Jättemagnetresistans

Jättemagnetoresistans , gigantisk magnetoresistans [ 1] , GMR ( eng. Giant magnetoresistance , GMR ) är en kvantmekanisk effekt som observeras i tunna metallfilmer bestående av alternerande ferromagnetiska och ledande icke-magnetiska skikt. Effekten består i en betydande förändring av det elektriska motståndet hos en sådan struktur med en förändring i den inbördes riktningen av magnetiseringen av intilliggande magnetiska lager. Magnetiseringens riktning kan styras till exempel genom att applicera ett externt magnetfält. Effekten är baserad på spridningen av elektroner , vilket beror på riktningen på spinnet . För upptäckten av den gigantiska magnetoresistansen 1988 tilldelades fysikerna Albert Firth ( Paris-South XI University ) och Peter Grünberg ( Jülich Research Center ) Nobelpriset i fysik 2007.

Den huvudsakliga omfattningen av effekten är magnetfältssensorer som används för att läsa information i hårddiskar , biosensorer, MEMS- enheter etc. Flerskiktsstrukturer med gigantisk magnetresistans användes i magnetoresistivt RAM som celler som lagrar en bit information.

I litteraturen förväxlas termen jättemagnetoresistans ibland med den kolossala magnetoresistansen (CMR) hos ferro- och antiferromagnetiska halvledare [2] [3] , som inte är associerad med en flerskiktsstruktur.

Matematisk formulering

Magnetresistans är beroendet av provets elektriska resistans på storleken på det externa magnetfältet . Numeriskt kännetecknas den av värdet

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

var är provets resistans i frånvaro av ett magnetfält, och är dess resistans i ett magnetfält med styrka [4] [5] . I praktiken används också alternativa inspelningsformer, som skiljer sig åt i uttryckets tecken och använder elektrisk resistivitet [1] [2] . Ibland används förhållandet mellan resistansändringen och dess värde i nollfältet [6] . $R(0)$ $R(H)$ $H$

Termen "gigantisk magnetoresistans" indikerar att värdet för flerskiktsstrukturer avsevärt överstiger den anisotropa magnetiska resistansen , som vanligtvis inte är mer än några få procent [7] [8] . $\delta _{H}$

Upptäcktshistorik

GMR-effekten upptäcktes experimentellt 1988 av två forskargrupper oberoende av varandra: Albert Firths och Peter Grünbergs laboratorier . Den praktiska betydelsen av denna upptäckt markerades av tilldelningen av Nobelpriset i fysik till Firth och Grünberg 2007 [ 9] .

Bakgrund

De första matematiska modellerna som beskriver effekten av magnetisering av material på rörligheten av strömbärare i dem på grund av närvaron av spinn dök upp så tidigt som 1936 . Experimentella fakta som indikerar potentialen för att förstärka effekten av motståndets beroende av magnetfältet (det vill säga ökande ) har varit kända sedan 1960 -talet . I slutet av 1980 -talet studerades anisotrop magnetisk resistans väl av fysiker [10] [11] , men värdet för denna effekt översteg inte några procent [7] . Den praktiska studien av förstoringsmetoder blev möjlig med tillkomsten av metoder som molekylär strålepitaxi , som gör det möjligt att producera tunna flerskiktsfilmer med en tjocklek på några nanometer [12] . $\delta _{H}$ $\delta _{H}$ $\delta _{H}$

Experimentet och dess förklaring

Firth och Grunberg studerade effekterna associerade med det elektriska motståndet hos strukturer som inkluderar ferromagnetiska och icke-ferromagnetiska material. I synnerhet studerade Fert ledningsförmågan hos flerskiktsfilmer, och Grünberg upptäckte 1986 utbytesinteraktionen av antiferromagnetisk natur i Fe / Cr- filmer [12] .

I arbetet där upptäckten av effekten tillkännagavs studerades magnetoresistansen hos (001) Fe / (001) Cr supergitter . I detta experiment avsattes lager av järn och krom på ett (001) GaAs kroppscentrerat kubiskt gitter i högvakuum vid en substrattemperatur på cirka 20 °C [13] .

Med en tjocklek av järnskiktet på 3 nm och varierande tjockleken på det icke-magnetiska kromskiktet mellan dem från 0,9 till 3 nm, försvagade en ökning av tjockleken på kromskikten i supergittret den antiferromagnetiska kopplingen mellan järnskikten och avmagnetiseringen fältet . Den senare minskade också när temperaturen ökade från 4,2 K till rumstemperatur. En förändring i tjockleken på de omagnetiska mellanskikten ledde till en signifikant minskning av restmagnetiseringen i hysteresloopen . Ett starkt beroende av provets resistans (en förändring på upp till 50 %) på storleken på det externa magnetfältet vid en temperatur på 4,2 K visades. I Firths artikel från 1988 kallades den nya effekten den gigantiska magnetoresistansen för att betona dess betydande magnitud jämfört med den anisotropa magnetoresistansen [13] [14] .

Författarna till upptäckten föreslog också att effekten är baserad på den så kallade spinnberoende spridningen av elektroner i supergittret (beroendet av skiktens resistans på den ömsesidiga orienteringen av deras magnetisering och riktningen för elektronsnurrarna) [13] . Den teoretiska beskrivningen av HMR för olika strömriktningar gjordes under de närmaste åren. Strömmens riktning längs lagren (den så kallade CIP-geometrin, engelsk ström i plan - ström i planet) i den klassiska approximationen studerades av R. Camley 1989 [15] , och i kvant ett - av P. Levy 1990 [16] . GMR-teorin för ström riktad vinkelrätt mot lagren (CPP-geometri, ström vinkelrätt mot plan), känd som Jack-Firth-teorin, publicerades 1993 [17] . Samtidigt är CPP-geometri [18] av praktiskt intresse , eftersom sensorer baserade på den, som först föreslogs av R. Rothmayer 1994 , visar större känslighet än sensorer baserade på CIP [19] .

Teori

Grunderna

Spinnberoende spridning

Den elektriska resistansen hos ett prov beror på många faktorer, bland vilka i magnetiskt ordnade material spelas en viktig roll av spridningen av elektroner på kristallens magnetiska subgitter , det vill säga en uppsättning kristallografiskt ekvivalenta atomer med en atom som inte är noll magnetiska moment som bildar sitt eget kristallgitter . Spridningen beror på elektronspinnets orientering med avseende på atomernas magnetiska moment. Man brukar anta att ledningselektroner interagerar minimalt med atomer vars magnetiska moment har en riktning parallell med deras spinn, och maximalt om de är antiparallella. Interaktionen kommer också att vara stark i det paramagnetiska tillståndet, där atomernas magnetiska moment är riktade slumpmässigt, utan en föredragen magnetiseringsriktning [1] [7] [20] .

För så bra ledare som guld eller koppar är Fermi-nivån inne i sp-zonen och d-zonen är helt fylld. I ferromagneter observeras en annan situation. I dem är beroendet av interaktionen mellan elektroner och atomer på riktningen av deras spinn associerat med ockupationen av zonen som är ansvarig för de magnetiska egenskaperna (3d för sådana ferromagnetiska metaller som järn , nickel eller kobolt ). D-bandet av ferromagneter är delat, eftersom det innehåller ett annat antal elektroner med snurr riktade "upp" och "ner". Detta är anledningen till skillnaden i tätheten av elektroniska tillstånd på Fermi-nivån för snurr riktade i motsatta riktningar. Här talar man om minoritetsriktningen för elektronsnurrarna ( eng. minority-spin elektroner ) för den del av zon d, som är mindre fylld (till exempel där spinnen är riktade nedåt), och huvuddelen för dess andra del ( majoritetssnurrelektroner ) , som visar sig vara helt fyllda (ryggarna pekar uppåt). Ferminivån för spinnets huvudriktning är inuti sp-zonen, och deras rörelse i en ferromagnet liknar rörelsen hos elektroner i en icke-magnetisk metall. För den mindre riktningen av elektronsnurrarna visar sig sp- och d-banden vara hybridiserade och Fermi-nivån ligger inuti d-bandet. Det hybridiserade spd-bandet av ferromagneter kännetecknas av en hög densitet av tillstånd, vilket visar sig som en minskning av den fria vägen för elektroner med en mindre spinnriktning jämfört med den huvudsakliga med band [1] [7] . I nickel dopat med kobolt kan förhållandet (för elektroner med motsatta spinnriktningar) öka till 20 eller minska till 0,3 när det dopas med krom [21] . $\lambda$ $\lambda _{\uparrow }/\lambda _{\downarrow }$

Enligt Drude-teorin är konduktiviteten proportionell mot den genomsnittliga fria vägen [22] och kunskap gör det möjligt att uppskatta förhållandet mellan konduktiviteter för dessa två grupper av strömbärare. Den typiska medelfria vägen för elektroner i tunna metallfilmer sträcker sig från flera enheter till flera tiotals nanometer. Elektronen "minns" riktningen för spinn vid den så kallade spinrelaxationslängden (även kallad spindiffusionslängden ), som avsevärt kan överskrida den fria medelvägen. Det bestämmer effektiviteten av spin-polariserad elektrontransport. När det elektriska motståndets beroende av strömbärarens spinnriktning observeras talar man om en spinnberoende fortplantning av elektroner. Spinnberoende spridning i ferromagneter sker under övergångar av ledningselektroner mellan odelade 4s och delade 3d-band [1] [7] . $\lambda _{\uparrow }/\lambda _{\downarrow }$

Det finns material för vilka interaktionen mellan elektroner och atomer, vars spinn och magnetiska moment är antiparallella, är svagare. Genom att kombinera båda typerna av material kan den så kallade omvända HMR-effekten erhållas [7] [23] . Därför, i de fall där en specifik interaktionsmekanism inte är grundläggande, för att bevara tillvägagångssättets generalitet, talar vi om konduktivitet för elektroner med de huvudsakliga och icke-fundamentala spinnriktningarna, vilket motsvarar en högre och lägre täthet av elektroniska tillstånd . Att bestämma förhållandet mellan konduktiviteter eller resistiviteter för dessa två grupper av elektroner är tillräckligt för att konstruera en fenomenologisk teori [24] [25] .

Elektronisk bandstruktur (vänster) och tillståndstäthet (höger)
Koppar (icke-magnetisk metall). F är Fermi-nivån. På den vertikala axeln är energin i eV .
Kobolt (huvudriktning för spinn)
Kobolt (mindre snurrriktning)

CIP- och CPP-anslutningsgeometrier

Ett magnetiskt supergitter kan kopplas till en elektrisk krets på två sätt. Med den så kallade CIP-geometrin ( engelsk ström i plan , ström i planet) fortplantar sig den elektriska strömmen längs supergittrets skikt, och elektroderna är placerade på ena sidan av hela strukturen. Med CPP-geometrin ( ström vinkelrätt mot plan ) utbreder sig strömmen vinkelrätt mot supergittrets skikt, och elektroderna är placerade på motsatta sidor av det [7] . CPP-geometri kännetecknas av större GMR-värden (mer än dubbelt jämfört med CIP), men den ger också större svårigheter för teknisk implementering [26] [27] .

Att passera ström genom ett magnetiskt supergitter

Egenskaperna för magnetisk ordning är olika i supergitter med ferromagnetisk (FSR) och antiferromagnetisk (ASR) interaktion mellan lager. I den första riktningen är magnetiseringsriktningarna i olika ferromagnetiska skikt i frånvaro av ett applicerat fält desamma, i den andra växlar motsatta riktningar. Elektroner med en antiparallell spinnriktning med avseende på gittermagnetiseringen sprids praktiskt taget inte genom FSR, och elektroner med ett spinn som är samriktat med lagermagnetiseringen kommer att uppleva spridning. Under passagen av ACP:n kommer elektroner med valfri riktning av spinn att spridas: spridningshändelser för varje individuellt vald elektron kommer att äga rum när de passerar genom ett lager med en magnetisering som är riktad mot dess spin. Eftersom resistansvärdet för provet ökar med antalet spridningshändelser, kommer ASR-resistansen att vara högre än FSR [1] [7] .

För att bygga enheter som använder GMR-effekten är det nödvändigt att dynamiskt kunna växla gittertillståndet mellan tillstånd med parallell eller antiparallell lagermagnetisering. I den första approximationen är energitätheten för växelverkan mellan två ferromagnetiska skikt separerade av ett omagnetiskt mellanskikt proportionell mot den skalära produkten av deras magnetiseringar:

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

Koefficientens beroende av tjockleken på det omagnetiska mellanskiktet beskrivs av en oscillerande funktion. Därför kan det ändra både storlek och tecken. Om vi väljer på ett sådant sätt att huvudtillståndet är det antiparallella tillståndet, kommer omkopplingen av supergittret från det antiparallella tillståndet (högt motstånd) till det parallella tillståndet (lågt motstånd) att ske under påverkan av ett externt fält. Strukturens totala motstånd kan representeras som $J$ $d_{s}$ $J$ $d_{s}$

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

där är FSR-resistansen, är HMR-ökningen, är vinkeln mellan magnetiseringarna av angränsande lager [26] . $R_{0}$ $\Delta R$ $\theta \i [-\pi ,\pi ]$

Matematisk beskrivning

För den matematiska formaliseringen av fenomenet introduceras två så kallade spin - kanaler av elektrisk ledningsförmåga, motsvarande ledningsförmågan hos elektroner , för vilka resistansen är minimal respektive maximal. Förhållandet mellan dem definieras ofta i termer av spinanisotropikoefficienten , som kan introduceras genom att definiera de minsta och maximala elektriska resistiviteterna för en spinnpolariserad ström i formen $\beta$ $\rho _{{F\pm }}$

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

var är den genomsnittliga resistiviteten för ferromagneten [28] . $\rho _{F}$

Motståndsmodell för CIP- och CPP-strukturer

Under förhållanden där spridningen av strömbärare vid gränssnittet mellan en ferromagnetisk och icke-magnetisk metall är liten och riktningen för elektronspin bibehålls under tillräckligt lång tid, är det lämpligt att överväga en modell där provets motstånd kommer att vara bestäms av resistanserna för de magnetiska och icke-magnetiska lagren separat.

Närvaron av två ledningskanaler för elektroner med olika spinnriktningar med avseende på magnetiseringen i strukturens skikt innebär att den ekvivalenta kretsen för GMR-strukturen kommer att bestå av två parallella anslutningar motsvarande var och en av kanalerna. I detta fall tar uttrycket för magnetoresistans 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})}},

där subskripten yR betecknar den samriktade och motsatta orienteringen av magnetiseringen i skikten, är förhållandet mellan tjockleken på de omagnetiska och magnetiska metallerna och är resistiviteten hos den omagnetiska metallen. Detta uttryck är tillämpligt för CIP- och CPP-strukturer. Om villkoret är uppfyllt kan detta beroende skrivas om i en enklare form vad gäller spinasymmetrikoefficienten: $\chi=b/a$ $\rho _{N}$ $\chi \rho _{N}\ll \rho _{{F\pm }}$

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

En sådan anordning, vars resistans är olika för elektroner med olika spinnriktningar, kallas vanligtvis en spinnventil . Det sägs vara öppet om magnetiseringarna i dess lager är orienterade parallellt och stängda annars [29] .

Härledning av magnetoresistansformler

Låt supergittret bestå av två magnetiska lager med tjocklek a och ett omagnetiskt mellanlager med tjocklek b mellan dem. Om vi antar att under passagen av en sådan struktur är uppehållstiden för en elektron i vart och ett av lagren proportionell mot dess tjocklek, kan strukturens resistivitet skrivas som

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

där indexen Fl och F2 betecknar det första respektive andra magnetiska lagret, och N är det omagnetiska lagret. Om vi försummar spridningen av elektroner när vi passerar genom gränserna mellan skikten och spinrelaxation, kommer resistanserna med parallella och antiparallella magnetiseringskonfigurationer att ha formen för ett prov med längden L och tvärsnittsarean S .

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}\höger].

Här betecknar indexen för integralresistanserna R samriktningen av magnetiseringen i strukturens lager (här tas hänsyn till att strukturens ekvivalenta krets ser ut som en parallellkoppling av kanaler för elektroner med motsatt spinn vägbeskrivningar). Då kan magnetoresistansen skrivas 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} )}},

där [30] . $\chi=b/a$

När det gäller CIP består den ekvivalenta kretsen av CPP-strukturen av parallellkopplade motståndskanaler för elektroner med motsatta spinnriktningar. Skillnaden från det tidigare fallet ligger endast i proportionalitetskoefficienten mellan de specifika resistanserna och integralresistanserna, eftersom elektronen nu måste övervinna inte den longitudinella dimensionen L utan tjockleken på skikten a och b . Om vi betecknar med S området för strukturen, då

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}}.

Detta betyder att uttrycket för magnetoresistansen inte kommer att förändras:

{\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

1993 publicerade Thierry Valet och Albert Firth en gigantisk magnetoresistansmodell för CPP-geometri baserad på Boltzmann -ekvationerna . Kärnan i teorin är att överväga uppdelningen av den kemiska potentialen i två funktioner inuti det magnetiska lagret, motsvarande elektroner med spinn parallella och antiparallella med magnetiseringen i den. Om vi antar att tjockleken på det omagnetiska materialet är tillräckligt liten, kommer korrektionerna av den elektrokemiska potentialen och fältet inuti provet i ett externt fält E 0 att ha 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}}},

där l s är den genomsnittliga spinrelaxationslängden, och koordinaten mäts från gränsen mellan de magnetiska och icke-magnetiska skikten ( motsvarar en ferromagnet) [17] . Därav följer att dessa elektroner kommer att ackumuleras vid ferromagnetens gränssnitt, för vilken den kemiska potentialen är större [32] , vilket kan representeras som spinnackumuleringspotentialen VAS , eller den så kallade gränssnittsresistansen (inneboende i gränsen för gränssnittet mellan ferromagnet och icke-magnetiskt material) $z$ $z<0$

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})}},

där j är strömtätheten i provet, l sN och l sF är spinrelaxationslängderna i omagnetiska respektive magnetiska material [33] .

Hämta metoder

Material och experimentella data

Du kan välja ganska många kombinationer av ämnen som kommer att ha effekten av jättemagnetoresistens [34] . Några av de vanligaste och allmänt undersökta är följande:

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

Magnetoresistansens storlek beror på många parametrar, såsom enhetens geometri (CIP eller CPP), provtemperatur och tjockleken på lagren av ferromagnetiska och icke-magnetiska material. Vid en temperatur på 4,2 K och en fast tjocklek på koboltskiktet på 1,5 nm, ledde förändring av kopparskiktets tjocklek från 1 till 10 nm till en kraftig minskning från 80 till 10 % i CIP-geometrin. Samtidigt, med CPP-geometrin, uppnåddes den maximala effekten vid nivån 125% vid d Cu = 2,5 nm. En ökning till 10 nm ledde till en minskning till 60 %. Beroendet hade en oscillerande karaktär [36] . $d_{{Cu}}$ $\delta _{H}$ $d_{{Cu}}$ $\delta _{H}$ $\delta _{H}(d_{{Cu}})$

Ett supergitter av kobolt- och kopparskikt med en tjocklek på 1,2 respektive 1,1 nm, med en temperaturförändring från nära till absolut noll till 300 K, visade en minskning av effektens storlek från 40 till 20 % i CIP-geometrin och från 100 till 55 % i CPP-geometrin [27] .

Det finns studier av spinnventiler med icke-metalliska icke-magnetiska mellanskikt. Speciellt för organiska mellanskikt vid 11 K, registrerades en enorm negativ magnetoresistans på upp till 40 % [37] . Spinnventiler baserade på grafen av olika design visade HMR vid en nivå av 12 % vid en temperatur på 7 K och 10 % vid en temperatur på 300 K. Teoretiska uppskattningar tyder dock på en övre gräns för effekten upp till 109 % [38] .

Effekten förstärks genom användningen av spinnfilter som polariserar elektronernas spinn under passagen av en elektrisk ström, som är gjorda av metaller som kobolt. För en filtertjocklek med elektronmedelfri väg observerades en förändring i konduktiviteten , vilket kan skrivas som $t$ $\lambda$ $\Delta G$

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

var är förändringen i konduktiviteten hos spinnventilen utan filter, är den maximala ökningen av konduktiviteten vid användning av ett filter, är parametern för filtermaterialet [39] . $\Delta G_{{SV}}$ $\Delta G_{f}$ $\beta$

Typer av HMS

Klassificering görs ofta efter de typer av anordningar där GMR-effekten manifesteras [40] .

HMS i filmer Antiferromagnetiska supergitter

HMR-effekten i filmer observerades först av Fert och Grünberg när de studerade supergitter bestående av ferromagnetiska och omagnetiska skikt. Tjockleken på det icke-magnetiska skiktet väljs så att interaktionen mellan skikten är antiferromagnetisk, och som ett resultat är grundtillståndet den antiparallella orienteringen av magnetiseringarna i angränsande magnetiska skikt. Sedan, under yttre påverkan, till exempel av ett magnetfält, kan orienteringen av magnetiseringsvektorerna i olika lager ändras till parallell. Detta åtföljs av en betydande förändring i strukturens elektriska motstånd [13] .

Samspelet mellan magnetiska lager i sådana strukturer sker med hjälp av den så kallade antiferromagnetiska parningen . Dess konsekvens är ett oscillerande beroende av GMR-koefficienten på tjockleken på det omagnetiska mellanskiktet. I de första magnetfältssensorerna som använde antiferromagnetiska supergitter var mättnadsfältet mycket stort (upp till tiotusentals oersteds ) på grund av den starka antiferromagnetiska interaktionen mellan krom- och järn- ( kobolt )filmerna som användes i dem, såväl som starka anisotropifält i dem. Därför var känsligheten för sådana enheter mycket låg. Senare började man använda permalloy (i magnetiska skikt) och silver (i icke-magnetiska skikt), vilket reducerade mättnadsfältet till tiotals oersteds [41] .

Spin ventiler på utbytesbias

Den mest framgångsrika konfigurationen visade sig vara de spinnventiler där HMR-effekten uppstår på grund av utbytesbias . De består av ett sensorskikt, ett mellanskikt, ett "fast" skikt och ett antiferromagnetiskt riktat fixeringsskikt. Den sista av dem tjänar till att fixera magnetiseringsriktningen i det "fasta" lagret. Alla lager, förutom fixeringsskiktet, är tillräckligt tunna för att säkerställa lågt motstånd hos strukturen. Svaret på ett externt magnetfält är att ändra riktningen för magnetiseringen av sensorskiktet i förhållande till det "fasta" [42] .

Huvudskillnaden mellan sådana spinnventiler och andra flerskiktiga GMR-anordningar är det monotona beroendet av effektamplituden på tjockleken dN av mellanskiktet mellan de magnetiska skikten, vilket kan representeras som ett fenomenologiskt beroende

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

där är en viss GMR-normaliseringskoefficient, är den genomsnittliga fria vägen för elektroner i ett icke-magnetiskt material, d 0 är den effektiva tjockleken, med hänsyn tagen till shuntningen av de återstående elementen i strukturen [40] [43] . Vi kan ge ett liknande uttryck för beroendet av det ferromagnetiska lagrets tjocklek: $\delta _{{H0}}$ $\lambda _{N}$

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

Betydelsen av parametrarna i formeln är densamma som i föregående beroende, men nu för den använda ferromagneten [34] .

Flerskiktsstrukturer utan kommunikation (pseudo-spin-ventiler)

HMR-effekten kan också observeras i frånvaro av antiferromagnetisk parning av lager. I detta fall uppstår magnetoresistansen på grund av skillnaden i koercitivkrafter (till exempel mindre för permalloy och mer för kobolt ). I flerskiktsstrukturer av typen permalloy/ koppar /kobolt/koppar leder ett externt magnetfält till att man växlar mellan olika riktningar av mättnadsmagnetiseringen i lagren (parallell vid höga fält och antiparallell vid låga). Sådana system kännetecknas av ett mindre mättnadsfält och större än supergitter med antiferromagnetisk koppling [42] . En liknande effekt observeras också i strukturerna av kobolt och koppar. I själva verket innebär förekomsten av sådana strukturer att det nödvändiga villkoret för att observera HMR inte är närvaron av en koppling mellan skikten, utan en viss fördelning av det magnetiska momentet i strukturen, som kan styras av ett externt fält [44] . $\delta _{H}$

Omvänd GMR-effekt

I fallet med den omvända effekten observeras resistansminimum för den antiparallella orienteringen av magnetiseringen i supergitterskikten . Den omvända GMR-effekten observeras om de magnetiska skikten består av olika material, såsom Ni Cr / Cu / Co /Cu. Om vi skriver resistiviteten för skiktet för elektroner med motsatta spinnriktningar i formen , då för nickel-krom- och koboltskikten kommer tecknen på spinnsymmetrikoefficienten att vara olika. Med en tillräcklig tjocklek av NiCr-skiktet kommer dess bidrag att överstiga bidraget från koboltskiktet, vilket kommer att leda till observation av en omvänd effekt [23] . Eftersom inversionen av effekten endast beror på tecknet för produkten av koefficienterna i angränsande ferromagnetiska skikt, och inte på deras tecken separat, för att abstrahera från den specifika mekanismen för interaktionen mellan elektronspinn och atomernas magnetiska moment, tecknet anges ibland av författarna , vilket beaktas i den efterföljande presentationen [27] . $\rho _{{\uparrow ,\downarrow }}={\frac {2\rho _{F}}{1\pm \beta }}$ $\beta$ $\beta$ $\beta$

Det är känt att egenskaper som liknar nickel-kromskiktet kommer att uppvisas av nickel dopat med vanadin , medan legering med järn , kobolt , mangan , guld eller koppar inte kommer att leda till observation av en omvänd effekt i strukturen som betraktas ovan [45 ] .

HMS i granulära strukturer

HMR i granulära legeringar (upp till tiotals nanometer) av ferromagnetiska och icke-magnetiska metaller upptäcktes 1992 och förklarades därefter av spinnberoende spridning av strömbärare på ytan och i volymen av granuler. Granulerna bildar ferromagnetiska kluster, vanligtvis cirka 10 nm i diameter, omgivna av en icke-magnetisk metall, vilket kan beskrivas som ett effektivt filmsupergitter. En nödvändig förutsättning för materialen i sådana legeringar är den dåliga ömsesidiga lösligheten av komponenterna (till exempel kobolt och koppar). Sådana strukturers egenskaper påverkas starkt av glödgningstiden och temperaturen: en negativ GMR kan erhållas, som ökar med ökande temperatur [35] [46] .

Applikation

Sensorer på spinnventiler

Allmänt schema

Ett av de huvudsakliga tillämpningsområdena för HMS är mätteknik : på basis av effekten skapades magnetfältsensorer för olika ändamål (i läshuvudena på hårddiskar , där magnetfältets riktning bestäms i en cell som lagrar lite information [26] , biosensorer [34] , medel för att detektera och mäta svängningar i MEMS [34] , etc.). En typisk sensor som använder GMR-effekten består av sju lager:

kiselsubstrat .
bindningsskikt.
Sensoriskt (icke-fixerat, rörligt) lager.
icke-magnetiskt skikt.
Fixerande (nålning) lager.
Antiferromagnetiskt (fast) lager.
skyddande lager.

Tantal används ofta som ett bindande och skyddande lager , och koppar fungerar som ett icke-magnetiskt lager . I sensorskiktet kan magnetiseringen fritt orienteras av ett externt magnetfält. Den är gjord av NiFe-föreningar eller koboltlegeringar . Det antiferromagnetiska skiktet är gjort av FeMn- eller NiMn-filmer. Magnetiseringsriktningen i den bestäms av ett fixeringsskikt av ett hårt magnetiskt material , till exempel kobolt. En sådan sensor kännetecknas av en asymmetrisk hysteresloop , som är associerad med närvaron av ett hårt magnetiskt skikt som fixerar magnetiseringsriktningen i fältens funktionsområde [47] [48] .

Spinnventiler uppvisar också anisotrop magnetoresistans , vilket leder till en asymmetri i känslighetskurvan. Att ta hänsyn till det ger värdet av magnetoresistans, vilket sammanfaller mycket väl med det observerade i praktiken [49] .

Implementering på hårddiskar

På hårda magnetiska diskar (HDD) kodas information med hjälp av magnetiska domäner , när en magnetiseringsriktning i dem tilldelas en logisk enhet, och motsatsen - en logisk nolla. Skilj mellan longitudinella och vinkelräta inspelningsmetoder.

I den longitudinella metoden är domänerna belägna i plattans plan, det vill säga riktningen i dem är parallell med ytan. Ett övergångsområde ( domänvägg ) bildas alltid mellan domäner, i det område där ett magnetfält kommer till ytan . Om domänväggen bildades vid gränsen mellan domänernas två nordpoler , så riktas fältet utåt, och om det bildades av sydpolerna, inåt. För att avläsa magnetfältets riktning ovanför domänväggen, i sensorns antiferromagnetiska skikt, fixeras magnetiseringsriktningen vinkelrätt mot skivplattans plan och i sensorskiktet parallellt med det. Att ändra riktningen på det externa magnetfältet avleder magnetiseringen i sensorskiktet från jämviktspositionen uppåt eller nedåt. När avböjningsriktningen sammanfaller med riktningen i det fasta lagret minskar sensorns elektriska resistans , och vice versa detekteras en ökning av resistansen i olika riktningar. Således bestäms den ömsesidiga orienteringen av domänerna över vilka läshuvudet har passerat [50] .

För närvarande används det vertikala arrangemanget av domäner i stor utsträckning, vilket gör det möjligt att avsevärt öka bittätheten på waferytan [51] . I det här fallet kommer fältet som bildas av själva domänen upp till ytan.

Magnetisk RAM

En magnetoresistiv minnescell ( MRAM ) består av en struktur som liknar en sensor på en spinnventil . Värdet på den lagrade biten kan kodas av magnetiseringsriktningen i sensorskiktet, i detta fall fungerande som en informationsbärare. Avläsning sker genom att mäta strukturens motstånd . Fördelarna med denna teknik är, oavsett strömkälla [K 2] , låg strömförbrukning och hög hastighet [26] .

I en typisk minnesenhet för magnetoresistiv effekt som lagrar en bit information, placeras en GMR-struktur i CIP-format mellan två ledare orienterade vinkelrätt mot varandra. Dessa ledare kallas rad- och kolumnlinjer. Elektriska strömpulser som passerar genom ledningarna genererar ett virvelmagnetfält som verkar på GMR-strukturen. Konturerna av fältkraftslinjerna är nära i form av ellipser , och fältets riktning (medurs eller moturs) bestäms av strömriktningen längs linjen. I detta fall används en GMR-struktur, vars magnetisering inuti är orienterad längs strängens linje.

Således är riktningen för fältet som skapas av kolumnlinjen riktad nästan parallellt med de magnetiska momenten , och den kan inte vända om dem. Stränglinjen skapar ett fält vinkelrätt mot dem och kan, oavsett fältets storlek, bara rotera magnetiseringen 90°. Med den samtidiga passagen av pulser längs linjerna av rader och kolumner kommer det totala magnetfältet vid platsen för GMR-strukturen att riktas i en spetsig vinkel med avseende på vissa moment och i en trubbig vinkel med avseende på andra. Om fältvärdet överstiger ett visst kritiskt värde kommer det senare att ändra riktning.

Olika scheman för att lagra och läsa information från den beskrivna cellen används. I en av dem lagras information i ett rörligt lager av strukturen. Läsoperationen avgör sedan om strukturens resistans har förändrats när magnetfältet appliceras. I detta fall raderas läsbiten och den måste skrivas till cellen igen. I ett annat schema lagras information i ett fast lager, vilket kräver högre strömmar för skrivning jämfört med läsströmmar [52] .

Hittills, i fallet med MRAM, har den gigantiska magnetoresistiva effekten gett vika för tunneleffekten [53] . Sådana strukturer kräver också grindelement för att förhindra ströströmmar mellan minnesceller. Ett sådant ventilelement kan vara en MOS-transistor , till vars avlopp GMS-strukturen är ansluten, till source- ground och till grinden - en av ledningarna som används för avläsning [54] .

Andra användningsområden

Magnetoresistiva isolatorer för beröringsfri signalöverföring mellan två galvaniskt isolerade delar av elektriska kretsar demonstrerades första gången 1997 som ett alternativ till optokopplare på grund av bättre integrerbarhet . En Wheatstone-brygga med fyra identiska GMR-enheter är okänslig för ett enhetligt magnetfält och reagerar endast när fältens riktningar är antiparallella i angränsande ben på bron. Liknande enheter, demonstrerade 2003 , kan användas som linjära frekvenssvarslikriktare . Generaliserad till fyra oberoende strömmar, en liknande bryggkrets (transpinor, engelsk transpinnor ) gjordes av Siongte Bai 2002 och kan användas som en logisk gate [34] [55] .

Se även

Anteckningar

Kommentarer

↑ Schemat visar inte närvaron av magnetisk hysteres , eftersom formen på dess slinga i supergittret beror avsevärt på tjockleken på det icke-magnetiska lagret. I Firths experiment observerades en väl uttalad hysteres med ett mättnadsfält på cirka 4 kG och en restmagnetisering på cirka 60 % av mättnadsmagnetiseringen vid en tjocklek av det omagnetiska mellanskiktet lika med nm. Men när den minskade till ett värde på 0,9 nm, motsvarande den högsta uppnådda HMR, reducerades slingan till en smal långsträckt figur med ett mättnadsfält på 20 kG och en låg 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 . ) $d_{{Cu}}=1.8$ $d_{{Cu}}$
↑ Att spara tillståndet för en cell som lagrar en bit information när strömmen är avstängd är möjligt på grund av närvaron av en potentiell barriär som måste övervinnas för att omorientera magnetiseringsriktningen i det fria (touch)lagret under övergången mellan parallella och antiparallella tillstånd av strukturen (se Denny D. Tang, Yuan - Jen Lee, Magnetic Memory: Fundamentals and Technology - Cambridge University Press, 2010. - P. 103. - 208 s. - ISBN 978-0521449649 . ).

Källor

↑ 1 2 3 4 5 6 Nikitin S. A. Giant magnetoreresistance // Soros Review Journal. - 2004. - T. 8 , nr 2 . - S. 92-98 .
↑ 1 2 E. L. Nagaev. Lantanmanganiter och andra magnetiska ledare med gigantisk magnetresistans // Uspekhi Fizicheskikh Nauk . - Ryska vetenskapsakademin , 1996. - T. 166 , nr 8 . - S. 833-858 . - doi : 10.3367/UFNr.0166.199608b.0833 . (ryska)
↑ Kolossal magnetoresistans, laddningsordning och relaterade egenskaper hos manganoxider / Ed. av CNR Rao och B. Raveau. - World Scientific Publishing Co, 1998. - P. 2. - 356 sid. - ISBN 978-981-02-3276-4 .
↑ Hirota, E., Sakakima, H., Inomata, K. Giant Magneto-Resistance Devices. - Springer, 2002. - S. 30. - 177 sid. — ISBN 978-3-540-41819-1 .
↑ Ya. M. Mukovsky. Erhållning och egenskaper hos material med kolossal magnetresistens // Ros. chem. och. - 2001. - T. XLV , nr 5-6 . - S. 32-41 .
↑ Alfred Brian Pippard. Magnetresistens i metaller. - Cambridge University Press, 2009. - Vol. 2. - P. 8. - 268 sid. - (Cambridge Studies in Low Temperature Physics). — ISBN 9780521118804 .
↑ 1 2 3 4 5 6 7 8 Claude Chappert, Albert Fert och Frédéric Nguyen Van Dau. The emergence of spin electronics in data storage (engelska) // Nature Materials : journal. - 2007. - Vol. 6 . - s. 813-823 . - doi : 10.1038/nmat2024 .
↑ Hirota, E., Sakakima, H., Inomata, K. Giant Magneto-Resistance Devices. - Springer, 2002. - S. 23. - 177 sid. — ISBN 978-3-540-41819-1 .
↑ Nobelpriset i fysik 2007 . Nobelprisets officiella webbplats. Hämtad 27 februari 2011. Arkiverad från originalet 10 augusti 2011.
↑ Frederick Seitz, David Turnbull. Framsteg inom forskning och tillämpningar. - Academic Press, 1957. - Vol. 5. - P. 31. - 455 sid. — (Fysik i fasta tillståndet). — ISBN 978-0126077056 .
↑ Aboaf JA Nya magnetoresistiva material (eng.) (9 oktober 1984). — USA-patent nr. 4476454. Hämtad 11 april 2011.
↑ 1 2 Firth A. Spintronics ursprung, utveckling och framtidsutsikter // UFN. - 2008. - T. 178 , nr 12 . - S. 1336-1348 . - doi : 10.3367/UFNr.0178.200812f.1336 . (ryska)
↑ 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 och J. Chazelas. Giant Magnetoreresistance of (001)Fe/(001)Cr Magnetic Superlattices (engelska) // Physical Review Letters : journal. - 1988. - Vol. 61 , nr. 21 . - P. 2472-2475 . - doi : 10.1103/PhysRevLett.61.2472 .
↑ Tsymbal EY och Pettifor DG Perspectives of Giant Magnetoresistance // Fasta tillståndets fysik / Ed. av Henry Ehrenreich, Frederick Seitz, David Turnbull, Frans Spaepen. - Academic Press, 2001. - Vol. 56. - S. 120. - 483 sid. — (Solid State Physics: Advances in Research and Applications). — ISBN 9780126077568 .
↑ RE Camley och J. Barnaś. Teori om gigantiska magnetoresistanseffekter i magnetiska skiktade strukturer med antiferromagnetisk koppling // Phys . Varv. Lett : journal. - 1989. - Vol. 63 , nr. 6 . - s. 664-667 . - doi : 10.1103/PhysRevLett.63.664 .
↑ Peter M. Levy, Shufeng Zhang, Albert Fert. Elektrisk ledningsförmåga hos magnetiska flerskiktsstrukturer (engelska) // Phys. Varv. Lett : journal. - 1990. - Vol. 65 , nr. 13 . - P. 1643-1646 . - doi : 10.1103/PhysRevLett.65.1643 .
↑ 1 2 T. Valet, A. Fert. Teori om den vinkelräta magnetoresistansen i magnetiska flerskikt (engelska) // Physical Review B : journal. - 1993. - Vol. 48 , nr. 10 . - P. 7099-7113 . - doi : 10.1103/PhysRevB.48.7099 .
↑ Nagasaka K. et al. CPP-GMR-teknik för framtida magnetisk inspelning med hög densitet . Fujitsu (30 juni 2005). Hämtad 11 april 2011. Arkiverad från originalet 10 augusti 2011.
↑ KHJ Buschow. Kortfattad uppslagsbok över magnetiska och supraledande material . — 2:a. - Elsevier, 2005. - S. 580 . — 1339 sid. — ISBN 9780080445861 .
↑ Tsymbal EY och Pettifor DG Perspectives of Giant Magnetoresistance // Fasta tillståndets fysik / Ed. av Henry Ehrenreich, Frederick Seitz, David Turnbull, Frans Spaepen. - Academic Press, 2001. - Vol. 56. - S. 122. - 483 sid. — (Solid State Physics: Advances in Research and Applications). — ISBN 9780126077568 .
↑ Tsymbal EY och Pettifor DG Perspectives of Giant Magnetoresistance // Fasta tillståndets fysik / Ed. av Henry Ehrenreich, Frederick Seitz, David Turnbull, Frans Spaepen. - Academic Press, 2001. - Vol. 56. - S. 126-132. — 483 sid. — (Solid State Physics: Advances in Research and Applications). — ISBN 9780126077568 .
↑ Savelyev I. V. Elektricitet och magnetism // Kurs i allmän fysik. - M . : Astrel AST, 2004. - T. 2. - S. 271-274. — 336 sid. - 5000 exemplar. — ISBN 5-17-003760-0 .
↑ 1 2 K. HJ Buschow. Kortfattad uppslagsbok över magnetiska och supraledande material . — 2:a. - Elsevier, 2005. - S. 254 . — 1339 sid. — ISBN 9780080445861 .
↑ Stöhr, J. och Siegmann, HC Magnetism: From Fundamentals to Nanoscale Dynamics. - Springer-Verlag Berlin Heidelberg, 2006. - S. 638. - 820 sid. — ISBN 978-3540302827 .
↑ J. Inoue, T. Tanaka och H. Kontani. Anomala och spin Hall-effekter i magnetiska granulära filmer (engelska) // Physical Review B : journal. - 2009. - Vol. 80 , nej. 2 . — P. 020405(R) . - doi : 10.1103/PhysRevB.80.020405 .
↑ 1 2 3 4 Ph.D. A.V. Khvalkovsky. Jättemagnetresistens: från upptäckt till Nobelpriset (inte tillgänglig länk) . AMT&C. Datum för åtkomst: 27 februari 2011. Arkiverad från originalet den 8 januari 2015. (obestämd)
↑ 1 2 3 Bass, J., Pratt, WP Current-perpendicular (CPP) magnetoresistance in magnetic metallic multilayer (engelska) // JMMM : journal. - 1999. - Vol. 200 . - s. 274-289 . - doi : 10.1016/S0304-8853(99)00316-9 .
↑ O. V. Tretyak, V. A. Lvov, O. V. Barabanov. Fysiska grunder för spinelektronik. - K . : Kievs universitet, 2002. - S. 243. - 314 sid. — ISBN 966-594-323-5 .
↑ O. V. Tretyak, V. A. Lvov, O. V. Barabanov. Fysiska grunder för spinelektronik. - K . : Kievs universitet, 2002. - S. 258-261, 247-248. — 314 sid. — ISBN 966-594-323-5 .
↑ O. V. Tretyak, V. A. Lvov, O. V. Barabanov. Fysiska grunder för spinelektronik. - K . : Kievs universitet, 2002. - S. 258-261. — 314 sid. — ISBN 966-594-323-5 .
↑ O. V. Tretyak, V. A. Lvov, O. V. Barabanov. Fysiska grunder för spinelektronik. - K . : Kievs universitet, 2002. - S. 247-248. — 314 sid. — ISBN 966-594-323-5 .
↑ Stöhr, J. och Siegmann, HC Magnetism: From Fundamentals to Nanoscale Dynamics. - Springer-Verlag Berlin Heidelberg, 2006. - S. 641. - 820 sid. — ISBN 978-3540302827 .
↑ Stöhr, J. och 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. Nya magnetoelektroniska material och enheter . Jättemagnetoresistans och magnetiska interaktioner i utbytesförspända spinnventiler. Föreläsningsanteckningar . Technische Universiteit Eindhoven (2003). Hämtad 25 april 2011. Arkiverad från originalet 10 augusti 2011.
↑ 1 2 A. B. Granovsky, M. Ilyin, A. Zhukov, V. Zhukova, H. Gonzalez. Jättemagnetoresistens hos granulära mikrotrådar: spinnberoende spridning i intergranulära utrymmen // FTT. - 2011. - T. 53 , nr 2 . - S. 299-301 .
↑ KHJ Buschow. Kortfattad uppslagsbok över magnetiska och supraledande material . — 2:a. - Elsevier, 2005. - S. 248 . — 1339 sid. — ISBN 9780080445861 .
↑ Dali Sun, Lifeng Yin, Chengjun Sun, Hangwen Guo, Zheng Gai, X.-G. Zhang, TZ Ward, Zhaohua Cheng och Jian Shen. Jättemagnetisk motstånd i organiska spinnventiler // Fysisk . Varv. Lett : journal. - 2010. - Vol. 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 och Guangping Li. Magnetresistens i rumstemperatur över en miljard procent i en nanobandenhet av grafen // Physical Review B : journal . - 2010. - Vol. 81 , nr. 23 . — S. 233403 . - doi : 10.1103/PhysRevB.81.233403 .
↑ Ultratunna magnetiska strukturer / Ed. av B. Heinrich och J.A.C. Bland. - Springer, 2005. - Vol. IV. - S. 161-163. — 257 sid. - (Tillämpning av nanomagnetism). — ISBN 978-3-540-21954-5 .
↑ 1 2 Evgeny Tsymbal. GMR- strukturer . University of Nebraska-Lincoln. Hämtad 11 april 2011. Arkiverad från originalet 10 augusti 2011.
↑ Hari Singh Nalwa. Handbok för tunnfilmsmaterial: Nanomaterial och magnetiska tunnfilmer. - Academic Press, 2002. - Vol. 5. - P. 518-519. — 633 sid. — ISBN 9780125129084 .
↑ 1 2 Hari Singh Nalwa. Handbok för tunnfilmsmaterial: Nanomaterial och magnetiska tunnfilmer. - Academic Press, 2002. - Vol. 5. - S. 519. - 633 sid. — ISBN 9780125129084 .
↑ Hari Singh Nalwa. Handbok för tunnfilmsmaterial: Nanomaterial och magnetiska tunnfilmer. - Academic Press, 2002. - Vol. 5. - P. 519, 525-526. — 633 sid. — ISBN 9780125129084 .
↑ Pu F.C. Aspects of Modern Magnetism: Lecture Notes of the Eightth Chinese International Summer School of Physics Peking, Kina 28 augusti-7 september, 1995 / Ed. av YJ Wang, CH Shang. - World Scientific Pub Co Inc, 1996. - S. 122 . — 271 sid. — ISBN 978-9810226015 .
↑ Guimaraes, Alberto P. Principer för nanomagnetism. — Springer, 2009. — S. 132. — 224 sid. — ISBN 978-3-642-01481-9 .
↑ Magnetiska domäner i granulära GMR-material . National Institute of Standards and Technology. Hämtad 12 mars 2011. Arkiverad från originalet 10 augusti 2011. (obestämd)
↑ Elliot Brown och Matthew Wormington. En undersökning av gigantiska magnetoresistans (GMR) spinvalvestrukturer med röntgendiffraktion och reflektivitet . Internationella centret för diffraktionsdata. Hämtad 12 mars 2011. Arkiverad från originalet 10 augusti 2011. (obestämd)
↑ B.C. Dodrill, B.J. Kelley. Magnetisk in-line metrologi för GMR-spinventilsensorer . Lake Shore Cryotronics, Inc. Hämtad 12 mars 2011. Arkiverad från originalet 10 augusti 2011. (obestämd)
↑ Magnetiska flerskikt och jättemagnetoresistans / Ed. av U. Hartmann. - Springer, 2000. - Vol. 37. - S. 111. - 321 sid. - (Springer Series in Surface Sciences). — ISBN 978-3-540-65568-8 .
↑ O. V. Tretyak, V. A. Lvov, O. V. Barabanov. Fysiska grunder för spinelektronik. - K . : Kievs universitet, 2002. - S. 285-286. — 314 sid. — ISBN 966-594-323-5 .
↑ Martin Jaeger. "Att förstöra myterna": magnetfältet och hårddisken . Chip Online UA (26 april 2011). Hämtad 30 april 2011. Arkiverad från originalet 10 augusti 2011. (ryska)
↑ O. V. Tretyak, V. A. Lvov, O. V. Barabanov. Fysiska grunder för spinelektronik. - K . : Kievs universitet, 2002. - S. 289-291. — 314 sid. — ISBN 966-594-323-5 .
↑ Zaitsev D. D. Magnetoresistans, tunnel . Ordbok för nanoteknik och nanoteknikrelaterade termer . Rosnano. Hämtad 11 april 2011. Arkiverad från originalet 10 augusti 2011. (obestämd)
↑ Denny D. Tang, Yuan-Jen Lee. Magnetiskt minne: grunder och teknik . - Cambridge University Press, 2010. - S. 93-95 . — 208 sid. — 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

Artiklar

Fert A. Spintronics ursprung, utveckling och framtidsutsikter // Phys. - 2008. - T. 178 , nr 12 . - S. 1336-1348 . - doi : 10.3367/UFNr.0178.200812f.1336 . (ryska)

P. Grünberg, R. Schreiber, Y. Pang, M.B. Brodsky och H. Sowers. Layered Magnetic Structures: Bevis för antiferromagnetisk koppling av Fe-lager över Cr-mellanskikt // Physical Review Letters : journal . - 1986. - Vol. 57 , nr. 19 . - P. 2442-2445 . - doi : 10.1103/PhysRevLett.57.2442 . — PMID 10033726 .
A. Vedyayev, M. Chshiev, N. Ryzhanova, B. Dieny, C. Cowache och F. Brouers. En enhetlig teori om jättemagnetoresistans CIP och CPP i magnetiska smörgåsar (engelska) // JMMM : journal. - 1997. - Vol. 172 , nr. 1-2 . - S. 53-60 . - doi : 10.1016/S0304-8853(97)00081-4 .
Bazaliy, YB, Jones, BA och Zhang, S.-C. Modifiering av Landau-Lifshitz-ekvationen i närvaro av en spinnpolariserad ström i kolossal- och jättemagnetoresistiva material // PRB : journal. - 1998. - Vol. 57 , nr. 6 . - P.R3213-R3216 . - doi : 10.1016/S0304-8853(97)00081-4 .

Böcker

Hirota, E., Sakakima, H., Inomata, K. Giant Magneto-Resistance Devices. - Springer, 2002. - 177 sid. — ISBN 978-3-540-41819-1 .
Adrian D. Torres, Daniel A. Perez. Jättemagnetmotstånd: Ny forskning. - Nova Science Publishers, 2008. - 289 sid. — ISBN 9781604567335 .
Nicola A. Spaldin. Magnetiska material: grunder och tillämpningar. — 2:a uppl. - Cambridge University Press: 2010. - 288 sid. — ISBN 9780521886697 .
Peter R Savage. Jättemagnetisk motstånd: Teknik och marknader för sensorer, disklagring, Mram och Spintronics. - John Wiley & Sons Inc., 2000. - Vol. 276. - 136 sid. — (Tekniska insikter). — ISBN 9780471414162 .

Länkar

O. Baklitskaya. Nobelpris 2007. Jättemagnetoresistans är en triumf för grundläggande vetenskap (otillgänglig länk) . Vetenskap och liv . Hämtad 27 februari 2011. Arkiverad från originalet 25 mars 2012. (obestämd)
I. Ivanov. Nobelpriset i fysik - 2007 . Elementy.ru (16 oktober 2007). Hämtad 27 april 2011. Arkiverad från originalet 10 augusti 2011. (obestämd)
Moderna magnetiska lagringsmedia. Magnetiska inspelnings- och uppspelningsenheter. magneto-optiska lagringsmedia. . Forskningsinstitutet för kärnfysik. D. V. Skobeltsyn. Hämtad 30 april 2011. Arkiverad från originalet 10 augusti 2011. (obestämd)
Jose Ignacio Pascual. Magnetism och magnetiska material . Freie Universität Berlin. — Presentation om grunderna i magnetism och effekten av jättemagnetoresistans. Hämtad 14 maj 2011. Arkiverad från originalet 10 augusti 2011.
Nobelmotstånd: Hårddiskpriset (länk otillgänglig) . Popular Mechanics Magazine ( 10 oktober 2007). Tillträdesdatum: 29 juni 2011. Arkiverad från originalet 19 februari 2012. (obestämd)

Ordböcker och uppslagsverk	Stor norsk Britannica (online)