捕获， 并沿着该层横向移动，允许每个入射电子在它离开磁性材料之前与耙 电子耦合。STMs可以提供自旋极化电流密度，例如每平方纳米几微安。 量子阱捕获和极高电流密度的结合已经被证明以倒转薄磁性层的磁性 方向。
STM几何结构和物理移动机构不适合于高性能存储介质应用。例 如，扫描端部靠近表面限制了存储介质的面积，这可能通过偏转电子 束来扫描。此外，STM扫描技术相对于介质移动整个STM装置，因此 对于处理器的应用来说它们太慢了。
本发明解决了关于采用自旋极化电子束向磁性介质记录数据的这 些和其它问题。
附图的简要说明
下面将参照附图理解本发明，附图中相同的元件用相同的标号表 示。提供这些附图用以表示本发明的被选实施例，但是并不限制本发 明的范围。
图1A示意性地表示采用自旋极化电子束读取和记录磁性介质的系 统。
图1B是采用图1A的系统的常规磁性记录介质的方框图。
图2是表示铁磁材料的自旋相关的透射性能的简化能带模型。
图3表示对于具有平行和反平行自旋的电子对的质量散射振幅的 中心。
图4A示意性地表示根据本发明的包括自旋相关电子收集器的系统 的一个实施例。
图4B是图4A的自旋相关电子收集器的一个实施例的更详细的示 意图。
图5是表示作为其动能的函数的固态电子平均自由程。
图6A是适用于本发明的半金属化材料的简化能带模型。
图6B表示用于半金属化材料NiMnSb的状态数据的计算密度。
发明的详细说明
下面的详细说明用于提供发明的全面理解。但是，本领域技术人 员都明白可以在没有这些具体细节的情况下实现本发明。此外，为了 将注意力集中在本发明的特征上，没有详细说明各种公知方法、程序、 部件和电路。
本发明提供一种采用自旋极化电子从存储介质读取数据和向存储 介质记录数据的系统。根据本发明的系统采用促进射束的自旋极化电 子(“射束电子”)和存储介质中的磁性层的电子(“目标电子”) 之间的增强耦合。特定自旋极化的射束电子优先被捕获在包括磁性层 的容积内，允许每个射束电子与具有相反自旋极化的多个目标电子进 行能量转移碰撞。
优先被捕获的射束电子的自旋极化由在目标位置的磁性材料的电 子的多数自旋状态决定。这个多数自旋状态决定目标位置的磁性状态。 电子束具有由其分量电子(射束电子)的多数自旋状态决定的净极化。 通过用具有与目标电子的多数自旋状态相反的净极化(多数自旋状态) 的电子束照射该区域，可以使该区域的磁性状态反转。
根据本发明的存储介质包括夹在自旋镜面材料之间的磁性材料， 以便形成自旋相关电子陷阱。对于自旋相关电子陷阱的一个实施例， 硬磁材料层夹在第一和第二层自旋镜面材料之间。这里，“层”指的 是一个或多个原子层，其实际数字和成分可以改变以调整自旋相关电 子陷阱的性能。
自旋镜面材料是可磁性极化的材料，其特征在于对于处于第一自 旋状态的电子在其费米能级的相对低密度电子状态和对于处于第二相 反自旋状态的电子的相对高密度状态。这种电子结构提高了入射到自 旋镜面材料上的处于第一自旋状态的电子将通过自旋镜面材料反射而 不是透射的概率。实际上，自旋镜面材料提供在入射能范围内的电子 的自旋相关透射/反射。在具有大于零的状态密度的材料用于本发明 时，它们没有具有零状态密度的材料有效，因为可得到的状态允许某 些泄露。
处于第二自旋状态的电子可以通过将它们以相对高的入射能量即 高于费米能级的能量注入到自旋相关电子陷阱中而在自旋镜面材料之 间被捕获。入射电子和存储介质的电子之间的碰撞使入射电子的动能 减少到自旋镜面材料的自旋相关透射性变得明显的范围。在两层自旋 镜面材料之间提供磁性材料，在射束电子在两个自旋镜面层之间反射 时允许每个被捕获电子与很多目标电子相互作用。最终耦合有利于磁 性材料的自旋状态的反转。
对于本发明的一个实施例，自旋镜面材料可以是半金属。典型的 半金属是铁磁材料，其中铁磁去耦相对于相反自旋状态的能级移动一 个自旋状态的能级，以便提供射束电子结构。半金属用做处于一个自 旋状态的电子的绝缘体和处于另一自旋状态的电子的导体。
对于本发明的另一实施例，磁性材料是硬磁材料，并且自旋镜面 材料是软磁材料。这里，硬和软磁材料分别是具有大和小矫顽力的材 料。通常，软磁材料具有很少的处于费米能级附近的少数自旋电子。 在适当淀积条件下在这些材料中感应的应变会大大扰乱这些软磁材料 的电子结构，以便将它们转换成半金属化材料或接近半金属化材料。
通过本发明提供的提高的耦合允许处于特殊自旋状态的射束电子 将能量转移给大量目标电子。泡利排他律保证了这个能量被优先于具 有与射束电子相同的自旋取向的电子(“相同自旋电子”)而转移给 具有与射束电子的多数自旋状态相反的自旋取向的目标电子(“相反 自旋电子”)。  转移给目标电子的最终自旋相关能量增强了优先自旋 反转的概率，如下面的详细说明。
图1A示意性地表示采用自旋极化电子的射束112读取和记录磁介 质110的系统100。系统100包括源110、电子光学系统120、真空外 壳130、存储介质140和用于电子光学系统120的控制模件150。源110 产生自旋极化电子，采用该电子光学系统120使自旋极化电子指向存 储介质140上的被选存储位置160。适当的源包括例如电子束微型柱 体(micro-columns)。存储介质140上的每个位置160可表示数据位。 在图1A中，所示电子束112指向读取或记录位置160’的数据。
每个存储位置160通常包括可在两个取向中的一个取向磁化，表 示数据位处于高或低逻辑状态。磁化的两个取向一般称为“上自旋” 和“下自旋”，但是实际取向取决于存储介质的结构。对于高密度存 储器件，最佳的取向使平行和反平行于表面法向矢量(n)。
图1B是常规存储介质140的实施例的方框图，该存储介质被设计 成提供平行或反平行于表面法向n的磁化。存储介质140包括淀积在 导电非磁性材料148上的相对薄层磁性材料144。磁性材料144和非 磁性材料148的不同晶体结构在边界146相遇。在边界146处的不同 晶体结构之间的应变促使平面磁性层144以外的易磁化轴。此外，在 层间边界146处的不连续性产生限制电荷在材料之间流动的势垒。非 磁性层148耦合到读出放大器，在位置160被自旋极化电子束112照 射时该读出放大器用于“读取”位置160的逻辑状态。该读出放大器 检测通过磁性层而不是从金属层反射的电流量。通过利用射束散射行 为取决于射束的相对取向和目标电子自旋极化，自旋极化电子束112 读取储存在位置160之一处的逻辑状态。
图2是位于存储介质140中的电子能级(带)的简化模型。图2 包括简化能带模型，其表示适合于磁性层144的铁磁材料200。还示 出了与层间边界146相关的隧道势垒270和用于非磁性导电材料148 的导带280。
众所周知，上自旋和下自旋电子的数量在铁磁材料中是不同的。 磁性材料的净磁化由多数自旋状态决定。交换作用使处于主要(多数) 自旋数量的电子稳定化并趋于保持材料的净磁化。改变这个净磁化需 要反转足够数量的电子自旋以倒转主要自旋状态。
图2的能带模型表示作为波数k(水平轴)的函数的对于铁磁材 料中的电子的允许能级200(垂直轴)。示出了分别用于上自旋和下 自旋电子的分离能带220、228和230、238。能带220、228和230、238 之间的垂直偏移表示两个自旋取向状态间的能差。铁磁材料200具有 处于上自旋状态的净磁化，因为存在比下自旋电子多的上自旋电子。
图2中所示的费米能级260表示被材料200的电子占据的最高能 级。对于过渡材料，导带是由成分金属原子的部分填充d轨道产生的， 费米能级240位于导带内，如图所示。过渡金属的实际能带结构比图 2中所示的更复杂，但是对于这种说明目的来说简单模型足够了。
上自旋带隙224表示导带220和允许能级的另一能带228之间的 能带，上自旋电子该该能带阻止。就是说，磁性材料200中的上自旋 电子可具有落入带隙224上面或下面的能量，但是它们不具有位于带 隙224内的能量。同样，下自旋带隙234表示在导带232和组织下自 旋电子的另一能带238之间的能带。例如在Kittel，“Introduction to Solid State Physics”，John Wiley & Sons，New York(1996)中讨 论了表示磁性材料的能带模型。
图2中还示出了上自旋电子240和下自旋电子250。入射到磁性 材料200上的电子240和250所具有的能量由沿着垂直能轴的它们的 位置表示。下自旋电子250以对应用于磁性材料200中的下自旋电子 的带隙234的能量入射到磁性材料200上。因而，下自旋电子250将 以高的概率从磁性材料200散射。另一方面，这个相同的入射能量将 上自旋电子240置于对应允许能带228的能级上，在那里上自旋电子 240坑内自由移动通过磁性材料200。如果磁性材料200淀积在导电非 磁性材料即层148上，上自旋电子240可能通过隧道效应进入层148。
通过将每个逻辑状态与自旋状态联系起来，包括磁性材料200的 位置160可能储存逻辑1或逻辑零。可以通过用自旋极化电子束照射 位置160和测量层148中的电子，来读取位置160的自旋取向。在图 1A的系统中，例如，可采用读出放大器170测量电流。因此读取目标 位置160的自旋状态是个相对简单的过程。
为了给目标位置记录特殊逻辑状态，电子光学系统利用自旋极化 电子束112照射该位置，其中所述自旋极化电子束112具有设计成以 反转主要自旋的特性，如果需要的话，设计成适当的自旋状态。例如， 如果上自旋表示第一逻辑状态，并且第二逻辑状态将被写入到该位置， 则利用排列成以反转主要自旋的自旋极化电子束112照射该位置。确 定该位置的自旋状态是否反转的一个因数是自旋极化射束电子和材料 200的主要自旋状态的目标电子之间的耦合强度。特别是，射束电子 应该与磁性材料中的相对大部分的上自旋电子群相互作用。对自旋反 转起作用的其它因数包括材料的自旋松弛时间、用于给定目标电子能 量的脱离磁性材料的自旋相关隧道电流、和流入磁性材料的自旋无关 电流。
图3表示在分别具有平行自旋的电子对和具有反平行自旋的电子 对之间的计算的散射振幅310和320。例如，散射振度310和320可 表示碰撞射束和目标电子之间的平行和反平行自旋对。泡利排他律允 许具有反平行自旋取向的电子比具有平行自旋取向的电子更紧密地接 近。因而，具有反平行自旋取向的电子对更强地相互作用，并且它们 的计算的散射振幅相应地比确定用于具有平行自旋取向的电子对的振 幅大。特别是，具有平行自旋取向的电子对在1.5弧度的散射振幅远 小于具有反平行自旋取向的电子对在1.5弧度的散射振幅。在1.5弧 度左右的散射角与从入射电子对有效地转移能量和很强地改变电子束 的动量矢量方向的碰撞相关。
入射电子束和用于自旋反转的目标电子之间所需要的强耦合可以 参照对于自旋反转过程的一个建议机理示出。处于第一自旋状态即下 自旋的高能自旋极化电子优先与处于第二自旋状态即上自旋的目标电 子耦合，如图3所示。这个优先耦合相对于下自旋目标电子提高了上 自旋目标电子的平均能量。实际上，入射自旋极化电子束优先加热具 有相反自旋状态的目标电子。如果该耦合足够强，则自旋极化电子束 中的每个下自旋电子可与数十个上自旋电子进行能量转移碰撞，结果 产生足够的磁增益。通过电子束的动能与目标电子的平均热能的比例 提供由每个自旋极化电子束电子激活的大量相反自旋目标电子的评 估。
一般情况下，电子穿过势垒270(图2)的概率随着电子能量而增 加。在上述例子中，这意味着目标电子进入非磁性层148的隧道率随 着目标电子的能量而增加。此外，当用下自旋射束电子照射电子陷阱 时，泡利排他律确保了到非磁性层148的隧道电流包括比例比下自旋 目标电子大的上自旋目标电子。优先激活上自旋目标电子的净效应是 通过素隧道的磁性材料中的上自旋数量的减少。
由于电子的损失保留了非补偿，因此到非磁性层的增加的隧道效 应还产生在磁性层和非磁性层之间的电荷失衡。最终的电场产生反应 电流，其中来自非磁性层的电子流回到磁性层中以偏移电荷失衡。由 驱动反应电流的电场产生的力与自旋无关。即，在上自旋电子优先于 下自旋射束电子“反冲出”磁性层时，相等数量的上自旋和下自旋电 子扩散回到磁性层中。
自旋相关加热和自旋无关反应电流之后发射目标电子的净效应是 磁性层中的上自旋电子数量相对于下自旋电子数量减少。如果耦合足 够强并且e束强度足够高，磁性材料的净磁化将反转到下自旋。在用 处于上自旋状态的极化电子束照射下自旋位置时，同样的机理使下自 旋存储位置反转到上自旋存储位置。本发明提供充分增加这个耦合的 系统和方法。
图4A是示意性地表示根据本发明的存储系统400的一个实施例。 存储系统400包括电子源410和存储介质480。电子源410给存储介 质480上的特定位置提供自旋极化电子束412。存储介质480表示为 自旋相关电子陷阱430(1)-430(n)阵列(通常为“电子陷阱430”)。 当实际系统采用两维阵列电子陷阱430时，如图1所示，为了表示的 目的只示出了一维阵列。
每个自旋相关电子陷阱430包括置于第一和第二自旋镜面440、450 之间的磁性材料420。在下列讨论中，“自旋镜面”指的是可磁性极 化的材料，对于一个能量范围，优先反射处于一个自旋状态的电子， 同时透射处于相反自旋状态的电子。在没有外部施加力时，镜面的自 旋状态自对准到它们之间的磁性材料的电流自旋状态。这个自旋相关 透射性最明显时的能量通常在电子陷阱430的费米能级附近，其中入 射电子采样电子陷阱的量子阱结构。在充分处于费米能级上面的能量 时，例如几个电子伏(eV)，能带可以透射处于两种自旋状态的电子。
自旋镜面440、450的可磁性极化特性由它们的自旋状态与磁性材 料420的自旋状态的对准来表示。可以通过材料成分来控制自旋镜面 的自旋差分透射，或者通过使不呈现自旋差分透射的材料应变来进行。
对于存储介质480的所公开的实施例，所示的电子陷阱430设置 在导电非磁性层460上。自旋镜面440和450用做自旋相关镜面以便 在电子陷阱430中捕获具有给定自旋状态的射束电子412。随着被捕 获电子在层440和450之间的磁性材料420中重复散射，处于特殊自 旋状态的被捕获射束电子具有足够的机率很强地耦合处于相反自旋状 态的目标电子。如下所述，非磁性层460为通过与射束电子的碰撞激 活的电子提供通道以便从电子陷阱430运动出来。
图4B是更详细地表示电子陷阱430的一个实施例的方框图。电子 陷阱的所公开实施例包括在自旋镜面440和磁性材料420之间的第二 层非磁性材料。第二层非磁性材料470与非磁性材料460电接触，以 便为激活电子提供有效的通道以到达非磁性材料460。
图4B中还示出了不同材料层的示意厚度。例如，自旋镜面440、 450可包括半金属化材料的3-20单层。采用较厚的结构通过射束-目 标碰撞使入射电子束慢下来。磁性材料可包括3-20单层硬磁性材料， 在其它因数当中，这取决于磁性极化所希望的方向。非磁性材料450 和470可包括分别为约100单层和约5单层的非磁性材料。这些层的 厚度可以调整以调整电子陷阱430的特性，如下面更详细的说明。
磁性材料420和自旋镜面440、450的原子层(或单层)的数量可 以选择以调整电子陷阱430的磁化特性。例如，当磁性材料420是铁 时，可以在例如自旋镜面450上外延地设置2-4原子层的厚度。磁性 材料420和自旋镜面450的晶格常数之间的失配在磁性材料420中产 生应变，这使其易磁化轴在由磁性材料420的层形成的平面以外旋转。
还可以调整自旋镜面440、450和非磁性材料470的厚度以增强电 子束的捕获能力。不存在高入射能量的自旋相关反射将允许处于在较 低能量被反射的自旋状态的射束电子产生电子陷阱430。后来这些电 子通过与自旋镜面440、450和磁性材料420)“目标电子”)的碰撞 而失去能量。可以调整自旋镜面440、450和/或磁性材料420的厚度 以增加射束电子进行足够的碰撞的可能性，以便使它们的能量减少到 它们可以被自旋镜面440、450捕获的水平。
对于本发明的另一实施例，可以在自旋镜面440上设置附加的材 料层，以便提高入射射束电子的散射可能性(和能量损失)。例如， 可添加10-20原子层材料(约100埃)以增加入射电子的散射性。附 加的碰撞还趋于给横向于它们的入射方向的射束电子施加动量分量， 使他们在磁性材料420的较宽体积上分布。在主题为“量子磁性存储 器”的美国专利申请系列号09/211233中讨论了这个方案的优点。
众所周知，固体(金属)中的电子散射具有相对低的改变散射电 子的自旋状态的概率。动量改变碰撞通常是大于每单位时间的自旋反 转碰撞数量的数量级。此外，动量改变碰撞给电子动量提供横向分量 的概率相对高。例如，图3示出了在射束电子与相反自旋目标电子碰 撞时射束电子具有在质量坐标系的中心散射45°或以上的约50％的机 率。在实验参考系中，例如其中表示存储介质480的参考系，在横向 的散射振幅保持足够，并且多散射事件进一步增强了射束电子获得横 向动量分量的概率。
图5示出了表示计算的作为电子动能函数的金属中的电子的平均 自由程的曲线510。这里，“平均自由程”指的是电子在与其它电子 碰撞之间运行的平均距离。根据曲线510，电子的平均自由程减少， 并且随着其能量的增加而进行更多的碰撞。在所公开的系统中，在10eVs 入射在储存材料400上的射束电子具有约。1纳米(1埃)的平均自由 程。因此100埃的材料层410(10-20单层)提供横向碰撞的显著机会。
随着能量的增加而使碰撞数量的增加反射了大量目标电子，随着 其能量的增加，射束电子可以与其相互作用。磁性材料中的目标电子 可以只被散射到现有的、即自旋允许的费米能级上面的能量状态，并 且射束电子提供这个转变的能量。与较低能量射束电子相比，较高能 量的射束电子可以从在磁性材料的费米能级以下的能级散射目标电 子。这样，自旋极化电子束的入射能量是可变的，即可以调整以增强 横向散射。
图6A是适合用做自旋镜面材料的半金属化材料600的简化状态密 度。曲线610表示对于半金属600中的上自旋电子，作为波数(k)的 函数，上自旋电子在现有能态上的分布。半金属600的费米能级位于 由取消610表示的现有能态内。因而，半金属600用做用于上自旋电 子的导体。
曲线620表示作为半金属化材料600中的下自旋电子的k的函数， 电子在现有能态上的分布。曲线620没有处于材料600的费米能级上 的能级。示出了下一能带的最低可得到能级(曲线630)约为费米能 级上的。7eV，与计算的这些材料的带隙值一致。由于电子在室温下具 有约。025eVs的热能，因此。7eV带隙表示到达能级的明显势垒，其中 在该能级下自旋电子可以自由移动通过半金属化材料600。因而，半 金属化材料600用做用于下自旋电子的绝缘体。
半金属化材料的能带结构可归因于铁磁耦合。通常，半金属化材 料用做重要或多数自旋状态电子的导体和用做少数自旋状态电子的绝 缘体。例如，半金属化材料600可以代表电子陷阱430(j)的自旋 镜面440(j)、450(j)。如上所述，软磁材料和其它材料通过应变 感应扰乱可以获得与图6相同的半金属化电子结构。
图6B表示在半金属化材料NiMnSb中的上自旋和下自旋电子的计 算的状态密度。费米能级的位置由尖头表示，费米能级周围的少数自 旋电子的带隙很明显。希望展示半金属化特性的其它材料是PtMnSb。 通常，具有窄能带、在它们的范围内的能隙和强的铁磁相互作用的材 料可呈现半金属化特性。另外的材料和成分可以被强制在应变时呈现 半金属化特性。
下面的讨论集中在根据本发明设计的存储介质的自旋相关电子捕 获特性。这些存储介质和它们的分量电子捕获的各种其它特性还可以 影响利用自旋极化电子束记录的介质的灵敏度。例如，反转给定存储 位置的自旋状态所需要的电子束强度部分取决于磁性材料的自旋松弛 时间特性。自旋松弛时间表示在它从初始状态被扰乱时，例如通过与 自旋极化电子束的碰撞，存储材料的磁性状态所需要的时间。较快的 自旋松弛时间难以反转自旋状态，因为初始自旋状态被快速地重建。 较慢的自旋松弛时间允许被自旋极化电子束感应的磁性材料的自旋数 量改变，以持续足够长的时间用以产生自旋数量倒置(自旋反转)。
自旋松弛时间取决于磁性材料的能带结构。对于本发明的实施例， 可通过改变磁性层中的磁性元件(纯的或合金形式的)来增加自旋松 弛时间。自旋松弛时间的增加减少了实现自旋方向反向所需要的自旋 极化电流密度。
根据本发明，自旋反转取决于量子磁性自旋系统的各种参数可表 示如下：
(I)    e·Ns/Ts＜Ibeam·gspin
这里，Ns是每个存储位置或位的自旋数量，Ts是自旋松弛时间，Ibeam 是电子束电流，e是电子电荷，gspin是每个射束电子发射的多数电子自 旋，即增益。表1概括了反转用于Ts和gspin的不同组合的存储位置(位) 的自旋所需要的电子束电流值。
表1  Tsgspin  10  20  50  100  200  500  1000  1ps  1mA  500μA  200μA  100μA  50μA  20μA  10μA  10ps  100μA  50μA  20μA  10μA  5μA  2μA  1μA  100ps  10μA  5μA  2μA  1μA  500nA  200nA  100nA  1ns  1μA  500nA  200nA  100nA  50nA  20nA  10nA
表1中，nA和μA分别代表纳安培和微安培，并且ns和ps分别 代表纳秒和皮秒。表1中的数据是通过假设在包括具有最近相邻间隔 2.48×10-10m的铁(Fe)原子的3个原子层的一侧上的40纳米(nM)的 位(磁畴)尺寸获得的。利用这个几何关系，每个位含有约1.01×105 原子。
评估等式(1)和表1中的结果，但是它们可用于表示本发明的质 量方面的优点。例如，假设Ts为1ns数量级，gspin为一的存储位置应 该要求聚焦成1.6×10-15m-2的约10μA的电子束流。本发明通过捕获 用于磁性材料的多个traversals的每个电子束而增加gspin。gspin增加 到十倍使反转位置的自旋所需要的电子束流减少了一个数量级。这样， 当gspin＝100时，约100nA的相对低的电子束流足够反转存储位置的 自旋。
本发明还提供了执行读-写操作的相对容易的方式。读-写操作通 常用于检测值已经被写入到存储位置。它们在数据库中和其中数据的 完整性最重要的其它应用中特别重要。
对于根据本发明实施的存储系统，入射电子束的透射/散射行为灵 敏地取决于被照射的存储位置的状态。随着用电子束照射存储位置， 可监视通过存储位置传输的电流。存储位置的自旋状态被电子束改变， 输送的电流将改变，如下讨论。
利用下列例子表示存储位置自旋状态对电流传输的影响。上自旋 存储位置被下自旋电子束照射，以便将存储位置转换成下自旋状态。 开始，形成存储位置的自旋相关电子陷阱的透射特性限制了到达例如 导电层460的束流量，这是因为下自旋电子将被自旋镜面440、450优 先捕获。当存储位置的自旋状态被下自旋电子束反转成下自旋状态时， 自旋镜面440、450还反转它们的自旋状态，这是因为它们被磁性材料 420极化。来自下自旋电子束的电子优先透射通过电子陷阱430，因为 它们经受了与主要下自旋目标电子的不太大角度的散射，并且重新极 化自旋镜面440、450中的下自旋能带的可用性给层460提供导电沟道。 通过作为时间的函数而监视电子束的透射，可通过检测透射电子束流 的最终增加来确认自旋反转。
前面已经公开了利用自旋极化电子束从存储介质读取数据和给存 储介质写入数据的系统和方法。该存储介质包括由夹在自旋镜面材料 之间的磁性材料形成的电子陷阱。自旋镜面优先捕获具有与存储位置 相反的自旋状态的电子，并允许射束电子与目标电子进行多次碰撞。 射束-目标电子耦合的最终增强允许利用相对低强度的自旋极化电子束 记录存储位置。
前面已经利用特殊实施例示出了本发明。本领域的受益于本公开 的技术人员将认识到这些实施例可以在所附权利要求书的精神和范围 内进行各种修改。