Kæmpe magnetoresistens

Kæmpemagnetoresistens , gigantisk magnetoresistens [1] , GMR ( eng. Giant magnetoresistance , GMR ) er en kvantemekanisk effekt observeret i tynde metalfilm bestående af skiftende ferromagnetiske og ledende ikke-magnetiske lag. Effekten består i en betydelig ændring i den elektriske modstand af en sådan struktur med en ændring i den gensidige retning af magnetiseringen af tilstødende magnetiske lag. Magnetiseringsretningen kan styres, for eksempel ved at påføre et eksternt magnetfelt . Effekten er baseret på spredning af elektroner , som afhænger af retningen af spindet . For opdagelsen af den gigantiske magnetoresistens i 1988 blev fysikerne Albert Firth ( Paris-Syd XI University ) og Peter Grünberg ( Jülich Research Center ) tildelt Nobelprisen i fysik i 2007.

Hovedomfanget af effekten er magnetiske feltsensorer, der bruges til at læse information på harddiske , biosensorer, MEMS -enheder osv. Flerlagsstrukturer med gigantisk magnetoresistens blev brugt i magnetoresistiv RAM som celler, der lagrer en bit information.

I litteraturen forveksles udtrykket gigantisk magnetoresistens nogle gange med den kolossale magnetoresistens (CMR) af ferro- og antiferromagnetiske halvledere [2] [3] , som ikke er forbundet med en flerlagsstruktur.

Matematisk formulering

Magnetoresistens er afhængigheden af prøvens elektriske modstand af størrelsen af det eksterne magnetfelt . Numerisk er det karakteriseret ved værdien

\delta _{H}={\frac {R(0)-R(H)}{R(H))),

hvor er prøvens modstand i fravær af et magnetfelt, og er dens modstand i et magnetfelt med en styrke [4] [5] . I praksis bruges også alternative optagelsesformer, som adskiller sig i udtrykkets fortegn og bruger elektrisk resistivitet [1] [2] . Nogle gange bruges forholdet mellem ændringen i modstand og dens værdi i nulfeltet [6] . $R(0)$ $R(H)$ $H$

Udtrykket "gigantisk magnetoresistens" indikerer, at værdien for flerlagsstrukturer væsentligt overstiger den anisotrope magnetiske modstand , som normalt ikke er mere end et par procent [7] [8] . $\delta _{H}$

Opdagelseshistorie

GMR-effekten blev eksperimentelt opdaget i 1988 af to forskerhold uafhængigt af hinanden: Albert Firths og Peter Grünbergs laboratorier . Den praktiske betydning af denne opdagelse blev præget af tildelingen af Nobelprisen i fysik til Firth og Grünberg i 2007 [9] .

Baggrund

De første matematiske modeller, der beskriver effekten af magnetisering af materialer på mobiliteten af strømbærere i dem på grund af tilstedeværelsen af spin , dukkede op så tidligt som i 1936 . Eksperimentelle fakta, der indikerer potentialet for at øge effekten af modstandens afhængighed af magnetfeltet (det vil sige stigende ) har været kendt siden 1960'erne . I slutningen af 1980'erne var anisotrop magnetisk modstand velundersøgt af fysikere [10] [11] , men værdien for denne effekt oversteg ikke et par procent [7] . Den praktiske undersøgelse af forstørrelsesmetoder blev mulig med fremkomsten af metoder som molekylær stråleepitaksi , der gør det muligt at fremstille tynde flerlagsfilm med en tykkelse på nogle få nanometer [12] . $\delta _{H}$ $\delta _{H}$ $\delta _{H}$

Eksperimentet og dets forklaring

Firth og Grunberg undersøgte virkningerne forbundet med den elektriske modstand af strukturer, der inkluderer ferromagnetiske og ikke-ferromagnetiske materialer. Især Fert studerede ledningsevnen af flerlagsfilm, og Grünberg opdagede i 1986 udvekslingsinteraktionen af antiferromagnetisk karakter i Fe / Cr -film [12] .

I det arbejde, hvor opdagelsen af effekten blev annonceret, blev magnetoresistensen af (001) Fe / (001) Cr supergitter undersøgt . I dette eksperiment blev lag af jern og krom aflejret på et (001) GaAs kropscentreret kubisk gitter i højvakuum ved en substrattemperatur på omkring 20 °C [13] .

Med en jernlagstykkelse på 3 nm og varierende tykkelse af det ikke-magnetiske kromlag mellem dem fra 0,9 til 3 nm, svækkede en stigning i tykkelsen af kromlagene i supergitteret den antiferromagnetiske kobling mellem jernlagene og afmagnetiseringen felt . Sidstnævnte faldt også, da temperaturen steg fra 4,2 K til stuetemperatur. En ændring i tykkelsen af de ikke-magnetiske mellemlag førte til et signifikant fald i den resterende magnetisering i hysteresesløjfen . Der blev vist en stærk afhængighed af prøvens modstand (en ændring på op til 50%) af størrelsen af det eksterne magnetfelt ved en temperatur på 4,2 K. I Firths artikel fra 1988 blev den nye effekt kaldt den gigantiske magnetoresistens for at understrege dens betydelige størrelse sammenlignet med den anisotrope magnetoresistens [13] [14] .

Forfatterne til opdagelsen foreslog også, at effekten er baseret på den såkaldte spin-afhængige spredning af elektroner i supergitteret (afhængigheden af lagenes modstand af den gensidige orientering af deres magnetisering og retningen af elektronspindene) [13] . Den teoretiske beskrivelse af HMR for forskellige strømretninger blev lavet i løbet af de næste par år. Strømretningen langs lagene (den såkaldte CIP-geometri, engelsk strøm i plan - strøm i planet) i den klassiske tilnærmelse blev undersøgt af R. Camley i 1989 [15] , og i kvante en - af P. Levy i 1990 [16] . GMR-teorien for strøm rettet vinkelret på lagene (CPP-geometri, strøm vinkelret på plan), kendt som Jack-Firth-teorien, blev offentliggjort i 1993 [17] . Samtidig er CPP-geometri [18] af praktisk interesse , da sensorer baseret på den, først foreslået af R. Rothmayer i 1994 , viser større følsomhed end sensorer baseret på CIP [19] .

Teori

Grundlæggende

Spin-afhængig spredning

Den elektriske modstand af en prøve afhænger af mange faktorer, blandt hvilke i magnetisk ordnede materialer spilles en vigtig rolle ved spredning af elektroner på krystallens magnetiske undergitter , det vil sige et sæt af krystallografisk ækvivalente atomer med et ikke-nul atom. magnetiske momenter , der danner deres eget krystalgitter . Spredning afhænger af orienteringen af elektronspin i forhold til atomernes magnetiske momenter. Det antages normalt, at ledningselektroner interagerer minimalt med atomer, hvis magnetiske moment har en retning parallelt med deres spin, og maksimalt hvis de er antiparallelle. Interaktionen vil også være stærk i den paramagnetiske tilstand, hvor atomernes magnetiske momenter er rettet tilfældigt, uden en foretrukken magnetiseringsretning [1] [7] [20] .

For så gode ledere som guld eller kobber er Fermi-niveauet inde i sp-zonen, og d-zonen er helt fyldt. I ferromagneter observeres en anden situation. I dem er afhængigheden af interaktionen af elektroner med atomer på retningen af deres spins forbundet med besættelsen af den zone, der er ansvarlig for de magnetiske egenskaber (3d for sådanne ferromagnetiske metaller som jern , nikkel eller kobolt ). D-båndet af ferromagneter er opdelt, da det indeholder et andet antal elektroner med spin rettet "op" og "ned". Dette er årsagen til forskellen i tætheden af elektroniske tilstande på Fermi-niveauet for spin rettet i modsatte retninger. Her taler man om minoritetsretningen af elektronspindene ( eng. minority-spin elektroner ) for den del af zone d, som er mindre fyldt (f.eks. hvor spindene er rettet nedad), og hovedretningen for dens anden del ( eng. majoritetsspin elektroner ), som viser sig at være fuldt udfyldt (ryggen peger opad). Fermi-niveauet for spindets hovedretning er inde i sp-zonen, og deres bevægelse i en ferromagnet svarer til elektronernes bevægelse i et ikke-magnetisk metal. For den mindre retning af elektronspindene viser sig sp- og d-båndene at være hybridiserede , og Fermi-niveauet ligger inde i d-båndet. Det hybridiserede spd-bånd af ferromagneter er kendetegnet ved en høj densitet af tilstande, som viser sig som et fald i elektronernes frie vej med en mindre spin-retning sammenlignet med den primære med bånd [1] [7] . I nikkel doteret med kobolt kan forholdet (for elektroner med modsatte spin-retninger) stige til 20 eller falde til 0,3, når det er doteret med chrom [21] . $\lambda$ $\lambda _{\uparrow }/\lambda _{\downarrow }$

Ifølge Drude-teorien er ledningsevne proportional med den gennemsnitlige frie vej [22] , og viden gør det muligt at estimere forholdet mellem ledningsevner for disse to grupper af strømbærere. Den typiske gennemsnitlige frie vej for elektroner i tynde metalfilm spænder fra flere enheder til flere titusinder af nanometer. Elektronen "husker" retningen af spin ved den såkaldte spinrelaksationslængde (også kaldet spindiffusionslængden ), som kan overskride den gennemsnitlige frie vej betydeligt. Det bestemmer effektiviteten af spin-polariseret elektrontransport. Når afhængigheden af den elektriske modstand af retningen af spin af strømbæreren observeres, taler man om en spin-afhængig udbredelse af elektroner. Spin-afhængig spredning i ferromagneter forekommer under overgange af ledningselektroner mellem uopdelte 4s og splittede 3d-bånd [1] [7] . $\lambda _{\uparrow }/\lambda _{\downarrow }$

Der er materialer, hvor interaktionen mellem elektroner og atomer, hvis spin og magnetiske momenter er antiparallelle, er svagere. Ved at kombinere begge typer materialer kan den såkaldte inverse HMR-effekt opnås [7] [23] . Derfor taler vi i tilfælde, hvor en specifik interaktionsmekanisme ikke er fundamental, for at bevare tilgangens generalitet, om ledningsevne for elektroner med de vigtigste og ikke-fundamentale spin-retninger, som svarer til en højere og lavere tæthed af elektroniske tilstande . At bestemme forholdet mellem ledningsevnerne eller resistiviteterne for disse to grupper af elektroner er tilstrækkeligt til at konstruere en fænomenologisk teori [24] [25] .

Elektronisk båndstruktur (venstre) og tæthed af tilstande (højre)
Kobber (ikke-magnetisk metal). F er Fermi-niveauet. På den lodrette akse er energien i eV .
Kobolt (hovedretning af spins)
Kobolt (mindre rotationsretning)

CIP- og CPP-forbindelsesgeometrier

Et magnetisk supergitter kan forbindes til et elektrisk kredsløb på to måder. Med den såkaldte CIP-geometri ( engelsk strøm i plan , strøm i planet) forplanter den elektriske strøm sig langs supergitterets lag, og elektroderne er placeret på den ene side af hele strukturen. Med CPP ( strøm vinkelret på plan ) geometrien udbreder strømmen sig vinkelret på lagene af supergitteret, og elektroderne er placeret på modsatte sider af det [7] . CPP-geometri er karakteriseret ved større GMR-værdier (mere end to gange sammenlignet med CIP), men det giver også flere vanskeligheder for teknisk implementering [26] [27] .

Sender strøm gennem et magnetisk supergitter

Karakteristikaene ved magnetisk bestilling er forskellige i supergitter med ferromagnetisk (FSR) og antiferromagnetisk (ASR) interaktion mellem lag. I den første retning er magnetiseringsretningerne i forskellige ferromagnetiske lag i fravær af et påført felt de samme; i den anden veksler modsatte retninger. Ved at udbrede sig gennem FSR vil elektroner med en antiparallel spin-retning i forhold til gittermagnetiseringen praktisk talt ikke spredes, og elektroner med et spin codirectional med lagmagnetiseringen vil opleve spredning. Under passagen af ACP vil elektroner med en hvilken som helst spin-retning spredes: spredningsbegivenheder for hver individuelt udvalgt elektron vil finde sted, når de passerer gennem et lag med en magnetisering, der er rettet mod dens spin. Da prøvens modstandsværdi stiger med antallet af spredningshændelser, vil ASR-modstanden være højere end FSR [1] [7] .

For at bygge enheder, der bruger GMR-effekten, er det nødvendigt at være i stand til dynamisk at skifte gittertilstanden mellem tilstande med parallel eller antiparallel lagmagnetisering. I den første tilnærmelse er energitætheden af interaktionen mellem to ferromagnetiske lag adskilt af et ikke-magnetisk mellemlag proportional med det skalære produkt af deres magnetiseringer:

w=-J({\mathbf M}_{1}\cdot {\mathbf M}_{2}),

Koefficientens afhængighed af tykkelsen af det ikke-magnetiske mellemlag er beskrevet af en oscillerende funktion. Derfor kan det ændre både størrelse og fortegn. Hvis vi vælger på en sådan måde, at hovedtilstanden er den antiparallelle tilstand, så vil skiftet af supergitteret fra den antiparallelle tilstand (høj modstand) til den parallelle tilstand (lav modstand) ske under påvirkning af et eksternt felt. Den samlede modstand af strukturen kan repræsenteres som $J$ $d_{s}$ $J$ $d_{s}$

R=R_{0}+\Delta R\sin ^{2}{\frac {\theta }{2)),

hvor er FSR-modstanden, er HMR-tilvæksten, er vinklen mellem magnetiseringerne af tilstødende lag [26] . $R_{0}$ $\Delta R$ $\theta \i [-\pi ,\pi ]$

Matematisk beskrivelse

Til den matematiske formalisering af fænomenet indføres to såkaldte spin - kanaler af elektrisk ledningsevne, svarende til ledningsevnen af elektroner , for hvilke modstanden er henholdsvis minimal eller maksimal. Forholdet mellem dem er ofte defineret i form af spin-anisotropi-koefficienten , som kan indføres ved at definere de minimale og maksimale elektriske resistiviteter for en spin-polariseret strøm i formen $\beta$ $\rho _{{F\pm }}$

\rho _{{F\pm }}={\frac {2\rho _{F}}{1\pm \beta }},

hvor er ferromagnetens gennemsnitlige resistivitet [28] . $\rho _{F}$

Modstandsmodel for CIP- og CPP-strukturer

Under forhold, hvor spredningen af strømbærere ved grænsefladen mellem et ferromagnetisk og ikke-magnetisk metal er lille, og retningen af elektronspin bibeholdes i tilstrækkelig lang tid, er det praktisk at overveje en model, hvor prøvens modstand vil være bestemmes af modstandene af de magnetiske og ikke-magnetiske lag hver for sig.

Tilstedeværelsen af to ledningskanaler for elektroner med forskellige spin-retninger med hensyn til magnetiseringen i strukturens lag betyder, at det ækvivalente kredsløb af GMR-strukturen vil bestå af to parallelle forbindelser svarende til hver af kanalerne. I dette tilfælde antager udtrykket for magnetoresistens formen

\delta _{H}={\frac {\Delta R}{R))={\frac {R_({\uparrow \downarrow }}-R_({\uparrow \uparrow }}}{R_{{\uparrow \uparrow }}}}={\frac {(\rho _{{F+}}-\rho _{{F-}})^{2}}{(2\rho _{{F+}}+\chi \rho _{N})(2\rho _{{F-}}+\chi \rho _{N})}},

hvor underskrifterne y R angiver den ko-direktionelle og modsatte orientering af magnetiseringen i lagene, er forholdet mellem tykkelserne af de ikke-magnetiske og magnetiske metaller, og er det ikke-magnetiske metals resistivitet . Dette udtryk gælder for CIP- og CPP-strukturer. Hvis betingelsen er opfyldt, kan denne afhængighed omskrives i en enklere form med hensyn til spin-asymmetrikoefficienten: $\chi=b/a$ $\rho _{N}$ $\chi \rho _{N}\ll \rho _{{F\pm }}$

\delta _{H}={\frac {\beta ^{2}}{1-\beta ^{2}}}.

En sådan enhed, hvis modstand er forskellig for elektroner med forskellige spin-retninger, kaldes almindeligvis en spin-ventil . Det siges at være åbent, hvis magnetiseringerne i dets lag er orienteret parallelt og lukket ellers [29] .

Udledning af magnetoresistensformler

Lad supergitteret bestå af to magnetiske lag med tykkelse a og et umagnetisk mellemlag med tykkelse b mellem dem. Hvis vi antager, at under passagen af en sådan struktur er opholdstiden for en elektron i hvert af lagene proportional med dens tykkelse, så kan strukturens resistivitet skrives som

\rho ={\frac {a(\rho _{{F1}}+\rho _{{F2}})+b\rho _{N}}{2a+b}},

hvor indekserne F1 og F2 angiver henholdsvis det første og det andet magnetiske lag, og N er det ikke-magnetiske lag. Hvis vi negligerer spredningen af elektroner, når vi passerer gennem grænserne mellem lag og spinrelaksation, vil modstandene med parallelle og antiparallelle magnetiseringskonfigurationer for en prøve med længde L og tværsnitsareal S have formen

R_{{\uparrow \uparrow }}^{{CIP}}={\frac {L}{(2a+b)S}}\left({\frac {1}{2a\rho _{{F+}} +b\rho _{N))}+{\frac {1}{2a\rho _{{F-}}+b\rho _{N}}}\right)^{{-1}},

R_{{\uparrow \downarrow }}^{{CIP}}={\frac {L}{2(2a+b)S}}\left[a(\rho _{{F+}}+\rho _{ {F-}})+b\rho _{N}\right].

Her betegner indekserne for integralmodstandene R co-retningen af magnetiseringen i strukturens lag (her tages der højde for, at strukturens ækvivalente kredsløb ligner en parallelforbindelse af kanaler for elektroner med modsat spin retninger). Så kan magnetomodstanden skrives som

{\frac {\Delta R^{{CIP}}}{R^{{CIP}}}}={\frac {R_{{\uparrow \downarrow }}^{{CIP}}-R_{{\uparrow \uparrow }}^{{CIP}}}{R_{{\uparrow \uparrow }}^{{CIP}}}}={\frac {(\rho _{{F+}}-\rho _{{F -}})^{2}}{(2\rho _{{F+}}+\chi \rho _{N})(2\rho _{{F-}}+\chi \rho _{N} )}},

hvor [30] . $\chi=b/a$

Hvad angår CIP, består det ækvivalente kredsløb af CPP-strukturen af parallelforbundne modstandskanaler for elektroner med modsatte spin-retninger. Forskellen fra det foregående tilfælde er kun i proportionalitetskoefficienten mellem den specifikke og integrale modstand, da elektronen nu ikke skal overvinde den langsgående dimension L , men tykkelsen af lagene a og b . Hvis vi angiver med S arealet af strukturen, så

R_{{\uparrow \uparrow }}^{{CPP}}={\frac {1}{S}}\left({\frac {1}{2a\rho _{{F+}}+b\rho _ {N}}}+{\frac {1}{2a\rho _{{F-}}+b\rho _{N}}}\right)^{{-1}},

R_{{\uparrow \downarrow }}^{{CPP}}={\frac {a(\rho _{{F+}}+\rho _{{F-}})+b\rho _{N}} {S}}.

Det betyder, at udtrykket for magnetomodstanden ikke ændres:

{\frac {\Delta R^{{CPP}}}{R^{{CPP}}}}={\frac {R_{{\uparrow \downarrow }}^{{CPP}}-R_{{\uparrow \uparrow }}^{{CPP}}}{R_{{\uparrow \uparrow }}^{{CPP}}}}={\frac {(\rho _{{F+}}-\rho _{{F -}})^{2}}{(2\rho _{{F+}}+\chi \rho _{N})(2\rho _{{F-}}+\chi \rho _{N} )}}

[31] . Jack-Firth Model

I 1993 publicerede Thierry Valet og Albert Firth en gigantisk magnetoresistensmodel for CPP-geometri baseret på Boltzmann -ligningerne . Essensen af teorien er at overveje opsplitning af det kemiske potentiale i to funktioner inde i det magnetiske lag, svarende til elektroner med spin parallelt og antiparallelt med magnetiseringen i det. Hvis vi antager, at tykkelsen af det ikke-magnetiske materiale er tilstrækkelig lille, vil korrektionerne til det elektrokemiske potentiale og feltet inde i prøven i et eksternt felt E 0 have formen

\Delta \mu ={\frac {\beta }{1-\beta ^{2}}}eE_{0}l_{s}e^{{z/l_{s}}},

\Delta E={\frac {\beta ^{2}}{1-\beta ^{2}}}eE_{0}l_{s}e^{{z/l_{s}}},

hvor l s er den gennemsnitlige spinrelaksationslængde, og koordinaten måles fra grænsen mellem de magnetiske og ikke-magnetiske lag ( svarer til en ferromagnet) [17] . Derfor følger det, at disse elektroner vil blive akkumuleret ved grænsefladen af ferromagneten, for hvilken det kemiske potentiale er større [32] , hvilket kan repræsenteres som spinakkumuleringspotentialet VAS eller den såkaldte grænseflademodstand (iboende i grænse for grænsefladen mellem ferromagnet og ikke-magnetisk materiale) $z$ $z<0$

R_{i}={\frac {\beta (\mu _({\uparrow \downarrow }}-\mu _({\uparrow \uparrow }})}{2ej}}={\frac {\beta ^{ 2}l_{{sN}}\rho _{N}}{1+(1-\beta ^{2})l_{{sN}}\rho _{N}/(l_{{sF}}\rho _{F})}},

hvor j er strømtætheden i prøven, l sN og l sF er spinrelaksationslængderne i henholdsvis ikke-magnetiske og magnetiske materialer [33] .

Hent metoder

Materialer og eksperimentelle data

Du kan vælge en hel del kombinationer af stoffer, der vil have effekten af gigantisk magnetoresistens [34] . Nogle af de almindeligt anvendte og meget undersøgte er følgende:

FeCr [ 13]
Co 10 Cu 90 : ved stuetemperatur [35] $\delta _{H}=40\;\%$
[110]Co 95 Fe 5 / Cu: ved stuetemperatur [34] . $\delta _{H}=110\;\%$

Størrelsen af magnetoresistensen afhænger af mange parametre, såsom enhedens geometri (CIP eller CPP), prøvetemperatur og tykkelsen af lagene af ferromagnetiske og ikke-magnetiske materialer. Ved en temperatur på 4,2 K og en fast tykkelse af koboltlaget på 1,5 nm førte ændring af tykkelsen af kobberlaget fra 1 til 10 nm til et kraftigt fald fra 80 til 10% i CIP-geometrien. På samme tid, med CPP-geometrien, blev den maksimale effekt på niveauet 125% opnået ved d Cu = 2,5 nm. En stigning til 10 nm førte til et fald til 60 %. Afhængigheden havde en oscillerende karakter [36] . $d_{{Cu}}$ $\delta _{H}$ $d_{{Cu}}$ $\delta _{H}$ $\delta _{H}(d_{{Cu}})$

Et supergitter af kobolt- og kobberlag med en tykkelse på henholdsvis 1,2 og 1,1 nm med en temperaturændring fra tæt på det absolutte nulpunkt til 300 K viste et fald i størrelsen af effekten fra 40 til 20 % i CIP-geometrien og fra 100 til 55 % i CPP-geometrien [27] .

Der er undersøgelser af spin-ventiler med ikke-metalliske ikke-magnetiske mellemlag. Især for organiske mellemlag ved 11 K blev der registreret en kæmpe negativ magnetoresistens på op til 40 % [37] . Spinventiler baseret på grafen af forskellige designs demonstrerede HMR ved et niveau på 12 % ved en temperatur på 7 K og 10 % ved en temperatur på 300 K. Teoretiske estimater tyder dog på en øvre grænse for effekten op til 109 % [38] .

Effekten forstærkes af brugen af spin-filtre, der polariserer elektronernes spins under passagen af en elektrisk strøm, som er lavet af metaller som kobolt. For en filtertykkelse med elektrongennemsnitlig fri vej blev der observeret en ændring i ledningsevnen , hvilket kan skrives som $t$ $\lambda$ $\Delta G$

\Delta G=\Delta G_{{SV}}+\Delta G_{f}(1-e^{{\beta t/\lambda }}),

hvor er ændringen i ledningsevnen af spinventilen uden filter, er den maksimale stigning i ledningsevnen ved brug af et filter, er parameteren for filtermaterialet [39] . $\Delta G_{{SV}}$ $\Delta G_{f}$ $\beta$

Typer af HMS

Klassificering foretages ofte efter de typer anordninger, hvori GMR-effekten er manifesteret [40] .

HMS i film Antiferromagnetiske supergitter

HMR-effekten i film blev først observeret af Fert og Grünberg , da de studerede supergitter bestående af ferromagnetiske og ikke-magnetiske lag. Tykkelsen af det ikke-magnetiske lag er valgt således, at interaktionen mellem lagene er antiferromagnetisk, og som et resultat er grundtilstanden den antiparallelle orientering af magnetiseringerne i tilstødende magnetiske lag. Derefter kan orienteringen af magnetiseringsvektorerne i forskellige lag ændres til parallel under ekstern påvirkning, for eksempel af et magnetfelt. Dette er ledsaget af en betydelig ændring i strukturens elektriske modstand [13] .

Samspillet mellem magnetiske lag i sådanne strukturer sker ved hjælp af den såkaldte antiferromagnetiske parring . Dens konsekvens er en oscillerende afhængighed af GMR-koefficienten af tykkelsen af det ikke-magnetiske mellemlag. I de første magnetfeltsensorer, der brugte antiferromagnetiske supergitter, var mætningsfeltet meget stort (op til titusindvis af oersteds ) på grund af den stærke antiferromagnetiske interaktion mellem krom- og jern- ( kobolt )-filmene, der blev brugt i dem, såvel som stærke anisotropifelter i dem. Derfor var følsomheden af sådanne enheder meget lav. Senere begyndte de at bruge permalloy (i magnetiske lag) og sølv (i ikke-magnetiske lag), hvilket reducerede mætningsfeltet til titusvis af oersteds [41] .

Spin ventiler på udveksling bias

Den mest succesrige konfiguration viste sig at være de spinventiler, hvor HMR-effekten opstår på grund af udvekslingsbias . De består af et sensorlag, et mellemlag, et "fast" lag og et antiferromagnetisk rettet fikseringslag. Den sidste af dem tjener til at fiksere magnetiseringsretningen i det "faste" lag. Alle lag, bortset fra fikseringslaget, er tynde nok til at sikre lav modstand af strukturen. Svaret på et eksternt magnetfelt er at ændre retningen af magnetiseringen af sensorlaget i forhold til det "faste" [42] .

Hovedforskellen mellem sådanne spinventiler og andre flerlags GMR-enheder er den monotone afhængighed af effektamplituden af tykkelsen dN af mellemlaget mellem de magnetiske lag, hvilket kan repræsenteres som en fænomenologisk afhængighed

\delta _{H}(d_{N})=\delta _{{H0}}{\frac {\exp \left(-d_{N}/\lambda _{N}\right)}{1+d_ {N}/d_{0}}},

hvor er en vis GMR-normaliseringskoefficient, er den gennemsnitlige frie vej for elektroner i et ikke-magnetisk materiale, d 0 er den effektive tykkelse under hensyntagen til shuntingen af de resterende elementer i strukturen [40] [43] . Vi kan give et lignende udtryk for afhængigheden af tykkelsen af det ferromagnetiske lag: $\delta _{{H0}}$ $\lambda _{N}$

\delta _{H}(d_{F})=\delta _{{H1}}{\frac {1-\exp \left(-d_{F}/\lambda _{F}\right)}{1 +d_{F}/d_{0}}}.

Betydningen af parametrene i formlen er den samme som i den tidligere afhængighed, men nu for den brugte ferromagnet [34] .

Flerlagsstrukturer uden kommunikation (pseudo-spin-ventiler)

HMR-effekten kan også observeres i fravær af antiferromagnetisk parring af lag. I dette tilfælde opstår magnetoresistensen på grund af forskellen i tvangskræfter (f.eks. mindre for permalloy og mere for kobolt ). I flerlagsstrukturer af typen permalloy/ kobber /kobolt/kobber fører et eksternt magnetfelt til at skifte mellem forskellige retninger af mætningsmagnetiseringen i lagene (parallel ved høje felter og antiparallel ved lave). Sådanne systemer er karakteriseret ved et mindre mætningsfelt og større end supergitter med antiferromagnetisk kobling [42] . En lignende effekt observeres også i strukturerne af kobolt og kobber. Faktisk betyder eksistensen af sådanne strukturer, at den nødvendige betingelse for at observere HMR ikke er tilstedeværelsen af en forbindelse mellem lagene, men en vis fordeling af det magnetiske moment i strukturen, som kan styres af et eksternt felt [44] . $\delta _{H}$

Omvendt GMR-effekt

I tilfælde af den omvendte effekt observeres modstandsminimum for den antiparallelle orientering af magnetiseringen i supergitterlagene . Den omvendte GMR-effekt observeres, hvis de magnetiske lag består af forskellige materialer, såsom Ni Cr / Cu / Co / Cu. Hvis vi skriver lagets resistivitet for elektroner med modsatte spin- retninger i formen , så for nikkel-chrom- og koboltlagene vil tegnene på spin-asymmetrikoefficienten være forskellige. Med en tilstrækkelig tykkelse af NiCr-laget vil dets bidrag overstige bidraget fra koboltlaget, hvilket vil føre til observation af en omvendt effekt [23] . Da inversionen af effekten kun afhænger af tegnet på produktet af koefficienterne i tilstødende ferromagnetiske lag og ikke af deres tegn separat, for at abstrahere fra den specifikke mekanisme for interaktionen af elektronspind med atomernes magnetiske momenter, tegnet er nogle gange fastsat af forfatterne , hvilket tages i betragtning i den efterfølgende præsentation [27] . $\rho _{{\uparrow ,\downarrow }}={\frac {2\rho _{F}}{1\pm \beta }}$ $\beta$ $\beta$ $\beta$

Det er kendt, at egenskaber svarende til nikkel-chrom-laget vil blive udvist af nikkel doteret med vanadium , mens legering med jern , kobolt , mangan , guld eller kobber ikke vil føre til observation af en omvendt effekt i strukturen betragtet ovenfor [45 ] .

HMS i granulære strukturer

HMR i granulære legeringer (op til snesevis af nanometer) af ferromagnetiske og ikke-magnetiske metaller blev opdaget i 1992 og efterfølgende forklaret ved spin-afhængig spredning af strømbærere på overfladen og i volumenet af granulat. Granulerne danner ferromagnetiske klynger, sædvanligvis omkring 10 nm i diameter, omgivet af et ikke-magnetisk metal, som kan beskrives som et effektivt film-supergitter. En nødvendig betingelse for materialerne i sådanne legeringer er den dårlige gensidige opløselighed af komponenterne (for eksempel kobolt og kobber). Egenskaberne af sådanne strukturer er stærkt påvirket af udglødningstiden og temperaturen: en negativ GMR kan opnås, som stiger med stigende temperatur [35] [46] .

Ansøgning

Sensorer på spin ventiler

Generel ordning

Et af de vigtigste anvendelsesområder for HMS er måleteknologi : på basis af effekten blev magnetfeltsensorer til forskellige formål skabt (i læsehovederne på harddiske , hvor retningen af magnetfeltet bestemmes i en celle der gemmer en smule information [26] , biosensorer [34] , midler til at detektere og måle oscillationer i MEMS [34] osv.). En typisk sensor, der bruger GMR-effekten, består af syv lag:

silicium substrat.
bindelag.
Sensorisk (ikke-fikseret, bevægeligt) lag.
ikke-magnetisk lag.
Fastgørende (fastgørende) lag.
Antiferromagnetisk (fast) lag.
beskyttende lag.

Tantal bruges ofte som et bindende og beskyttende lag , og kobber fungerer som et ikke-magnetisk lag . I sensorlaget kan magnetiseringen frit orienteres af et eksternt magnetfelt. Det er lavet af NiFe-forbindelser eller koboltlegeringer . Det antiferromagnetiske lag er lavet af FeMn- eller NiMn-film. Magnetiseringsretningen i den bestemmes af et fikseringslag af et hårdt magnetisk materiale , for eksempel kobolt. En sådan sensor er karakteriseret ved en asymmetrisk hysterese -løkke , som er forbundet med tilstedeværelsen af et hårdt magnetisk lag, der fikserer magnetiseringsretningen i felternes driftsområde [47] [48] .

Spinventiler udviser også anisotrop magnetoresistens , hvilket fører til en asymmetri i følsomhedskurven. At tage det i betragtning giver værdien af magnetoresistens, som falder meget godt sammen med det observerede i praksis [49] .

Implementering på harddiske

I hårde magnetiske diske (HDD) er information kodet ved hjælp af magnetiske domæner , når en magnetiseringsretning i dem er tildelt en logisk enhed, og det modsatte - et logisk nul. Skelne mellem langsgående og vinkelrette optagelsesmetoder.

I den langsgående metode er domænerne placeret i pladens plan, det vil sige, at retningen i dem er parallel med overfladen. Et overgangsområde ( domænevæg ) dannes altid mellem domæner, i hvis område et magnetfelt kommer til overfladen . Hvis domænevæggen blev dannet ved grænsen af domænernes to nordpoler , så er feltet rettet udad, og hvis det blev dannet af sydpolerne, så indad. For at læse retningen af det magnetiske felt over domænevæggen, i det antiferromagnetiske lag af sensoren, er magnetiseringsretningen fikseret vinkelret på skivepladens plan og i sensorlaget parallelt med det. Ændring af retningen af det eksterne magnetfelt afbøjer magnetiseringen i sensorlaget fra ligevægtspositionen op eller ned. Når afbøjningsretningen falder sammen med retningen i det faste lag, falder sensorens elektriske modstand , og omvendt detekteres en stigning i modstand i forskellige retninger. Således bestemmes den gensidige orientering af de domæner, som læsehovedet har passeret over [50] .

I øjeblikket er det lodrette arrangement af domæner meget brugt, hvilket gør det muligt at øge bittætheden på waferoverfladen betydeligt [51] . I dette tilfælde kommer feltet dannet af selve domænet til overfladen.

Magnetisk RAM

En magnetoresistiv hukommelsescelle ( MRAM ) består af en struktur, der ligner en sensor på en spin-ventil. Værdien af den lagrede bit kan kodes af magnetiseringsretningen i sensorlaget, i dette tilfælde fungerende som informationsbærer. Aflæsning sker ved at måle strukturens modstand . Fordelene ved denne teknologi er, uanset strømkilder [K 2] , lavt strømforbrug og høj hastighed [26] .

I en typisk magnetoresistiv effekthukommelsesenhed, der gemmer en bit information, placeres en GMR-struktur i CIP-format mellem to ledere orienteret vinkelret på hinanden. Disse ledere kaldes række- og søjlelinjer. Elektriske strømimpulser , der passerer gennem linjerne, genererer et hvirvelmagnetfelt , der virker på GMR-strukturen. Konturerne af feltkraftlinjerne er i form tæt på ellipser , og feltets retning (med eller mod uret) bestemmes af strømmens retning langs linjen. I dette tilfælde anvendes en GMR-struktur, hvor magnetiseringen indeni er orienteret langs linjen af strengen.

Således er retningen af feltet skabt af søjlelinjen rettet næsten parallelt med de magnetiske momenter , og den kan ikke vende dem. Strengen skaber et felt vinkelret på dem og kan, uanset feltets størrelse, kun dreje magnetiseringen 90°. Med den samtidige passage af impulser langs linjerne af rækker og søjler vil det totale magnetfelt ved placeringen af GMR-strukturen være rettet mod en spids vinkel i forhold til nogle momenter og i en stump vinkel i forhold til andre. Hvis feltværdien overstiger en vis kritisk værdi, vil sidstnævnte ændre deres retning.

Der anvendes forskellige skemaer til lagring og læsning af information fra den beskrevne celle. I en af dem er information lagret i et bevægeligt lag af strukturen. Læseoperationen afgør så, om strukturens modstand har ændret sig, når magnetfeltet påføres. I dette tilfælde slettes læsebitten, og den skal skrives til cellen igen. I et andet skema er information lagret i et fast lag, som kræver højere strømme til skrivning sammenlignet med læsestrømme [52] .

Til dato, i tilfældet med MRAM, har den gigantiske magnetoresistive effekt givet plads til tunneleffekten [53] . Sådanne strukturer kræver også gate-elementer for at forhindre omstrejfende strømme mellem hukommelsesceller. Et sådant ventilelement kan være en MOS-transistor , til hvis afløb GMS-strukturen er forbundet, til source- jorden og til porten - en af linjerne, der bruges til aflæsning [54] .

Andre anvendelser

Magnetoresistive isolatorer til berøringsfri signaltransmission mellem to galvanisk isolerede dele af elektriske kredsløb blev først demonstreret i 1997 som et alternativ til optokoblere på grund af bedre integrerbarhed . En Wheatstone-bro med fire identiske GMR-enheder er ufølsom over for et ensartet magnetfelt og reagerer kun, når felternes retninger er anti-parallelle i tilstødende ben af broen. Lignende enheder, demonstreret i 2003 , kan bruges som lineære frekvensrespons - ensrettere . Generaliseret til fire uafhængige strømme blev et lignende brokredsløb (transpinor, engelsk transpinnor ) lavet af Siongte Bai i 2002 og kan bruges som en logisk gate [34] [55] .

Se også

Noter

Kommentarer

↑ Skemaet viser ikke tilstedeværelsen af magnetisk hysterese , da formen på dens løkke i supergitteret afhænger væsentligt af tykkelsen af det ikke-magnetiske lag. I Firths eksperimenter blev der observeret en veludtalt hysterese med et mætningsfelt på omkring 4 kG og en restmagnetisering på omkring 60 % af mætningsmagnetiseringen ved en tykkelse af det umagnetiske mellemlag svarende til nm. Men når den faldt til en værdi på 0,9 nm, svarende til den højeste opnåede HMR, blev sløjfen reduceret til en smal aflang figur med et mætningsfelt på 20 kG og en lav restmagnetisering (se Baibich M. N et al. Giant Magnetoresistance of (001)Fe/(001 )Cr Magnetic Superlattices (neopr.) // PRL. - 1988. - V. 61 , nr. 21. - S. 2472-2475 . - doi : 10.1103/PhysRevLett . 61.27. ) $d_{{Cu}}=1.8$ $d_{{Cu}}$
↑ Det er muligt at gemme tilstanden for en celle, der gemmer en bit information, når strømmen er slukket, på grund af tilstedeværelsen af en potentiel barriere , der skal overvindes for at omorientere magnetiseringsretningen i det frie (berørings)lag under overgangen mellem parallelle og antiparallelle tilstande af strukturen (se Denny D. Tang, Yuan - Jen Lee, Magnetic Memory: Fundamentals and Technology - Cambridge University Press, 2010. - S. 103. - 208 s. - ISBN 978-0521449649 . ).

Kilder

↑ 1 2 3 4 5 6 Nikitin S. A. Kæmpemagnetoresistens // Soros Review Journal. - 2004. - T. 8 , nr. 2 . - S. 92-98 .
↑ 1 2 E. L. Nagaev. Lanthanummanganitter og andre magnetiske ledere med gigantisk magnetoresistens // Uspekhi Fizicheskikh Nauk . - Det russiske videnskabsakademi , 1996. - T. 166 , nr. 8 . - S. 833-858 . - doi : 10.3367/UFNr.0166.199608b.0833 . (Russisk)
↑ Kolossal magnetresistens, ladningsbestilling og relaterede egenskaber for manganoxider / Ed. af CNR Rao og B. Raveau. - World Scientific Publishing Co, 1998. - S. 2. - 356 s. - ISBN 978-981-02-3276-4 .
↑ Hirota, E., Sakakima, H., Inomata, K. Giant Magneto-Resistance Devices. - Springer, 2002. - S. 30. - 177 s. — ISBN 978-3-540-41819-1 .
↑ Ya. M. Mukovsky. Opnåelse og egenskaber af materialer med kolossal magnetoresistens // Ros. chem. og. - 2001. - T. XLV , nr. 5-6 . - S. 32-41 .
↑ Alfred Brian Pippard. Magnetresistens i metaller. - Cambridge University Press, 2009. - Vol. 2. - S. 8. - 268 s. - (Cambridge Studies in Low Temperature Physics). — ISBN 9780521118804 .
↑ 1 2 3 4 5 6 7 8 Claude Chappert, Albert Fert og Frédéric Nguyen Van Dau. Fremkomsten af spinelektronik i datalagring (engelsk) // Nature Materials : journal. - 2007. - Bd. 6 . - s. 813-823 . - doi : 10.1038/nmat2024 .
↑ Hirota, E., Sakakima, H., Inomata, K. Giant Magneto-Resistance Devices. - Springer, 2002. - S. 23. - 177 s. — ISBN 978-3-540-41819-1 .
↑ Nobelprisen i fysik 2007 . Nobelprisens officielle hjemmeside. Hentet 27. februar 2011. Arkiveret fra originalen 10. august 2011.
↑ Frederick Seitz, David Turnbull. Fremskridt inden for forskning og applikationer. - Academic Press, 1957. - Vol. 5. - S. 31. - 455 s. — (Faststoffysik). — ISBN 978-0126077056 .
↑ Aboaf JA New Magnetoresistive Materials (Eng.) (9. oktober 1984). - USA patent nr. 4476454. Hentet 11. april 2011.
↑ 1 2 Firth A. Spintronics oprindelse, udvikling og udsigter // UFN. - 2008. - T. 178 , nr. 12 . - S. 1336-1348 . - doi : 10.3367/UFNr.0178.200812f.1336 . (Russisk)
↑ 1 2 3 4 5 M. N. Baibich, J. M. Broto, A. Fert, F. Nguyen Van Dau, F. Petroff, P. Eitenne, G. Creuzet, A. Friederich og J. Chazelas. Giant Magnetoreresistance of (001)Fe/(001)Cr Magnetic Superlattices (engelsk) // Physical Review Letters : journal. - 1988. - Bd. 61 , nr. 21 . - S. 2472-2475 . - doi : 10.1103/PhysRevLett.61.2472 .
↑ Tsymbal EY og Pettifor DG Perspectives of Giant Magnetoresistance // Faststoffysik / Red. af Henry Ehrenreich, Frederick Seitz, David Turnbull, Frans Spaepen. - Academic Press, 2001. - Vol. 56. - S. 120. - 483 s. — (Solid State Physics: Advances in Research and Applications). — ISBN 9780126077568 .
↑ RE Camley og J. Barnaś. Teori om gigantiske magnetoresistenseffekter i magnetiske lagstrukturer med antiferromagnetisk kobling // Fysisk . Rev. Lett : journal. - 1989. - Bd. 63 , nr. 6 . - S. 664-667 . - doi : 10.1103/PhysRevLett.63.664 .
↑ Peter M. Levy, Shufeng Zhang, Albert Fert. Elektrisk ledningsevne af magnetiske flerlagsstrukturer (engelsk) // Phys. Rev. Lett : journal. - 1990. - Bd. 65 , nr. 13 . - S. 1643-1646 . - doi : 10.1103/PhysRevLett.65.1643 .
↑ 1 2 T. Valet, A. Fert. Teori om den vinkelrette magnetoresistens i magnetiske multilag (engelsk) // Physical Review B : journal. - 1993. - Bd. 48 , nr. 10 . - P. 7099-7113 . - doi : 10.1103/PhysRevB.48.7099 .
↑ Nagasaka K. et al. CPP-GMR-teknologi til fremtidig magnetisk optagelse med høj tæthed . Fujitsu (30. juni 2005). Hentet 11. april 2011. Arkiveret fra originalen 10. august 2011.
↑ KHJ Buschow. Kortfattet encyklopædi over magnetiske og superledende materialer . — 2. - Elsevier, 2005. - S. 580 . — 1339 s. — ISBN 9780080445861 .
↑ Tsymbal EY og Pettifor DG Perspectives of Giant Magnetoresistance // Faststoffysik / Red. af Henry Ehrenreich, Frederick Seitz, David Turnbull, Frans Spaepen. - Academic Press, 2001. - Vol. 56. - S. 122. - 483 s. — (Solid State Physics: Advances in Research and Applications). — ISBN 9780126077568 .
↑ Tsymbal EY og Pettifor DG Perspectives of Giant Magnetoresistance // Faststoffysik / Red. af Henry Ehrenreich, Frederick Seitz, David Turnbull, Frans Spaepen. - Academic Press, 2001. - Vol. 56. - S. 126-132. — 483 s. — (Solid State Physics: Advances in Research and Applications). — ISBN 9780126077568 .
↑ Savelyev I. V. Elektricitet og magnetisme // Kursus i generel fysik. - M . : Astrel AST, 2004. - T. 2. - S. 271-274. — 336 s. - 5000 eksemplarer. — ISBN 5-17-003760-0 .
↑ 1 2 K. HJ Buschow. Kortfattet encyklopædi over magnetiske og superledende materialer . — 2. - Elsevier, 2005. - S. 254 . — 1339 s. — ISBN 9780080445861 .
↑ Stöhr, J. og Siegmann, HC Magnetism: From Fundamentals to Nanoscale Dynamics. - Springer-Verlag Berlin Heidelberg, 2006. - S. 638. - 820 s. — ISBN 978-3540302827 .
↑ J. Inoue, T. Tanaka og H. Kontani. Anomale og spin Hall-effekter i magnetiske granulære film (engelsk) // Physical Review B : journal. - 2009. - Bd. 80 , nr. 2 . — P. 020405(R) . - doi : 10.1103/PhysRevB.80.020405 .
↑ 1 2 3 4 Ph.D. A. V. Khvalkovsky. Kæmpe magnetoresistens: fra opdagelse til Nobelprisen (ikke tilgængeligt link) . AMT&C. Dato for adgang: 27. februar 2011. Arkiveret fra originalen 8. januar 2015. (ubestemt)
↑ 1 2 3 Bass, J., Pratt, WP Current-perpendicular (CPP) magnetoresistance in magnetic metallic multilayers (engelsk) // JMMM : journal. - 1999. - Bd. 200 . - S. 274-289 . - doi : 10.1016/S0304-8853(99)00316-9 .
↑ O. V. Tretyak, V. A. Lvov, O. V. Barabanov. Fysisk grundlag for spinelektronik. - K . : Kiev Universitet, 2002. - S. 243. - 314 s. — ISBN 966-594-323-5 .
↑ O. V. Tretyak, V. A. Lvov, O. V. Barabanov. Fysisk grundlag for spinelektronik. - K . : Kiev Universitet, 2002. - S. 258-261, 247-248. — 314 s. — ISBN 966-594-323-5 .
↑ O. V. Tretyak, V. A. Lvov, O. V. Barabanov. Fysisk grundlag for spinelektronik. - K . : Kiev Universitet, 2002. - S. 258-261. — 314 s. — ISBN 966-594-323-5 .
↑ O. V. Tretyak, V. A. Lvov, O. V. Barabanov. Fysisk grundlag for spinelektronik. - K . : Kiev Universitet, 2002. - S. 247-248. — 314 s. — ISBN 966-594-323-5 .
↑ Stöhr, J. og Siegmann, HC Magnetism: From Fundamentals to Nanoscale Dynamics. - Springer-Verlag Berlin Heidelberg, 2006. - S. 641. - 820 s. — ISBN 978-3540302827 .
↑ Stöhr, J. og Siegmann, HC Magnetism: From Fundamentals to Nanoscale Dynamics. - Springer-Verlag Berlin Heidelberg, 2006. - S. 648-649. - 820p. — ISBN 978-3540302827 .
↑ 1 2 3 4 5 6 R. Coehoorn. Nye magnetoelektroniske materialer og enheder . Kæmpe magnetoresistens og magnetiske interaktioner i udvekslings-forspændte spin-ventiler. Forelæsningsnotater . Technische Universiteit Eindhoven (2003). Hentet 25. april 2011. Arkiveret fra originalen 10. august 2011.
↑ 1 2 A. B. Granovsky, M. Ilyin, A. Zhukov, V. Zhukova, H. Gonzales. Kæmpe magnetoresistens af granulære mikrotråde: spin-afhængig spredning i intergranulære rum // FTT. - 2011. - T. 53 , nr. 2 . - S. 299-301 .
↑ KHJ Buschow. Kortfattet encyklopædi over magnetiske og superledende materialer . — 2. - Elsevier, 2005. - S. 248 . — 1339 s. — ISBN 9780080445861 .
↑ Dali Sun, Lifeng Yin, Chengjun Sun, Hangwen Guo, Zheng Gai, X.-G. Zhang, TZ Ward, Zhaohua Cheng og Jian Shen. Kæmpemagnetisk modstand i organiske spinventiler // Fysisk . Rev. Lett : journal. - 2010. - Bd. 104 , nr. 23 . — S. 236602 . - doi : 10.1103/PhysRevLett.104.236602 .
↑ Rui Qin, Jing Lu, Lin Lai, Jing Zhou, Hong Li, Qihang Liu, Guangfu Luo, Lina Zhao, Zhengxiang Gao, Wai Ning Mei og Guangping Li. Rumtemperatur gigantisk magnetoresistens over en milliard procent i en blottet grafen nanorribbon-enhed // Physical Review B : journal . - 2010. - Bd. 81 , nr. 23 . — S. 233403 . - doi : 10.1103/PhysRevB.81.233403 .
↑ Ultratynde magnetiske strukturer / Ed. af B. Heinrich og J.A.C. Bland. - Springer, 2005. - Vol. IV. - S. 161-163. — 257 sider. - (Anvendelse af nanomagnetisme). — ISBN 978-3-540-21954-5 .
↑ 1 2 Evgeny Tsymbal. GMR- strukturer . University of Nebraska-Lincoln. Hentet 11. april 2011. Arkiveret fra originalen 10. august 2011.
↑ Hari Singh Nalwa. Håndbog i tyndfilmsmaterialer: Nanomaterialer og magnetiske tyndfilm. - Academic Press, 2002. - Vol. 5. - S. 518-519. — 633 s. — ISBN 9780125129084 .
↑ 1 2 Hari Singh Nalwa. Håndbog i tyndfilmsmaterialer: Nanomaterialer og magnetiske tyndfilm. - Academic Press, 2002. - Vol. 5. - S. 519. - 633 s. — ISBN 9780125129084 .
↑ Hari Singh Nalwa. Håndbog i tyndfilmsmaterialer: Nanomaterialer og magnetiske tyndfilm. - Academic Press, 2002. - Vol. 5. - P. 519, 525-526. — 633 s. — ISBN 9780125129084 .
↑ Pu F.C. Aspects of Modern Magnetism: Lecture Notes of the Eighth Chinese International Summer School of Physics Beijing, Kina 28. august-7. september, 1995 / Ed. af YJ Wang, CH Shang. - World Scientific Pub Co Inc., 1996. - S. 122 . — 271 sider. — ISBN 978-9810226015 .
↑ Guimaraes, Alberto P. Principles of Nanomagnetism. — Springer, 2009. — S. 132. — 224 s. — ISBN 978-3-642-01481-9 .
↑ Magnetiske domæner i granulære GMR-materialer . National Institute of Standards and Technology. Hentet 12. marts 2011. Arkiveret fra originalen 10. august 2011. (ubestemt)
↑ Elliot Brown og Matthew Wormington. En undersøgelse af gigantiske magnetoresistens (GMR) spinventilstrukturer ved hjælp af røntgendiffraktion og reflektivitet . Det internationale center for diffraktionsdata. Hentet 12. marts 2011. Arkiveret fra originalen 10. august 2011. (ubestemt)
↑ B.C. Dodrill, B.J. Kelley. Magnetisk in-line metrologi til GMR spin-ventil sensorer . Lake Shore Cryotronics, Inc. Hentet 12. marts 2011. Arkiveret fra originalen 10. august 2011. (ubestemt)
↑ Magnetisk flerlag og kæmpemagnetisk modstand / Ed. af U. Hartmann. - Springer, 2000. - Vol. 37. - S. 111. - 321 s. - (Springer Series in Surface Sciences). — ISBN 978-3-540-65568-8 .
↑ O. V. Tretyak, V. A. Lvov, O. V. Barabanov. Fysisk grundlag for spinelektronik. - K . : Kiev Universitet, 2002. - S. 285-286. — 314 s. — ISBN 966-594-323-5 .
↑ Martin Jaeger. "Destroying the Myths": Magnetfeltet og HDD'en . Chip Online UA (26. april 2011). Hentet 30. april 2011. Arkiveret fra originalen 10. august 2011. (Russisk)
↑ O. V. Tretyak, V. A. Lvov, O. V. Barabanov. Fysisk grundlag for spinelektronik. - K . : Kiev Universitet, 2002. - S. 289-291. — 314 s. — ISBN 966-594-323-5 .
↑ Zaitsev D. D. Magnetoresistens, tunnel . Ordbog over nanoteknologi og nanoteknologi-relaterede termer . Rosnano. Hentet 11. april 2011. Arkiveret fra originalen 10. august 2011. (ubestemt)
↑ Denny D. Tang, Yuan-Jen Lee. Magnetisk hukommelse: Grundlæggende og teknologi . - Cambridge University Press, 2010. - S. 93-95 . — 208 sider. — ISBN 978-0521449649 .
↑ Torok, EJ; Zurn, S.; Sheppard, L.E.; Spitzer, R.; Seongtae Bae; Judy, JH; Egelhoff, WF Jr.; Chen, PJ „Transpinnor“: En ny gigantisk magnetoresistiv spin-ventilanordning (neopr.) // INTERMAG Europe 2002. Digest of Technical Papers. 2002 IEEE International. - 2002. - S. AV8 . — ISBN 0-7803-7365-0 . - doi : 10.1109/INTMAG.2002.1000768 .

Litteratur

Artikler

Fert A. Spintronics oprindelse, udvikling og udsigter // Phys. - 2008. - T. 178 , nr. 12 . - S. 1336-1348 . - doi : 10.3367/UFNr.0178.200812f.1336 . (Russisk)

P. Grünberg, R. Schreiber, Y. Pang, M. B. Brodsky og H. Sowers. Layered Magnetic Structures: Evidens for antiferromagnetisk kobling af Fe-lag på tværs af Cr-mellemlag // Physical Review Letters : journal . - 1986. - Bd. 57 , nr. 19 . - S. 2442-2445 . - doi : 10.1103/PhysRevLett.57.2442 . — PMID 10033726 .
A. Vedyayev, M. Chshiev, N. Ryzhanova, B. Dieny, C. Cowache og F. Brouers. En samlet teori om CIP og CPP kæmpe magnetoresistens i magnetiske sandwiches (engelsk) // JMMM : journal. - 1997. - Bd. 172 , nr. 1-2 . - S. 53-60 . - doi : 10.1016/S0304-8853(97)00081-4 .
Bazaliy, YB, Jones, BA og Zhang, S.-C. Ændring af Landau-Lifshitz-ligningen i nærvær af en spin-polariseret strøm i kolossale og gigantiske magnetoresistive materialer // PRB : journal. - 1998. - Bd. 57 , nr. 6 . - P.R3213-R3216 . - doi : 10.1016/S0304-8853(97)00081-4 .

Bøger

Hirota, E., Sakakima, H., Inomata, K. Kæmpemagnetiske modstandsanordninger. - Springer, 2002. - 177 s. — ISBN 978-3-540-41819-1 .
Adrian D. Torres, Daniel A. Perez. Kæmpemagnetisk modstand: Ny forskning. - Nova Science Publishers, 2008. - 289 s. — ISBN 9781604567335 .
Nicola A. Spaldin. Magnetiske materialer: Grundlæggende og anvendelser. — 2. udg. - Cambridge University Press: 2010. - 288 s. — ISBN 9780521886697 .
Peter R Savage. Kæmpemagnetisk modstand: Teknologi og markeder for sensorer, disklagring, Mram og Spintronics. - John Wiley & Sons Inc., 2000. - Vol. 276. - 136 s. — (Teknisk indsigt). — ISBN 9780471414162 .

Links

O. Baklitskaya. Nobelpriser 2007. Kæmpemagnetoresistens er en triumf af grundlæggende videnskab (utilgængeligt link) . Videnskab og liv . Hentet 27. februar 2011. Arkiveret fra originalen 25. marts 2012. (ubestemt)
I. Ivanov. Nobelprisen i fysik - 2007 . Elementy.ru (16. oktober 2007). Hentet 27. april 2011. Arkiveret fra originalen 10. august 2011. (ubestemt)
Moderne magnetiske lagringsmedier. Magnetiske optage- og afspilningsenheder. magneto-optiske lagringsmedier. . Forskningsinstituttet for Kernefysik. D. V. Skobeltsyn. Hentet 30. april 2011. Arkiveret fra originalen 10. august 2011. (ubestemt)
Jose Ignacio Pascual. Magnetisme og magnetiske materialer . Freie Universität Berlin. — Præsentation om det grundlæggende i magnetisme og effekten af gigantisk magnetoresistens. Hentet 14. maj 2011. Arkiveret fra originalen 10. august 2011.
Nobel Resistance: Hard Drive Prize (link utilgængeligt) . Popular Mechanics Magazine ( 10. oktober 2007). Dato for adgang: 29. juni 2011. Arkiveret fra originalen 19. februar 2012. (ubestemt)

Ordbøger og encyklopædier	Fantastisk norsk Britannica (online)