Óriási mágneses ellenállás

Az óriásmágneses ellenállás , az óriásmágneses ellenállás [1] , a GMR ( eng. Giant magnetoresistance , GMR ) egy kvantummechanikai hatás, amelyet a váltakozó ferromágneses és vezető nem mágneses rétegekből álló vékony fémfilmekben figyeltek meg . A hatás egy ilyen szerkezet elektromos ellenállásának jelentős változásában áll a szomszédos mágneses rétegek mágnesezettségének kölcsönös irányának megváltozásával . A mágnesezés iránya szabályozható, például külső mágneses tér alkalmazásával . A hatás az elektronok szóródásán alapul , ami a spin irányától függ . Az óriás mágneses ellenállás felfedezéséért 1988 -ban Albert Firth fizikus ( Párizsi Dél-XI. Egyetem ) és Peter Grünberg ( Jülich Kutatóközpont ) 2007 -ben fizikai Nobel-díjat kapott .

Az effektus fő hatóköre a merevlemezeken lévő információk olvasására használt mágneses térérzékelők, bioszenzorok, MEMS -eszközök stb. Az óriási mágneses ellenállású többrétegű struktúrákat a magnetorezisztív RAM -ban használták, mint egy bitnyi információt tároló cellák .

Az irodalomban az óriásmágneses ellenállás kifejezést néha összekeverik a ferromágneses és antiferromágneses félvezetők kolosszális mágneses ellenállásával (CMR) [2] [3] , amely nem kapcsolódik többrétegű szerkezethez.

Matematikai megfogalmazás

A mágneses ellenállás a minta elektromos ellenállásának a külső mágneses tér nagyságától való függése . Számszerűen az érték jellemzi

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

ahol a minta ellenállása mágneses tér hiányában, és ellenállása mágneses térben, amelynek erőssége [4] [5] . A gyakorlatban alternatív rögzítési formákat is alkalmaznak, amelyek a kifejezés előjelében különböznek és elektromos ellenállást használnak [1] [2] . Néha az ellenállás változásának a nulla mezőben lévő értékéhez viszonyított arányát használják [6] . $R(0)$ $R(H)$ $H$

Az „óriásmágneses ellenállás” kifejezés azt jelzi, hogy a többrétegű struktúrák értéke jelentősen meghaladja az anizotróp mágneses ellenállást , amely általában nem több, mint néhány százalék [7] [8] . $\delta _{H}$

Felfedezési előzmények

A GMR hatást 1988-ban két kutatócsoport fedezte fel kísérletileg egymástól függetlenül: Albert Firth és Peter Grünberg laboratóriuma . Ennek a felfedezésnek a gyakorlati jelentőségét az fémjelezte , hogy 2007 -ben Firth és Grünberg megkapta a fizikai Nobel-díjat [9] .

Háttér

Már 1936 -ban megjelentek az első matematikai modellek, amelyek leírják az anyagok mágnesezettségének hatását a bennük lévő áramhordozók mozgékonyságára a spin jelenléte miatt . Az 1960-as évek óta ismeretesek olyan kísérleti tények, amelyek arra utalnak, hogy az ellenállás mágneses tértől való függésének hatása (azaz növekvő ) fokozható . Az 1980-as évek végére az anizotróp mágneses ellenállást jól tanulmányozták a fizikusok [10] [11] , de ennek a hatásnak az értéke nem haladta meg a néhány százalékot [7] . A nagyítási módszerek gyakorlati tanulmányozása olyan módszerek megjelenésével vált lehetővé, mint például a molekuláris sugár epitaxia , amelyek lehetővé teszik vékony, néhány nanométer vastagságú többrétegű filmek előállítását [12] . $\delta _{H}$ $\delta _{H}$ $\delta _{H}$

A kísérlet és magyarázata

Firth és Grunberg a ferromágneses és nem ferromágneses anyagokat tartalmazó szerkezetek elektromos ellenállásával kapcsolatos hatásokat tanulmányozta . Fert különösen a többrétegű filmek vezetőképességét tanulmányozta, Grünberg pedig 1986 -ban fedezte fel az antiferromágneses kölcsönhatást a Fe / Cr filmekben [12] .

Abban a munkában, amelyben a hatás felfedezését bejelentették, a (001) Fe / (001) Cr szuperrácsok mágneses ellenállását vizsgálták . Ebben a kísérletben vas- és krómrétegeket raktak le egy (001) GaAs testközpontú köbös rácsra nagyvákuumban , körülbelül 20 °C-os szubsztrátum hőmérsékleten [13] .

A 3 nm -es vasréteg vastagsága és a közöttük lévő nemmágneses krómréteg vastagságának 0,9-ről 3 nm-re változtatásával a szuperrácsban a krómrétegek vastagságának növekedése gyengítette a vasrétegek közötti antiferromágneses kapcsolatot és a lemágnesezést. mező . Ez utóbbi is csökkent, ahogy a hőmérséklet 4,2 K-ről szobahőmérsékletre emelkedett. A nem mágneses közbenső rétegek vastagságának változása a hiszterézis hurok maradék mágnesezettségének jelentős csökkenéséhez vezetett . Kimutatták a minta ellenállásának erős függését (akár 50%-os változás) a külső mágneses tér nagyságától 4,2 K hőmérsékleten Firth 1988-as cikkében az új hatást óriás mágneses ellenállásnak nevezték, hogy hangsúlyozzák. jelentős nagysága az anizotróp magnetorezisztenciához képest [13] [14] .

A felfedezés szerzői azt is felvetették, hogy a hatás az elektronok úgynevezett spin-függő szóródásán alapul a szuperrácsban (a rétegek ellenállásának függése mágnesezettségük kölcsönös orientációjától és az elektron spinek irányától). [13] . A HMR elméleti leírása különböző áramirányokra a következő néhány évben készült. A rétegek mentén folyó áram irányát (ún. CIP-geometria, angol áram síkban - áram síkban) a klasszikus közelítésben R. Camley vizsgálta 1989 -ben [15] , a kvantum egyben pedig P. Levy 1990 -ben [16] . A rétegekre merőleges áram (CPP geometria, áram merőleges a síkra) GMR-elméletét, amelyet Jack-Firth elméletként ismernek, 1993 -ban publikálták [17] . Ugyanakkor a CPP-geometria [18] gyakorlati érdeklődésre tart számot , mivel az erre épülő érzékelők , amelyeket először R. Rothmayer javasolt 1994 -ben , nagyobb érzékenységet mutatnak, mint a CIP alapú érzékelők [19] .

Elmélet

Alapok

Pörgéstől függő szórás

A minta elektromos ellenállása számos tényezőtől függ, amelyek között a mágnesesen rendezett anyagokban fontos szerepet játszik az elektronok szóródása a kristály mágneses részrácsán, vagyis a krisztallográfiailag ekvivalens atomok halmaza, amelynek atomja nem nulla. mágneses momentum , amely saját kristályrácsot alkot . A szórás az elektron spinjének az atomok mágneses momentumaihoz viszonyított orientációjától függ . Általában azt feltételezik, hogy a vezetési elektronok minimálisan kölcsönhatásba lépnek azokkal az atomokkal, amelyek mágneses nyomatékának iránya párhuzamos a spinükkel, és maximálisan akkor, ha antipárhuzamosak. A kölcsönhatás erős lesz a paramágneses állapotban is, amelyben az atomok mágneses momentumai véletlenszerűen, preferált mágnesezési irány nélkül irányulnak [1] [7] [20] .

Az olyan jó vezetőknél, mint az arany vagy a réz, a Fermi-szint az sp zónán belül van, és a d zóna teljesen kitöltve. A ferromágneseknél más helyzet figyelhető meg. Náluk az elektronok és az atomok kölcsönhatásának a spinük irányától való függősége a mágneses tulajdonságokért felelős zóna elfoglalásához kapcsolódik (3d olyan ferromágneses fémek esetében, mint a vas , nikkel vagy kobalt ). A ferromágnesek d-sávja meg van osztva, mivel különböző számú elektront tartalmaz, amelyek spinjei "fel" és "le" irányulnak. Ez az oka a Fermi-szintű elektronállapot-sűrűség-különbségnek ellentétes irányú pörgetéseknél. Itt beszélnek az elektron spinek kisebbségi irányáról ( eng. minority-spin elektrons ) a d zóna azon részének, amely kevésbé van kitöltve (például ahol a spinek lefelé irányulnak), és a fő irányáról a második részének ( többségi spin elektronok ), amelyről kiderül, hogy teljesen megteltek (a hátlapok felfelé mutatnak). A spin fő irányának Fermi szintje az sp zónán belül van, és mozgásuk ferromágnesben hasonló az elektronok mozgásához egy nem mágneses fémben. Az elektron spinek kisebb irányára az sp és d sáv hibridizáltnak bizonyul , a Fermi-szint pedig a d sávon belül van. A ferromágnesek hibridizált spd sávját nagy állapotsűrűség jellemzi, ami az elektronok szabad útjának sávok szerinti csökkenésében nyilvánul meg a főhöz képest kisebb spin-iránnyal [1] [7] . A kobalttal adalékolt nikkelben az arány (ellentétes forgásirányú elektronok esetén) 20-ra nőhet, krómmal adalékolva pedig 0,3-ra csökkenhet [21] . $\lambda$ $\lambda _{\uparrow }/\lambda _{\downarrow }$

A Drude-elmélet szerint a vezetőképesség arányos az átlagos szabad úttal [22] , és az ismeretek lehetővé teszik a vezetőképességek arányának becslését ezen két áramhordozó-csoport esetében. Az elektronok tipikus átlagos szabad útja vékony fémfilmekben több egységtől több tíz nanométerig terjed. Az elektron az úgynevezett spin-relaxációs hosszon (más néven spin diffúziós hosszon ) "emlékezik" a spin irányára, amely jelentősen meghaladhatja az átlagos szabad utat. Meghatározza a spin-polarizált elektrontranszport hatékonyságát. Ha megfigyeljük az elektromos ellenállás függését az áramhordozó spinjének irányától, akkor az elektronok spin-függő terjedéséről beszélünk. Spinfüggő szórás a ferromágnesekben a vezetési elektronok átmenetei során lép fel a fel nem osztott 4s és a felosztott 3d sávok között [1] [7] . $\lambda _{\uparrow }/\lambda _{\downarrow }$

Vannak olyan anyagok, amelyeknél az elektronok és atomok közötti kölcsönhatás, amelyek spinjei és mágneses momentumai ellentétesek, gyengébb. Mindkét típusú anyag kombinálásával úgynevezett inverz HMR hatás érhető el [7] [23] . Ezért azokban az esetekben, amikor egy specifikus kölcsönhatási mechanizmus nem alapvető, a megközelítés általánosságának megőrzése érdekében vezetőképességről beszélünk az elektronok fő és nem fundamentális spin-irányainál, amelyek az elektronállapotok nagyobb és kisebb sűrűségének felelnek meg. . E két elektroncsoport vezetőképessége vagy ellenállása közötti összefüggés meghatározása elegendő egy fenomenológiai elmélet megalkotásához [24] [25] .

Elektronikus sávszerkezet (balra) és állapotsűrűség (jobbra)
Réz (nem mágneses fém). F a Fermi szint. A függőleges tengelyen az energia eV -ban van .
Kobalt (a pörgés fő iránya)
Kobalt (kisebb forgásirány)

CIP és CPP csatlakozási geometriák

A mágneses szuperrács kétféleképpen csatlakoztatható egy elektromos áramkörhöz. Az úgynevezett CIP-geometriával ( angol áram síkban , áram síkban) az elektromos áram a szuperrács rétegei mentén terjed, és az elektródák a teljes szerkezet egyik oldalán helyezkednek el. A CPP ( áram merőleges a síkra ) geometriánál az áram merőlegesen terjed a szuperrács rétegeire, és az elektródák annak ellentétes oldalán helyezkednek el [7] . A CPP-geometriát nagyobb GMR-érték jellemzi (több mint kétszerese a CIP-hez képest), de a műszaki megvalósításnál is több nehézséget jelent [26] [27] .

Áramátadás mágneses szuperhálón

A mágneses rendeződés jellemzői eltérőek a rétegek közötti ferromágneses (FSR) és antiferromágneses (ASR) kölcsönhatású szuperrácsokban . Az első irányban a mágnesezési irányok a különböző ferromágneses rétegekben alkalmazott tér hiányában azonosak, a másodikban ellentétes irányok váltakoznak. Az FSR-en keresztül terjedve a rácsmágnesezéshez képest antipárhuzamos spin irányú elektronok gyakorlatilag nem szóródnak, a rétegmágnesezéssel egyirányú spinű elektronok pedig szóródást tapasztalnak. Az ACP áthaladása során a tetszőleges irányú spinekkel rendelkező elektronok szétszóródnak: minden egyes egyedileg kiválasztott elektron esetében a szórási események akkor mennek végbe, amikor áthaladnak egy olyan rétegen, amelynek mágnesezettsége együtt irányul a spinére. Mivel a minta ellenállásértéke a szórási események számával nő , az ASR ellenállása nagyobb lesz, mint az FSR [1] [7] .

A GMR effektust használó eszközök megépítéséhez szükséges, hogy a rácsállapotot dinamikusan váltsuk párhuzamos vagy antiparallel rétegmágnesezésű állapotok között. Az első közelítésben két, nem mágneses közbenső réteggel elválasztott ferromágneses réteg kölcsönhatásának energiasűrűsége arányos mágnesezettségük skaláris szorzatával :

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

Az együttható függését a nemmágneses közbenső réteg vastagságától egy oszcilláló függvény írja le. Ezért változtathatja mind a nagyságát, mind az előjelét. Ha úgy választunk , hogy a főállapot az antipárhuzamos állapot, akkor a szuperrács átkapcsolása az antipárhuzamos állapotból (nagy ellenállás) párhuzamos állapotba (alacsony ellenállás) külső tér hatására megy végbe. A szerkezet teljes ellenállása így ábrázolható $J$ $d_{s}$ $J$ $d_{s}$

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

ahol az FSR ellenállás, a HMR növekmény, a szomszédos rétegek mágnesezettségei közötti szög [26] . $R_{0}$ $\Delta R$ $\theta \in [-\pi ,\pi ]$

Matematikai leírás

A jelenség matematikai formalizálására az elektronok vezetőképességének megfelelő két úgynevezett elektromos vezetőképesség spin csatornát vezetünk be, amelyeknél az ellenállás minimális, illetve maximális. A köztük lévő kapcsolatot gyakran a spin anizotrópiai együtthatóval határozzák meg , amely bevezethető egy spin-polarizált áram minimális és maximális elektromos ellenállásának meghatározásával $\beta$ $\rho _{{F\pm }}$

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

ahol a ferromágnes átlagos ellenállása [28] . $\rho _{F}$

Ellenállásmodell CIP és CPP struktúrákhoz

Olyan körülmények között, ahol az áramhordozók szóródása a ferromágneses és nem mágneses fém határfelületén kicsi, és az elektron spinek iránya kellően hosszú ideig megmarad, célszerű olyan modellt fontolóra venni, amelyben a minta ellenállása a mágneses és a nem mágneses réteg ellenállása külön-külön határozza meg.

Két vezetési csatorna jelenléte a szerkezet rétegeiben a mágnesezettséghez képest eltérő spin irányú elektronok számára azt jelenti, hogy a GMR szerkezet ekvivalens áramköre az egyes csatornáknak megfelelő két párhuzamos kapcsolatból áll majd. Ebben az esetben a mágneses ellenállás kifejezése a formát ölti

\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})}},

ahol az y R alsó indexek a mágnesezettség egyirányú és ellentétes orientációját jelölik a rétegekben, a nemmágneses és mágneses fémek vastagságának aránya, valamint a nem mágneses fém ellenállása . Ez a kifejezés a CIP és CPP struktúrákra alkalmazható. Ha a feltétel teljesül, akkor ez a függés egyszerűbb formában átírható a spin aszimmetria együtthatójával: $\chi=b/a$ $\rho _{N}$ $\chi \rho _{N}\ll \rho _{{F\pm }}$

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

Az ilyen eszközt, amelynek ellenállása eltérő a különböző forgásirányú elektronoknál, általában spinszelepnek nevezik . Nyitottnak mondjuk, ha a rétegeiben a mágnesezettségek párhuzamosak, egyébként zártnak [29] .

Mágneses ellenállási képletek származtatása

Legyen a szuperrács két a vastagságú mágneses rétegből és a közöttük lévő b vastagságú nemmágneses közbenső rétegből. Ha feltételezzük, hogy egy ilyen szerkezet áthaladása során egy elektron tartózkodási ideje az egyes rétegekben arányos a vastagságával, akkor a szerkezet ellenállása így írható fel.

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

ahol az F1 és F2 indexek az első és a második mágneses réteget jelölik, N pedig a nem mágneses réteget. Ha figyelmen kívül hagyjuk az elektronok szóródását a rétegek közötti határokon való áthaladáskor és a spinrelaxációt, akkor egy L hosszúságú és S keresztmetszeti területű mintánál a párhuzamos és antiparallel mágnesezettségű ellenállások alakja lesz

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}}}\jobbra)^{{-1}},

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

Itt az R integrálellenállások indexei jelölik a mágnesezettség együttes irányát a szerkezet rétegeiben (itt figyelembe vesszük, hogy a szerkezet ekvivalens áramköre ellentétes spinű elektronok csatornáinak párhuzamos kapcsolatának néz ki. irányok). Ekkor a mágneses ellenállást így írhatjuk fel

{\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} )}},

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

Ami a CIP-et illeti, a CPP szerkezet ekvivalens áramköre párhuzamosan kapcsolt ellenálláscsatornákból áll ellentétes spin irányú elektronok számára. A különbség az előző esethez képest csak a fajlagos és az integrálellenállás arányossági együtthatójában van, mivel az elektronnak most nem az L hosszméretet , hanem az a és b rétegek vastagságát kell leküzdenie . Ha S - vel jelöljük a szerkezet területét, akkor

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

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

Ez azt jelenti, hogy a mágneses ellenállás kifejezése nem változik:

{\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 modell

1993 - ban Thierry Valet és Albert Firth a Boltzmann - egyenletek alapján kiadott egy óriási mágneses ellenállási modellt a CPP geometriához . Az elmélet lényege, hogy figyelembe vesszük a kémiai potenciál felosztását két funkcióra a mágneses rétegen belül, amelyek megfelelnek a benne lévő mágnesezettséggel párhuzamos és antiparallel spinű elektronoknak. Ha feltételezzük, hogy a nemmágneses anyag vastagsága kellően kicsi, akkor egy külső E 0 térben az elektrokémiai potenciál korrekciói és a mintán belüli tér olyan alakot kapnak.

\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}}},

ahol l s az átlagos spin-relaxációs hossz, és a koordinátát a mágneses és a nem mágneses réteg határvonalától mérjük ( ferromágnesnek felel meg) [17] . Ebből az következik, hogy a ferromágnes határfelületén azok az elektronok halmozódnak fel, amelyeknél a kémiai potenciál nagyobb [32] , amit a spin akkumulációs potenciálként V AS , vagy az úgynevezett határfelületi ellenállásként ábrázolhatunk (a a ferromágnes-nem mágneses anyag interfész határa) $z$ $z<0$

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})}},

ahol j a mintában lévő áramsűrűség , l sN és l sF a spin-relaxációs hossza nemmágneses és mágneses anyagokban [33] .

Módszerek lekérése

Anyagok és kísérleti adatok

Elég sok olyan anyagkombináció közül választhat, amelyeknek óriási mágneses ellenállása lesz [34] . Néhány általánosan használt és széles körben kutatott a következő:

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

A mágneses ellenállás nagysága számos paramétertől függ, például az eszköz geometriájától (CIP vagy CPP), a minta hőmérsékletétől, valamint a ferromágneses és nem mágneses anyagok rétegeinek vastagságától. 4,2 K hőmérsékleten és a kobaltréteg 1,5 nm-es rögzített vastagságán a rézréteg vastagságának 1 nm-ről 10 nm-re történő megváltoztatása a CIP geometriájának 80-ról 10%-ra történő meredek csökkenéséhez vezetett . Ugyanakkor a CPP geometriával a 125%-os maximális hatást d Cu =2,5 nm mellett érte el. A 10 nm-re történő növekedés 60%-ra csökkent. A függőségnek oszcilláló jellege volt [36] . $d_{{Cu}}$ $\delta _{H}$ $d_{{Cu}}$ $\delta _{H}$ $\delta _{H}(d_{{Cu}})$

A kobalt- és rézrétegek 1,2 és 1,1 nm vastagságú szuperrácsa, ahol a hőmérséklet abszolút nulláról 300 K-ra változott, a hatás nagyságának 40-ről 20%-ra csökkenését mutatta a CIP geometriában. és 100-55% a CPP geometriában [27] .

Tanulmányok vannak nemfémes, nem mágneses közbenső rétegekkel ellátott spinszelepekről. Különösen a szerves közbenső rétegek esetében 11 K-en óriás, akár 40%-os negatív mágneses ellenállást regisztráltak [37] . A különféle kialakítású, grafénen alapuló forgószelepek HMR-t 7 K hőmérsékleten 12%-os, 300 K hőmérsékleten 10%-os szinten mutattak ki. Az elméleti becslések azonban azt sugallják, hogy a hatás felső határa akár 109 % is lehet [38]. .

A hatást fokozza a spinszűrők használata, amelyek polarizálják az elektronok spinjeit az elektromos áram áthaladása során, és amelyek fémekből, például kobaltból készülnek. Egy elektronközép szabad úttal rendelkező szűrővastagságnál a vezetőképesség változását figyeltük meg , amely így írható fel $t$ $\lambda$ $\Delta G$

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

ahol a forgószelep vezetőképességének változása szűrő nélkül, a vezetőképesség maximális növekedése szűrő használatakor, a szűrőanyag paramétere [39] . $\Delta G_{{SV}}$ $\Delta G_{f}$ $\beta$

A HMS típusai

Az osztályozás gyakran aszerint történik, hogy milyen típusú eszközökben nyilvánul meg a GMR-hatás [40] .

HMS filmekben Antiferromágneses szuperrácsok

A filmekben a HMR hatást először Fert és Grünberg figyelte meg ferromágneses és nem mágneses rétegekből álló szuperrácsok tanulmányozása során. A nemmágneses réteg vastagságát úgy választjuk meg, hogy a rétegek közötti kölcsönhatás antiferromágneses legyen, és ennek eredményeként az alapállapot a szomszédos mágneses rétegekben lévő mágnesezettségek antiparallel orientációja. Ekkor külső hatásra, például mágneses tér hatására a különböző rétegekben lévő mágnesezési vektorok orientációja párhuzamosra változtatható. Ez a szerkezet elektromos ellenállásának jelentős változásával jár együtt [13] .

Az ilyen szerkezetekben a mágneses rétegek kölcsönhatása az úgynevezett antiferromágneses párosítás segítségével valósul meg . Ennek következménye a GMR együttható oszcilláló függése a nemmágneses közbenső réteg vastagságától. Az első antiferromágneses szuperrácsot használó mágneses térérzékelőkben a telítési mező nagyon nagy volt (akár több tízezer oersted ) a bennük használt króm és vas ( kobalt ) filmek erős antiferromágneses kölcsönhatása , valamint az erős anizotróp mező miatt. bennük. Ezért az ilyen eszközök érzékenysége nagyon alacsony volt. Később permalloyt (mágneses rétegekben) és ezüstöt (nem mágneses rétegekben) kezdték használni , ami több tíz oerstedre csökkentette a telítési mezőt [41] .

Spin valves on exchange bias

A legsikeresebb konfigurációnak azok a forgószelepek bizonyultak, amelyekben a HMR hatás a csere torzítás miatt jön létre . Egy szenzorrétegből, egy közbenső rétegből, egy "rögzített" rétegből és egy antiferromágneses irányítású rögzítőrétegből állnak. Az utolsó a mágnesezés irányának rögzítésére szolgál a "rögzített" rétegben. A rögzítőréteg kivételével minden réteg elég vékony ahhoz, hogy biztosítsa a szerkezet alacsony ellenállását. A külső mágneses térre adott válasz az érzékelőréteg mágnesezettségének irányának megváltoztatása a "rögzített"-hez képest [42] .

A fő különbség az ilyen spinszelepek és más többrétegű GMR eszközök között az effektus amplitúdójának monoton függése a mágneses rétegek közötti közbenső réteg d N vastagságától , ami fenomenológiai függésként ábrázolható.

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

ahol egy bizonyos GMR normalizációs együttható, az elektronok átlagos szabad útja nem mágneses anyagban, d 0 az effektív vastagság, figyelembe véve a szerkezet fennmaradó elemeinek söntését [40] [43] . Hasonló kifejezést adhatunk a ferromágneses réteg vastagságától való függésre: $\delta _{{H0}}$ $\lambda _{N}$

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

A képlet paramétereinek jelentése ugyanaz, mint az előző függésben, de most a használt ferromágnesnél [34] .

Többrétegű szerkezetek kommunikáció nélkül (pszeudo-spin szelepek)

A HMR-hatás a rétegenkénti antiferromágneses párosítás hiányában is megfigyelhető. Ebben az esetben a mágneses ellenállás a kényszerítő erők különbségéből adódik (például permalloynál kevesebb, kobaltnál több ) . A permalloy/ réz /kobalt/réz típusú többrétegű struktúrákban külső mágneses tér a rétegekben a telítési mágnesezettség különböző irányai közötti átkapcsoláshoz vezet (magas mezőknél párhuzamos, alacsony térnél antiparallel). Az ilyen rendszereket kisebb telítési tér jellemzi, és nagyobb , mint az antiferromágneses csatolású szuperrácsok [42] . Hasonló hatás figyelhető meg a kobalt és a réz szerkezetében is. Valójában az ilyen struktúrák megléte azt jelenti, hogy a HMR megfigyelésének szükséges feltétele nem a rétegek közötti kapcsolat megléte, hanem a mágneses momentum valamilyen eloszlása a szerkezetben, amely külső térrel szabályozható [44] . $\delta _{H}$

Inverz GMR hatás

Az inverz hatás esetén a szuperrácsrétegekben a mágnesezettség antiparallel orientációjára az ellenállási minimumot figyeljük meg . Az inverz GMR hatás akkor figyelhető meg, ha a mágneses rétegek különböző anyagokból állnak, mint például Ni Cr / Cu / Co / Cu. Ha a réteg fajlagos ellenállását ellentétes spin irányú elektronokra írjuk az alakba , akkor a nikkel-króm és a kobalt rétegeknél a spin aszimmetria együtthatójának előjele eltérő lesz. A NiCr réteg megfelelő vastagsága esetén a hozzájárulása meghaladja a kobaltréteg hozzájárulását, ami inverz hatás megfigyeléséhez vezet [23] . Mivel a hatás megfordítása csak a szomszédos ferromágneses rétegek együtthatóinak szorzatának előjelétől függ, és nem külön-külön azok előjeleitől, hogy elvonatkoztassunk az elektron spinek és az atomok mágneses momentumai közötti kölcsönhatás sajátos mechanizmusától, a jelzést néha kikötik a szerzők , amit a későbbi bemutatásnál figyelembe vesznek [27] . $\rho _{{\uparrow ,\downarrow }}={\frac {2\rho _{F}}{1\pm \beta }}$ $\beta$ $\beta$ $\beta$

Ismeretes, hogy a nikkel-króm réteghez hasonló tulajdonságokat mutat a vanádiummal adalékolt nikkel , míg a vassal , kobalttal , mangánnal , arannyal vagy rézzel való ötvözés nem vezet fordított hatás megfigyeléséhez a fent vizsgált szerkezetben [45] ] .

HMS szemcsés szerkezetekben

A HMR-t ferromágneses és nem mágneses fémek szemcsés ötvözeteiben (akár több tíz nanométerig) fedezték fel 1992 -ben, és ezt követően az áramhordozók spin-függő szóródásával magyarázták a granulátum felületén és térfogatában. A granulátumok általában körülbelül 10 nm átmérőjű ferromágneses klasztereket alkotnak, amelyeket nem mágneses fém vesz körül, és amely hatékony film szuperrácsként írható le. Az ilyen ötvözetek anyagainak szükséges feltétele az összetevők (például kobalt és réz) rossz kölcsönös oldhatósága. Az ilyen szerkezetek tulajdonságait erősen befolyásolja az izzítási idő és a hőmérséklet: negatív GMR érhető el, amely a hőmérséklet emelkedésével növekszik [35] [46] .

Alkalmazás

Érzékelők a forgószelepeken

Általános séma

A HMS egyik fő alkalmazási területe a méréstechnika : a hatás alapján különféle célú mágneses térérzékelőket hoztak létre (a merevlemez-meghajtók olvasófejeiben , ahol a mágneses tér irányát egy cellában határozzák meg amely egy kis információt tárol [26] , bioszenzorokat [34] , MEMS -ben [34] oszcilláció észlelésére és mérésére szolgáló eszközöket , stb.). A GMR-effektust használó tipikus érzékelő hét rétegből áll:

szilícium szubsztrát.
kötőréteg.
Érzékszervi (nem rögzített, mozgatható) réteg.
nem mágneses réteg.
Rögzítő (tűző) réteg.
Antiferromágneses (rögzített) réteg.
védőréteg.

A tantálot gyakran használják kötő- és védőrétegként , a réz pedig nem mágneses rétegként szolgál . Az érzékelő rétegben a mágnesezés szabadon orientálható külső mágneses térrel. NiFe vegyületekből vagy kobaltötvözetekből készül . Az antiferromágneses réteg FeMn vagy NiMn filmekből készül. A mágnesezés irányát egy kemény mágneses anyag , például kobalt rögzítőrétege határozza meg . Az ilyen érzékelőt aszimmetrikus hiszterézis hurok jellemzi , amely egy kemény mágneses réteg jelenlétéhez kapcsolódik, amely rögzíti a mágnesezés irányát a mezők működési tartományában [47] [48] .

A forgószelepek anizotróp mágneses ellenállást is mutatnak , ami az érzékenységi görbe aszimmetriájához vezet. Figyelembe vétele megadja a mágneses ellenállás értékét, ami nagyon jól esik a gyakorlatban megfigyeltekkel [49] .

Megvalósítás merevlemezeken

A merevlemezeken (HDD) az információkat mágneses tartományok segítségével kódolják , amikor az egyik mágnesezési irányhoz logikai egységet rendelnek, az ellenkezőjét pedig egy logikai nullához. Tegyen különbséget a hosszirányú és merőleges rögzítési módok között.

A longitudinális módszernél a domének a lemez síkjában helyezkednek el, vagyis az irány bennük párhuzamos a felülettel. A tartományok között mindig egy átmeneti régió ( doménfal ) képződik, amelynek tartományában mágneses tér kerül a felszínre . Ha a tartományfal a tartományok két északi pólusának határán alakult ki , akkor a mező kifelé, ha pedig a déli pólusok, akkor befelé irányul. A mágneses tér irányának leolvasásához a tartományfal felett, az érzékelő antiferromágneses rétegében a mágnesezés irányát a lemez síkjára merőlegesen, az érzékelő rétegben pedig azzal párhuzamosan rögzítjük. A külső mágneses tér irányának megváltoztatása az érzékelőrétegben a mágnesezettséget az egyensúlyi helyzetből felfelé vagy lefelé eltéríti. Ha az elhajlás iránya egybeesik a rögzített rétegben lévő iránnyal, az érzékelő elektromos ellenállása csökken, és fordítva, az ellenállás növekedését érzékeli a különböző irányokban. Így meghatározzuk azoknak a tartományoknak a kölcsönös orientációját, amelyeken az olvasófej áthaladt [50] .

Jelenleg széles körben elterjedt a tartományok függőleges elrendezése, amely lehetővé teszi a bitsűrűség jelentős növelését a lapka felületén [51] . Ilyenkor maga a tartomány által alkotott mező kerül felszínre.

Mágneses RAM

A magnetorezisztív véletlen hozzáférésű memória ( MRAM ) cella egy forgószelepen lévő érzékelőhöz hasonló szerkezetből áll. A tárolt bit értéke a szenzorrétegben lévő mágnesezés irányával kódolható , ebben az esetben információhordozóként működik. A leolvasás a szerkezet ellenállásának mérésével történik . Ennek a technológiának az előnyei az áramforrástól függetlenül [K 2] , az alacsony energiafogyasztás és a nagy sebesség [26] .

Egy tipikus magnetorezisztív effektus memóriaegységben, amely egy bit információt tárol, egy CIP formátumú GMR struktúra van elhelyezve két egymásra merőleges vezető között. Ezeket a vezetőket sor- és oszlopvonalaknak nevezzük. A vonalakon áthaladó elektromos áramimpulzusok örvény mágneses teret hoznak létre , amely a GMR szerkezetre hat. Az erővonalak körvonalai alakjukban közel állnak az ellipszisekhez , és a mező irányát (az óramutató járásával megegyezően vagy azzal ellentétes irányban) a vonal mentén folyó áram iránya határozza meg. Ebben az esetben egy GMR szerkezetet használnak, amelynek belsejében a mágnesezés a húr vonala mentén orientálódik.

Így az oszlopvonal által létrehozott tér iránya a mágneses momentumokkal csaknem párhuzamosan irányul , és nem tudja megfordítani azokat. A húrvonal rájuk merőleges mezőt hoz létre, és a tér nagyságától függetlenül csak 90°-kal tudja elforgatni a mágnesezettséget. Az impulzusok egyidejű áthaladásával a sorok és oszlopok vonalai mentén a teljes mágneses tér a GMR szerkezet helyén egyes momentumokhoz képest hegyesszögben, másokhoz képest tompaszögben irányul. Ha a mező értéke meghalad egy bizonyos kritikus értéket, az utóbbi megváltoztatja irányát.

A leírt cellából származó információk tárolására és olvasására különféle sémákat használnak. Az egyikben az információ a szerkezet mozgatható rétegében van tárolva. Az olvasási művelet ezután meghatározza, hogy megváltozott-e a szerkezet ellenállása a mágneses tér alkalmazásakor. Ebben az esetben az olvasási bit törlődik, és újra be kell írni a cellába. Egy másik séma szerint az információ egy fix rétegben tárolódik, ami az olvasási áramokhoz képest nagyobb áramot igényel az íráshoz [52] .

A mai napig az MRAM esetében az óriási magnetorezisztív hatás átadta helyét az alagúteffektusnak [53] . Az ilyen struktúrákhoz kapuelemekre is szükség van, hogy megakadályozzák a memóriacellák közötti kósza áramokat. Ilyen szelepelem lehet egy MOS tranzisztor , melynek leeresztőjéhez a GMS szerkezet csatlakozik, a forráshoz - földhöz , valamint a kapuhoz - az olvasáshoz használt vezetékek egyike [54] .

Egyéb felhasználások

Az elektromos áramkörök két galvanikusan leválasztott része közötti érintésmentes jelátvitelre szolgáló mágneses ellenállású leválasztókat először 1997 -ben mutatták be az optocsatolók alternatívájaként a jobb integrálhatóság miatt . A négy azonos GMR-eszközből álló Wheatstone-híd érzéketlen az egyenletes mágneses térre, és csak akkor reagál, ha a mezők iránya ellentétes a híd szomszédos száraiban. Hasonló, 2003 -ban bemutatott eszközök használhatók lineáris frekvenciaválaszú egyenirányítóként . Négy független áramra általánosítva egy hasonló hídáramkört (transpinor, angolul transpinnor ) készített Siongte Bai 2002 -ben , és logikai kapuként használható [34] [55] .

Lásd még

Jegyzetek

Megjegyzések

↑ A séma nem mutatja a mágneses hiszterézis jelenlétét , mivel a hurok alakja a szuperrácsban jelentősen függ a nem mágneses réteg vastagságától. Firth kísérleteiben jól kifejezett hiszterézist figyeltek meg körülbelül 4 kG telítési mezővel és a telítési mágnesezettség körülbelül 60%-ának megfelelő maradék mágnesezettséggel a nem mágneses közbenső réteg nm-es vastagságánál. De amikor 0,9 nm-re csökkentjük, ami az elért legmagasabb HMR-nek felel meg, a hurok keskeny, megnyúlt alakra redukálódott 20 kG telítési mezővel és alacsony maradék mágnesezettséggel (lásd Baibich M. N et al. Giant Magnetoresistance of (001)Fe/(001)Cr mágneses szuperrácsok (neopr.) // PRL. - 1988. - V. 61 , No. 21. - S. 2472-2475 . - doi : 10.1103/ PhysRevLett.61.247 $d_{{Cu}}=1,8$ $d_{{Cu}}$
↑ A kikapcsoláskor egy bitnyi információt tároló cella állapotának mentése lehetséges egy potenciálgát jelenléte miatt, amelyet le kell győzni ahhoz, hogy a szabad (érintős) rétegben a mágnesezés irányát átirányítsák a közötti átmenet során. a szerkezet párhuzamos és antiparallel állapotai (lásd Denny D. Tang, Yuan - Jen Lee, Magnetic Memory: Fundamentals and Technology - Cambridge University Press, 2010. - 103. - 208. o. - ISBN 978-0521449649 . ).

Források

↑ 1 2 3 4 5 6 Nikitin S. A. Óriási mágneses ellenállás // Soros Review Journal. - 2004. - T. 8 , 2. sz . - S. 92-98 .
↑ 1 2 E. L. Nagaev. Lantán-manganit és más mágneses vezetők óriási mágneses ellenállással // Uspekhi Fizicheskikh Nauk . - Orosz Tudományos Akadémia , 1996. - T. 166 , 8. sz . - S. 833-858 . - doi : 10.3367/UFNr.0166.199608b.0833 . (Orosz)
↑ A mangán-oxidok kolosszális mágneses ellenállása, töltésrendezése és kapcsolódó tulajdonságai / Szerk. CNR Rao és B. Raveau. - World Scientific Publishing Co, 1998. - P. 2. - 356 p. - ISBN 978-981-02-3276-4 .
↑ Hirota, E., Sakakima, H., Inomata, K. Giant Magneto-Resistance Devices. - Springer, 2002. - P. 30. - 177 p. — ISBN 978-3-540-41819-1 .
↑ Ja. M. Mukovszkij. Kolosszális mágneses ellenállású anyagok előállítása és tulajdonságai // Ros. chem. és. - 2001. - T. XLV , 5-6. sz . - S. 32-41 .
↑ Alfred Brian Pippard. Fémek mágneses ellenállása. - Cambridge University Press, 2009. - Vol. 2. - P. 8. - 268 p. - (Cambridge-i tanulmányok alacsony hőmérsékletű fizikából). — ISBN 9780521118804 .
↑ 1 2 3 4 5 6 7 8 Claude Chappert, Albert Fert és Frédéric Nguyen Van Dau. A spin elektronika megjelenése az adattárolásban (angol) // Nature Materials : Journal. - 2007. - Vol. 6 . - P. 813-823 . - doi : 10.1038/nmat2024 .
↑ Hirota, E., Sakakima, H., Inomata, K. Giant Magneto-Resistance Devices. - Springer, 2002. - P. 23. - 177 p. — ISBN 978-3-540-41819-1 .
↑ A fizikai Nobel-díj 2007 . A Nobel-díj hivatalos webhelye. Letöltve: 2011. február 27. Az eredetiből archiválva : 2011. augusztus 10..
↑ Frederick Seitz, David Turnbull. Előrelépések a kutatás és az alkalmazások terén. - Akadémiai Kiadó, 1957. - 1. köt. 5. - P. 31. - 455 p. — (Szilárdtest-fizika). — ISBN 978-0126077056 .
↑ Aboaf JA New Magnetoresistive Materials (Eng.) (1984. október 9.). - Amerikai Egyesült Államok-beli szabadalom. 4476454. Letöltve: 2011. április 11.
↑ 1 2 Firth A. A spintronika eredete, fejlődése és kilátásai // UFN. - 2008. - T. 178 , 12. sz . - S. 1336-1348 . - doi : 10.3367/UFNr.0178.200812f.1336 . (Orosz)
↑ 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 és J. Chazelas. (001)Fe/(001)Cr mágneses szuperrácsok óriási mágneses ellenállása (angol) // Physical Review Letters : Journal. - 1988. - 1. évf. 61 , sz. 21 . - P. 2472-2475 . - doi : 10.1103/PhysRevLett.61.2472 .
↑ A Tsymbal EY és a Pettifor DG Perspectives of Giant Magnetoresstance // Szilárdtestfizika / Szerk. írta Henry Ehrenreich, Frederick Seitz, David Turnbull, Frans Spaepen. - Akadémiai Kiadó, 2001. - Vol. 56. - P. 120. - 483 p. — (Szilárdtest-fizika: Előrelépések a kutatásban és az alkalmazásokban). — ISBN 9780126077568 .
↑ RE Camley és J. Barnaś. Az óriás mágneses ellenállás hatásainak elmélete mágneses réteges szerkezetekben antiferromágneses csatolással // Fizik . Fordulat. Lett : napló. - 1989. - 1. évf. 63 , sz. 6 . - P. 664-667 . - doi : 10.1103/PhysRevLett.63.664 .
↑ Peter M. Levy, Shufeng Zhang, Albert Fert. Mágneses többrétegű szerkezetek elektromos vezetőképessége (angol) // Phys. Fordulat. Lett : napló. - 1990. - 1. évf. 65 , sz. 13 . - P. 1643-1646 . - doi : 10.1103/PhysRevLett.65.1643 .
↑ 1 2 T. Valet, A. Fert. A merőleges mágneses ellenállás elmélete mágneses többrétegű rétegekben (angol) // Physical Review B : Journal. - 1993. - 1. évf. 48 , sz. 10 . - P. 7099-7113 . - doi : 10.1103/PhysRevB.48.7099 .
↑ Nagasaka K. et al. CPP-GMR technológia a jövő nagy sűrűségű mágneses rögzítéséhez . Fujitsu (2005. június 30.). Letöltve: 2011. április 11. Az eredetiből archiválva : 2011. augusztus 10..
↑ KHJ Buschow. Mágneses és szupravezető anyagok tömör enciklopédiája . — 2. - Elsevier, 2005. - 580. o . — 1339 p. — ISBN 9780080445861 .
↑ A Tsymbal EY és a Pettifor DG Perspectives of Giant Magnetoresstance // Szilárdtestfizika / Szerk. írta Henry Ehrenreich, Frederick Seitz, David Turnbull, Frans Spaepen. - Akadémiai Kiadó, 2001. - Vol. 56. - P. 122. - 483 p. — (Szilárdtest-fizika: Előrelépések a kutatásban és az alkalmazásokban). — ISBN 9780126077568 .
↑ A Tsymbal EY és a Pettifor DG Perspectives of Giant Magnetoresstance // Szilárdtestfizika / Szerk. írta Henry Ehrenreich, Frederick Seitz, David Turnbull, Frans Spaepen. - Akadémiai Kiadó, 2001. - Vol. 56. - P. 126-132. — 483 p. — (Szilárdtest-fizika: Előrelépések a kutatásban és az alkalmazásokban). — ISBN 9780126077568 .
↑ Saveljev I. V. Elektromosság és mágnesesség // Általános fizika tantárgy. - M . : Astrel AST, 2004. - T. 2. - S. 271-274. — 336 p. - 5000 példány. — ISBN 5-17-003760-0 .
↑ 1 2 K. HJ Buschow. Mágneses és szupravezető anyagok tömör enciklopédiája . — 2. - Elsevier, 2005. - 254. o . — 1339 p. — ISBN 9780080445861 .
↑ Stöhr, J. és Siegmann, HC Magnetism: From Fundamentals to Nanoscale Dynamics. - Springer-Verlag Berlin Heidelberg, 2006. - P. 638. - 820 p. — ISBN 978-3540302827 .
↑ J. Inoue, T. Tanaka és H. Kontani. Rendellenes és spin Hall-effektusok mágneses szemcsés filmekben (angol) // Physical Review B : Journal. - 2009. - 1. évf. 80 , sz. 2 . — P. 020405(R) . - doi : 10.1103/PhysRevB.80.020405 .
↑ 1 2 3 4 Ph.D. A. V. Hvalkovszkij. Óriási mágneses ellenállás: a felfedezéstől a Nobel-díjig (nem elérhető link) . AMT&C. Hozzáférés dátuma: 2011. február 27. Az eredetiből archiválva : 2015. január 8. (határozatlan)
↑ 1 2 3 Bass, J., Pratt, WP Current-perpendicular (CPP) magnetoresstance in magnetic metalic multilayers (angol) // JMMM : Journal. - 1999. - 1. évf. 200 . - 274-289 . - doi : 10.1016/S0304-8853(99)00316-9 .
↑ O. V. Tretyak, V. A. Lvov, O. V. Barabanov. A spinelektronika fizikai alapjai. - K . : Kijevi Egyetem, 2002. - S. 243. - 314 p. — ISBN 966-594-323-5 .
↑ O. V. Tretyak, V. A. Lvov, O. V. Barabanov. A spinelektronika fizikai alapjai. - K . : Kijevi Egyetem, 2002. - S. 258-261, 247-248. — 314 p. — ISBN 966-594-323-5 .
↑ O. V. Tretyak, V. A. Lvov, O. V. Barabanov. A spinelektronika fizikai alapjai. - K . : Kijevi Egyetem, 2002. - S. 258-261. — 314 p. — ISBN 966-594-323-5 .
↑ O. V. Tretyak, V. A. Lvov, O. V. Barabanov. A spinelektronika fizikai alapjai. - K . : Kijevi Egyetem, 2002. - S. 247-248. — 314 p. — ISBN 966-594-323-5 .
↑ Stöhr, J. és Siegmann, HC Magnetism: From Fundamentals to Nanoscale Dynamics. - Springer-Verlag Berlin Heidelberg, 2006. - P. 641. - 820 p. — ISBN 978-3540302827 .
↑ Stöhr, J. és Siegmann, HC Magnetism: From Fundamentals to Nanoscale Dynamics. - Springer-Verlag Berlin Heidelberg, 2006. - P. 648-649. – 820p. — ISBN 978-3540302827 .
↑ 1 2 3 4 5 6 R. Coehoorn. Új mágneses elektronikai anyagok és eszközök . Óriási mágneses ellenállás és mágneses kölcsönhatások csere-elfeszített spin-szelepekben. Előadásjegyzetek . Technische Universiteit Eindhoven (2003). Letöltve: 2011. április 25. Az eredetiből archiválva : 2011. augusztus 10..
↑ 1 2 A. B. Granovszkij, M. Iljin, A. Zsukov, V. Zsukova, H. Gonzalez. Szemcsés mikrohuzalok óriási mágneses ellenállása: spin-függő szórás szemcseközi terekben // FTT. - 2011. - T. 53 , 2. sz . - S. 299-301 .
↑ KHJ Buschow. Mágneses és szupravezető anyagok tömör enciklopédiája . — 2. - Elsevier, 2005. - 248. o . — 1339 p. — ISBN 9780080445861 .
↑ Dali Sun, Lifeng Yin, Chengjun Sun, Hangwen Guo, Zheng Gai, X.-G. Zhang, TZ Ward, Zhaohua Cheng és Jian Shen. Óriási mágneses ellenállás szerves forgószelepekben // Phys . Fordulat. Lett : napló. - 2010. - 20. évf. 104 , sz. 23 . — P. 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 és Guangping Li. Szobahőmérsékletű óriási mágneses ellenállás több mint egymilliárd százalék csupasz grafén nanoszalagos eszközben // Physical Review B : Journal . - 2010. - 20. évf. 81 , sz. 23 . — P. 233403 . - doi : 10.1103/PhysRevB.81.233403 .
↑ Ultravékony mágneses szerkezetek / Szerk. B. Heinrich és J.A.C. Bland. - Springer, 2005. - Vol. IV. - P. 161-163. — 257 p. - (A nanomágnesesség alkalmazása). — ISBN 978-3-540-21954-5 .
↑ 1 2 Evgeny Tsymbal. GMR szerkezetek . Nebraska-Lincoln Egyetem. Letöltve: 2011. április 11. Az eredetiből archiválva : 2011. augusztus 10..
↑ Hari Singh Nalwa. Vékonyfilmes anyagok kézikönyve: Nanoanyagok és mágneses vékonyrétegek. - Akadémiai Kiadó, 2002. - Vol. 5. - P. 518-519. — 633 p. — ISBN 9780125129084 .
↑ 1 2 Hari Singh Nalwa. Vékonyfilmes anyagok kézikönyve: Nanoanyagok és mágneses vékonyrétegek. - Akadémiai Kiadó, 2002. - Vol. 5. - P. 519. - 633 p. — ISBN 9780125129084 .
↑ Hari Singh Nalwa. Vékonyfilmes anyagok kézikönyve: Nanoanyagok és mágneses vékonyrétegek. - Akadémiai Kiadó, 2002. - Vol. 5. - P. 519, 525-526. — 633 p. — ISBN 9780125129084 .
↑ Pu F.C. A Modern Magnetism aspektusai: a Nyolcadik Kínai Nemzetközi Fizikai Nyári Iskola előadásjegyzetei, Peking, Kína 1995. augusztus 28.-szeptember 7. / Szerk. írta: YJ Wang, CH Shang. - World Scientific Pub Co Inc, 1996. - 122. o . — 271p. — ISBN 978-9810226015 .
↑ Guimaraes, Alberto P. A nanomágnesesség elvei. — Springer, 2009. — P. 132. — 224 p. — ISBN 978-3-642-01481-9 .
↑ Mágneses tartományok szemcsés GMR anyagokban . Nemzeti Szabványügyi és Technológiai Intézet. Letöltve: 2011. március 12. Az eredetiből archiválva : 2011. augusztus 10.. (határozatlan)
↑ Elliot Brown és Matthew Wormington. Óriási mágneses ellenállás (GMR) forgószelep-szerkezeteinek vizsgálata röntgendiffrakció és -visszaverődés segítségével . Nemzetközi Diffrakciós Adatközpont. Letöltve: 2011. március 12. Az eredetiből archiválva : 2011. augusztus 10.. (határozatlan)
↑ B.C. Dodrill, B.J. Kelley. Mágneses soros metrológia GMR forgószelepes érzékelőkhöz . Lake Shore Cryotronics, Inc. Letöltve : 2011. március 12. Az eredetiből archiválva : 2011. augusztus 10.. (határozatlan)
↑ Mágneses többrétegű és óriási mágneses ellenállás / Szerk. írta U. Hartmann. - Springer, 2000. - Vol. 37. - P. 111. - 321 p. - (Springer Series in Surface Sciences). — ISBN 978-3-540-65568-8 .
↑ O. V. Tretyak, V. A. Lvov, O. V. Barabanov. A spinelektronika fizikai alapjai. - K . : Kijevi Egyetem, 2002. - S. 285-286. — 314 p. — ISBN 966-594-323-5 .
↑ Martin Jaeger. "A mítoszok elpusztítása": A mágneses mező és a HDD . Chip Online UA (2011. április 26.). Letöltve: 2011. április 30. Az eredetiből archiválva : 2011. augusztus 10.. (Orosz)
↑ O. V. Tretyak, V. A. Lvov, O. V. Barabanov. A spinelektronika fizikai alapjai. - K . : Kijevi Egyetem, 2002. - S. 289-291. — 314 p. — ISBN 966-594-323-5 .
↑ Zaicev D. D. Mágneses ellenállás, Alagút . Nanotechnológiai és nanotechnológiával kapcsolatos kifejezések szótára . Rosnano. Letöltve: 2011. április 11. Az eredetiből archiválva : 2011. augusztus 10.. (határozatlan)
↑ Denny D. Tang, Yuan-Jen Lee. Mágneses memória: alapok és technológia . - Cambridge University Press, 2010. - P. 93-95 . — 208p. — ISBN 978-0521449649 .
↑ Torok, EJ; Zurn, S.; Sheppard, L. E.; Spitzer, R.; Seongtae Bae; Judy, JH; Egelhoff, WF Jr.; Chen, PJ „Transpinnor“: Egy új óriási magnetorezisztív spin-szelepes eszköz (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 .

Irodalom

Cikkek

Fert A. A spintronika eredete, fejlődése és kilátásai // Phys. - 2008. - T. 178 , 12. sz . - S. 1336-1348 . - doi : 10.3367/UFNr.0178.200812f.1336 . (Orosz)

P. Grünberg, R. Schreiber, Y. Pang, M. B. Brodsky és H. Sowers. Réteges mágneses szerkezetek: bizonyítékok a vas-rétegek antiferromágneses összekapcsolására a Cr közbenső rétegeken // Physical Review Letters : folyóirat . - 1986. - 1. évf. 57 , sz. 19 . - P. 2442-2445 . - doi : 10.1103/PhysRevLett.57.2442 . — PMID 10033726 .
A. Vedyayev, M. Chshiev, N. Ryzhanova, B. Dieny, C. Cowache és F. Brouers. A mágneses szendvicsek CIP és CPP óriás mágneses ellenállásának egységes elmélete (angol) // JMMM : folyóirat. - 1997. - 1. évf. 172. sz . 1-2 . - P. 53-60 . - doi : 10.1016/S0304-8853(97)00081-4 .
Bazaliy, YB, Jones, BA és Zhang, S.-C. A Landau-Lifshitz egyenlet módosítása spin-polarizált áram jelenlétében kolosszális és óriás-magnetorezisztív anyagokban // PRB : folyóirat. - 1998. - 1. évf. 57 , sz. 6 . - P.R3213-R3216 . - doi : 10.1016/S0304-8853(97)00081-4 .

Könyvek

Hirota, E., Sakakima, H., Inomata, K. Giant Magneto-Resistance Devices. - Springer, 2002. - 177 p. — ISBN 978-3-540-41819-1 .
Adrian D. Torres, Daniel A. Perez. Óriási mágneses ellenállás: új kutatás. - Nova Science Publishers, 2008. - 289 p. — ISBN 9781604567335 .
Nicola A. Spaldin. Mágneses anyagok: alapok és alkalmazások. — 2. kiadás. - Cambridge University Press: 2010. - 288 p. — ISBN 9780521886697 .
Peter R Savage. Óriási mágneses ellenállás: érzékelők, lemeztárolók, MRAM és Spintronics technológia és piacok. - John Wiley & Sons Inc, 2000. 276. - 136 p. — (Technikai betekintések). — ISBN 9780471414162 .

Linkek

O. Baklitskaya. Nobel-díj 2007. Az óriási mágneses ellenállás az alaptudomány diadala (hozzáférhetetlen kapcsolat) . Tudomány és Élet . Letöltve: 2011. február 27. Az eredetiből archiválva : 2012. március 25.. (határozatlan)
I. Ivanov. Fizikai Nobel-díj – 2007 . Elementy.ru (2007. október 16.). Letöltve: 2011. április 27. Az eredetiből archiválva : 2011. augusztus 10.. (határozatlan)
Modern mágneses adathordozó. Mágneses rögzítő és lejátszó eszközök. mágneses-optikai adathordozók. . Atommagfizikai Kutatóintézet. D. V. Skobeltsyn. Letöltve: 2011. április 30. Az eredetiből archiválva : 2011. augusztus 10.. (határozatlan)
José Ignacio Pascual. Mágnesesség és mágneses anyagok . Freie Universität Berlin. — Előadás a mágnesesség alapjairól és az óriási mágneses ellenállás hatásáról. Letöltve: 2011. május 14. Az eredetiből archiválva : 2011. augusztus 10..
Nobel-ellenállás: A merevlemez-díj (a link nem érhető el) . Popular Mechanics Magazin ( 2007. október 10.). Hozzáférés dátuma: 2011. június 29. Az eredetiből archiválva : 2012. február 19. (határozatlan)

Szótárak és enciklopédiák	Nagy norvég Britannica (online)