Гигантское магнитосопротивление

Феномен изменения проводимости в металлических слоях

Гигантское магнитосопротивление ( ГМР ) — это квантовомеханический эффект магнитосопротивления , наблюдаемый в мультислоях , состоящих из чередующихся ферромагнитных и немагнитных проводящих слоев. Нобелевская премия по физике 2007 года была присуждена Альберту Ферту и Петеру Грюнбергу за открытие ГМР, которое также закладывает основу для изучения спинтроники .

Эффект наблюдается как значительное изменение электрического сопротивления в зависимости от того, расположены ли намагниченность соседних ферромагнитных слоев параллельно или антипараллельно . Общее сопротивление относительно низкое при параллельном расположении и относительно высокое при антипараллельном. Направление намагничивания можно контролировать, например, путем приложения внешнего магнитного поля. Эффект основан на зависимости рассеяния электронов от ориентации спина.

Основное применение GMR — в датчиках магнитного поля , которые используются для считывания данных с жестких дисков , биосенсорах , микроэлектромеханических системах (МЭМС) и других устройствах. ^[1] Многослойные структуры GMR также используются в магниторезистивной оперативной памяти (MRAM) в качестве ячеек, хранящих один бит информации.

В литературе термин гигантское магнитосопротивление иногда путают с колоссальным магнитосопротивлением ферро- и антиферромагнитных полупроводников, не связанным с многослойной структурой. ^{[2] [3]}

Основополагающие результаты Альберта Ферта и Питера Грюнберга (1988): изменение сопротивления сверхрешеток Fe/Cr при 4,2 К во внешнем магнитном поле H. Ток и магнитное поле были параллельны оси [110] . Стрелка справа показывает максимальное изменение сопротивления. H _s – поле насыщения. ^{[примечание 1]}

Формулировка

Магнитосопротивление – это зависимость электрического сопротивления образца от силы внешнего магнитного поля. Численно он характеризуется величиной

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

где R(H) — сопротивление образца в магнитном поле H, а R(0) соответствует H = 0. ^[4] Альтернативные формы этого выражения могут использовать электрическое сопротивление вместо сопротивления, другой знак для δ _H , ^[5] и иногда нормируются R(H), а не R(0). ^[6]

Термин «гигантское магнитосопротивление» указывает на то, что величина δ _H для многослойных структур значительно превышает анизотропное магнитосопротивление, типичное значение которого находится в пределах нескольких процентов. ^{[7] [8]}

История

ГМР был открыт в 1988 году независимо ^{[9] [10]} группами Альберта Ферта из Университета Париж-Юг , Франция, и Питера Грюнберга из Исследовательского центра Юлиха , Германия. Практическая значимость этого экспериментального открытия была признана Нобелевской премией по физике, присужденной Ферту и Грюнбергу в 2007 году. ^[11]

Первые шаги

Первая математическая модель, описывающая влияние намагниченности на подвижность носителей заряда в твердых телах , связанную со спином этих носителей, была опубликована в 1936 году. Экспериментальные доказательства потенциального увеличения δ _H известны с 1960-х годов. К концу 1980-х годов анизотропное магнитосопротивление было хорошо изучено ^{[12] [13]} , но соответствующее значение δ _H не превышало нескольких процентов. ^[7] Увеличение δ _H стало возможным с появлением таких методов подготовки образцов, как молекулярно-лучевая эпитаксия , которая позволяет изготавливать многослойные тонкие пленки толщиной несколько нанометров. ^[14]

Эксперимент и его интерпретация

Ферт и Грюнберг исследовали электрическое сопротивление конструкций, включающих ферромагнитные и неферромагнитные материалы. В частности, Ферт работал над многослойными пленками, а Грюнберг в 1986 году обнаружил антиферромагнитное обменное взаимодействие в пленках Fe/Cr. ^[14]

Работа по открытию GMR проводилась обеими группами на несколько разных образцах. Группа Ферта использовала сверхрешетки (001)Fe/(001)Cr, в которых слои Fe и Cr наносились в высоком вакууме на подложку (001) GaAs, хранившуюся при температуре 20 °C, а измерения магнитосопротивления проводились при низкой температуре (обычно 4,2). К). ^[10] Работа Грюнберга была выполнена на мультислоях Fe и Cr на (110) GaAs при комнатной температуре. ^[9]

В мультислоях Fe/Cr со слоями железа толщиной 3 нм увеличение толщины немагнитных слоев Cr с 0,9 до 3 нм ослабляло антиферромагнитную связь между слоями Fe и уменьшало поле размагничивания, которое также уменьшалось при нагревается от 4,2 К до комнатной температуры. Изменение толщины немагнитных слоев привело к значительному уменьшению остаточной намагниченности в петле гистерезиса. Электрическое сопротивление изменилось до 50% при внешнем магнитном поле при 4,2 К. Ферт назвал новый эффект гигантским магнитосопротивлением, чтобы подчеркнуть его отличие от анизотропного магнитосопротивления. ^{[10] [15]} Эксперимент Грюнберга ^[9] сделал то же открытие, но эффект был менее выраженным (3% по сравнению с 50%) из-за того, что образцы находились при комнатной температуре, а не при низкой температуре.

Первооткрыватели предположили, что эффект основан на спин-зависимом рассеянии электронов в сверхрешетке, в частности на зависимости сопротивления слоев от взаимной ориентации намагниченности и спинов электронов. ^{[9] [10]} Теория ГМС для различных направлений тока была разработана в последующие несколько лет. В 1989 году Кэмли и Барнась рассчитали геометрию «тока в плоскости» (CIP), где ток течет вдоль слоев, в классическом приближении ^[16] , тогда как Леви и др. использовал квантовый формализм. ^[17] Теория ГМС для тока, перпендикулярного слоям (ток, перпендикулярный плоскости или геометрия CPP), известная как теория Вале-Ферта, была опубликована в 1993 году. ^[18] Приложения поддерживают геометрию CPP ^[19] поскольку он обеспечивает больший коэффициент магнитосопротивления (δ _H ), ^[20] , что приводит к большей чувствительности устройства. ^[21]

Теория

Основы

Спин-зависимое рассеяние

Электронная плотность состояний (ЭПС) в магнитных и немагнитных металлах. 1: структура двух ферромагнитных и одного немагнитного слоев (стрелками указано направление намагничивания). 2: расщепление ПЭС для электронов с разными направлениями спина для каждого слоя (стрелками указано направление спина). Ф: Уровень Ферми . Магнитный момент антипараллелен направлению полного спина на уровне Ферми.

В магнитоупорядоченных материалах решающее влияние на электрическое сопротивление оказывает рассеяние электронов на магнитной подрешетке кристалла, образованной кристаллографически эквивалентными атомами с ненулевыми магнитными моментами. Рассеяние зависит от взаимной ориентации спинов электронов и этих магнитных моментов: оно самое слабое, когда они параллельны, и самое сильное, когда они антипараллельны; он относительно силен в парамагнитном состоянии, в котором магнитные моменты атомов имеют случайную ориентацию. ^{[7] [22]}

У хороших проводников, таких как золото или медь, уровень Ферми лежит внутри sp -зоны, а d -зона полностью заполнена. В ферромагнетиках зависимость рассеяния электронов на атомах от ориентации их магнитных моментов связана с заполнением зоны, ответственной за магнитные свойства металла, например, 3d- зоны для железа , никеля или кобальта . d - зона ферромагнетиков расщеплена, так как содержит разное количество электронов со спинами, направленными вверх и вниз. Поэтому плотность электронных состояний на уровне Ферми также различна для спинов, направленных в противоположные стороны. Уровень Ферми для электронов с основным спином расположен внутри sp- зоны, и их транспорт в ферромагнетиках и немагнитных металлах аналогичен. Для электронов с неосновным спином sp- и d -зоны гибридизированы, а уровень Ферми лежит внутри d- зоны. Гибридизированная spd- зона имеет высокую плотность состояний, что приводит к более сильному рассеянию и, следовательно, к более короткой длине свободного пробега λ для электронов с неосновным спином, чем для электронов с основным спином. В никеле, легированном кобальтом, отношение λ _↑ /λ _↓ может достигать 20. ^[23]

Согласно теории Друде , проводимость пропорциональна λ, которая в тонких металлических пленках составляет от нескольких до нескольких десятков нанометров. Электроны «запоминают» направление вращения в пределах так называемой длины спиновой релаксации (или длины спиновой диффузии), которая может значительно превышать длину свободного пробега. Спин-зависимый транспорт относится к зависимости электропроводности от направления вращения носителей заряда. В ферромагнетиках это происходит за счет электронных переходов между нерасщепленной 4s- и расщепленной 3d - зонами. ^[7]

В некоторых материалах взаимодействие между электронами и атомами является наиболее слабым, когда их магнитные моменты антипараллельны, а не параллельны. Сочетание обоих типов материалов может привести к так называемому обратному эффекту ГМР. ^{[7] [24]}

Зонная структура (слева) и плотность состояний (справа)

• 
  Медь (немагнитный металл). F – уровень Ферми. Вертикальная ось — энергия в эВ.
• 
  Кобальт (большинство вращений)
• 
  Кобальт (вращение меньшинства)

Геометрия CIP и CPP

Спиновые клапаны в считывающей головке датчика с геометриями CIP (слева) и CPP (справа). Красный: провода, подающие ток на датчик, зеленый и желтый: ферромагнитные и немагнитные слои. В: разность потенциалов.

Электрический ток можно пропускать через магнитные сверхрешетки двумя способами. В геометрии «ток в плоскости» (CIP) ток течет вдоль слоев, а электроды расположены на одной стороне структуры. В конфигурации тока перпендикулярно плоскости (CPP) ток проходит перпендикулярно слоям, а электроды расположены по разные стороны сверхрешетки. ^[7] Геометрия CPP приводит к увеличению GMR более чем в два раза, но ее сложнее реализовать на практике, чем конфигурацию CIP. ^{[25] [26]}

Транспорт носителей через магнитную сверхрешетку

Спиновой клапан на основе эффекта ГМР. ФМ: ферромагнитный слой (стрелками указано направление намагничивания), НМ: немагнитный слой. Электроны со спинами вверх и вниз по-разному рассеиваются в клапане.

Магнитное упорядочение различается в сверхрешетках с ферромагнитным и антиферромагнитным взаимодействием между слоями. В первом случае направления намагниченности одинаковы в разных ферромагнитных слоях в отсутствие приложенного магнитного поля, тогда как во втором случае в мультислое чередуются противоположные направления. Электроны, движущиеся через ферромагнитную сверхрешетку, взаимодействуют с ней значительно слабее, когда направления их спина противоположны намагниченности решетки, чем когда они параллельны ей. Для антиферромагнитной сверхрешетки такая анизотропия не наблюдается; в результате он рассеивает электроны сильнее, чем ферромагнитная сверхрешетка, и обладает более высоким электрическим сопротивлением. ^[7]

Применение эффекта ГМР требует динамического переключения между параллельной и антипараллельной намагниченностью слоев в сверхрешетке. В первом приближении плотность энергии взаимодействия двух ферромагнитных слоев, разделенных немагнитным слоем, пропорциональна скалярному произведению их намагниченностей:

${\displaystyle w=-J(\mathbf {M} _{1}\cdot \mathbf {M} _{2}).}$

Коэффициент J является колебательной функцией толщины немагнитного слоя d _s ; поэтому J может менять свою величину и знак. Если значение d _s соответствует антипараллельному состоянию, то внешнее поле может переключить сверхрешетку из антипараллельного состояния (высокое сопротивление) в параллельное состояние (низкое сопротивление). Полное сопротивление конструкции можно записать как

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

где R ₀ — сопротивление ферромагнитной сверхрешетки, ΔR — приращение ГМС и θ — угол между намагниченностями соседних слоев. ^[25]

Математическое описание

Явление ГМР можно описать с помощью двух каналов проводимости, связанных со спином, соответствующих проводимости электронов, для которых сопротивление минимально или максимально. Связь между ними часто определяют через коэффициент спиновой анизотропии β. Этот коэффициент можно определить, используя минимум и максимум удельного электросопротивления ρ _F± для спин-поляризованного тока в виде

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

где ρ _F — среднее удельное сопротивление ферромагнетика. ^[27]

Модель резистора для структур CIP и CPP

Если рассеяние носителей заряда на границе раздела ферромагнитного и немагнитного металла невелико, а направление спинов электронов сохраняется достаточно долго, удобно рассмотреть модель, в которой полное сопротивление образца представляет собой комбинацию сопротивления магнитного и немагнитного слоев.

В этой модели имеются два канала проводимости для электронов с различными направлениями спинов относительно намагниченности слоев. Следовательно, эквивалентная схема структуры ГМР состоит из двух параллельных соединений, соответствующих каждому из каналов. В этом случае GMR можно выразить как

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

Здесь индекс R обозначает коллинеарную и противоположно ориентированную намагниченность в слоях, χ = b/a — соотношение толщин магнитного и немагнитного слоев, ρ _N — удельное сопротивление немагнитного металла. Это выражение применимо как для структур CIP, так и для CPP. При условии, что это соотношение можно упростить, используя коэффициент спиновой асимметрии ${\displaystyle \chi \rho _{N}\ll \rho _{F\pm }}$

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

Такое устройство, сопротивление которого зависит от ориентации спина электрона, называется спиновым клапаном . Он «открыт», если намагниченности его слоев параллельны, и «закрыт» в противном случае. ^[28]

Модель Валет-Ферта

В 1993 году Тьерри Вале и Альберт Ферт представили модель гигантского магнитосопротивления в геометрии CPP, основанную на уравнениях Больцмана. В этой модели химический потенциал внутри магнитного слоя разделен на две функции, соответствующие электронам со спинами, параллельными и антипараллельными намагниченности слоя. Если немагнитный слой достаточно тонкий, то во внешнем поле Е ₀ поправки к электрохимическому потенциалу и полю внутри образца примут вид

${\displaystyle \Delta \mu ={\frac {\beta }{1-\beta ^{2}}}eE_{0}\ell _{s}e^{z/\ell _{s}},}$

${\displaystyle \Delta E={\frac {\beta ^{2}}{1-\beta ^{2}}}eE_{0}\ell _{s}e^{z/\ell _{s}},}$

где ℓ _s — средняя длина спиновой релаксации, а координата z отсчитывается от границы между магнитным и немагнитным слоями (z < 0 соответствует ферромагнитному). ^[18] Таким образом, электроны с большим химическим потенциалом будут накапливаться на границе ферромагнетика. ^[29] Это может быть представлено потенциалом накопления спина V _AS или так называемым интерфейсным сопротивлением (присущим границе между ферромагнетиком и немагнитным материалом).

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

где j — плотность тока в образце, ℓ _sN и ℓ _sF — длина спиновой релаксации в немагнитном и магнитном материалах соответственно. ^[30]

Подготовка устройства

Материалы и экспериментальные данные

Многие комбинации материалов демонстрируют GMR ^[31] , наиболее распространенными являются следующие:

• ФеХр ^[10]
• Co ₁₀ Cu ₉₀ : δ _H = 40% при комнатной температуре ^[32]
• [110]Co ₉₅ Fe ₅ /Cu: δ _H = 110% при комнатной температуре. ^[31]

Магнитосопротивление зависит от многих параметров, таких как геометрия устройства (CIP или CPP), его температура, толщины ферромагнитных и немагнитных слоев. При температуре 4,2 К и толщине слоев кобальта 1,5 нм увеличение толщины слоев меди d _Cu от 1 до 10 нм приводило к уменьшению δ _H с 80 до 10 % в CIP-геометрии. В то же время в геометрии CPP максимум δ _H (125 %) наблюдался при d _Cu = 2,5 нм, а увеличение d _Cu до 10 нм колебательным образом снижало δ _{H до 60 %.} ^[33]

При нагреве сверхрешетки Co(1,2 нм)/Cu(1,1 нм) от температуры, близкой к нулю, до 300 К ее δ _H уменьшалась с 40 до 20% в геометрии CIP и со 100 до 55% в геометрии CPP. ^[34]

Немагнитные слои могут быть неметаллическими. Например, для органических слоев было продемонстрировано δ _H до 40% при 11 К. ^[35] Графеновые спиновые клапаны различных конструкций показали δ _H около 12% при 7 К и 10% при 300 К, что намного ниже теоретического предела 109%. ^[36]

Эффект ГМР можно усилить с помощью спиновых фильтров, отбирающих электроны с определенной ориентацией спина; они сделаны из металлов, таких как кобальт. Для фильтра толщиной t изменение проводимости ΔG можно выразить как

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

где ΔG _SV – изменение проводимости спинового клапана без фильтра, ΔG _f – максимальное увеличение проводимости с фильтром, а β – параметр материала фильтра. ^[37]

Виды ГМР

GMR часто классифицируют по типу устройств, проявляющих этот эффект. ^[38]

Фильмы

Антиферромагнитные сверхрешетки

ГМР в пленках впервые наблюдался Фертом и Грюнбергом при исследовании сверхрешеток, состоящих из ферромагнитных и немагнитных слоев. Толщина немагнитных слоев выбиралась такой, чтобы взаимодействие между слоями было антиферромагнитным, а намагниченность в соседних магнитных слоях была антипараллельной. Тогда внешнее магнитное поле могло бы сделать векторы намагниченности параллельными, влияя тем самым на электрическое сопротивление структуры. ^[10]

Магнитные слои в таких структурах взаимодействуют посредством антиферромагнитной связи, что приводит к осциллирующей зависимости ГМС от толщины немагнитного слоя. В первых датчиках магнитного поля, использующих антиферромагнитные сверхрешетки, поле насыщения было очень большим, до десятков тысяч эрстед , из-за сильного антиферромагнитного взаимодействия между их слоями (из хрома, железа или кобальта) и сильных полей анизотропии в них. . Поэтому чувствительность приборов была очень низкой. Использование пермаллоя для магнитных и серебра для немагнитных слоев снизило поле насыщения до десятков эрстед. ^[39]

Спиновые клапаны с использованием обменного смещения

В наиболее успешных спиновых клапанах эффект GMR возникает из-за обменного смещения. Они состоят из чувствительного слоя, «неподвижного» слоя и антиферромагнитного слоя. Последний слой замораживает направление намагничивания в «фиксированном» слое. Чувствительный и антиферромагнитный слои сделаны тонкими для снижения сопротивления конструкции. Клапан реагирует на внешнее магнитное поле изменением направления намагничивания в чувствительном слое относительно «неподвижного» слоя. ^[39]

Основным отличием этих спиновых клапанов от других многослойных ГМР-устройств является монотонная зависимость амплитуды воздействия от толщины d _N немагнитных слоев:

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

где δ _H0 — константа нормировки, λ _N — длина свободного пробега электронов в немагнитном материале, d ₀ — эффективная толщина, учитывающая взаимодействие между слоями. ^{[38] [40]} Зависимость от толщины ферромагнитного слоя можно представить в виде:

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

Параметры имеют тот же смысл, что и в предыдущем уравнении, но теперь они относятся к ферромагнитному слою. ^[31]

Невзаимодействующие мультислои (псевдоспиновые клапаны)

ГМР можно наблюдать и в отсутствие антиферромагнитных слоев связи. В этом случае магнитосопротивление возникает из-за различия коэрцитивных сил (например, у пермаллоя оно меньше, чем у кобальта). В многослойных слоях, таких как пермаллой/Cu/Co/Cu, внешнее магнитное поле переключает направление намагниченности насыщения на параллельное в сильных полях и на антипараллельное в слабых полях. Такие системы обладают меньшим полем насыщения и большей δ _H , чем сверхрешетки с антиферромагнитной связью. ^[39] Аналогичный эффект наблюдается в структурах Co/Cu. Существование этих структур означает, что ГМР не требует межслоевой связи и может возникать из-за распределения магнитных моментов, которым можно управлять с помощью внешнего поля. ^[41]

Обратный эффект ГМР

При обратном ГМР сопротивление минимально при антипараллельной ориентации намагниченности в слоях. Обратный ГМР наблюдается, когда магнитные слои состоят из разных материалов, например NiCr/Cu/Co/Cu. Удельное сопротивление для электронов с противоположными спинами можно записать как ; он имеет разные значения, т.е. разные коэффициенты β, для электронов со спином вверх и вниз. Если слой NiCr не слишком тонкий, его вклад может превышать вклад слоя Co, что приведет к обратному ГМС. ^[24] Заметим, что инверсия ГМР зависит от знака произведения коэффициентов β в соседних ферромагнитных слоях, а не от знаков отдельных коэффициентов. ^[34] ${\displaystyle \rho _{\uparrow ,\downarrow }={\frac {2\rho _{F}}{1\pm \beta }}}$

Обратная ГМС наблюдается также при замене сплава NiCr на никель, легированный ванадием, но не при легировании никеля железом, кобальтом, марганцем, золотом или медью. ^[42]

ГМР в зернистых структурах

ГМС в гранулированных сплавах ферромагнитных и немагнитных металлов был обнаружен в 1992 году и впоследствии объяснен спин-зависимым рассеянием носителей заряда на поверхности и в объеме зерен. Зерна образуют ферромагнитные кластеры диаметром около 10 нм, внедренные в немагнитный металл, образуя своеобразную сверхрешетку. Необходимым условием эффекта ГМР в таких структурах является плохая взаимная растворимость его компонентов (например, кобальта и меди). Их свойства сильно зависят от температуры измерения и отжига. Они также могут демонстрировать обратную GMR. ^{[32] [43]}

Приложения

Датчики спинового клапана

Основной принцип

Копия датчика GMR, разработанного Питером Грюнбергом.

Одно из основных применений материалов ГМР — датчики магнитного поля, например, в жестких дисках ^[25] и биосенсорах ^[31] , а также детекторы колебаний в МЭМС. ^[31] Типичный датчик на основе GMR состоит из семи слоев:

1. Кремниевая подложка,
2. связующий слой,
3. Чувствительный (нефиксированный) слой,
4. Немагнитный слой,
5. Фиксированный слой,
6. Антиферромагнитный (закрепляющий) слой,
7. Защитный слой.

Связующий и защитный слои часто изготавливаются из тантала , а типичным немагнитным материалом является медь. В чувствительном слое намагниченность может быть переориентирована внешним магнитным полем; обычно он изготавливается из сплавов NiFe или кобальта. В качестве антиферромагнитного слоя можно использовать FeMn или NiMn. Неподвижный слой изготовлен из магнитного материала, такого как кобальт. Такой датчик имеет асимметричную петлю гистерезиса из-за наличия магнитожесткого неподвижного слоя. ^{[44] [45]}

Спиновые клапаны могут проявлять анизотропное магнитосопротивление, что приводит к асимметрии кривой чувствительности. ^[46]

Жесткие диски

В жестких дисках (HDD) информация кодируется с помощью магнитных доменов , и изменение направления их намагничивания связано с логическим уровнем 1, тогда как отсутствие изменения представляет собой логический 0. Существует два метода записи: продольный и перпендикулярный.

В продольном методе намагниченность перпендикулярна поверхности. Между доменами образуется переходная область (доменные границы), в которой магнитное поле выходит из материала. Если доменная стенка расположена на границе двух северных доменов, то поле направлено наружу, а для двух южных доменов — внутрь. Чтобы считывать направление магнитного поля над доменной стенкой, направление намагничивания фиксируется нормально к поверхности в антиферромагнитном слое и параллельно поверхности в чувствительном слое. Изменение направления внешнего магнитного поля отклоняет намагниченность в чувствительном слое. Когда поле стремится выровнять намагниченности в чувствительном и фиксированном слоях, электрическое сопротивление датчика уменьшается, и наоборот. ^[47]

Магнитная ОЗУ

Использование спинового клапана в MRAM. 1: спиновой клапан как ячейка памяти (стрелками указано наличие ферромагнитных слоев), 2: строка, 3: линия столбца. Эллипсы со стрелками обозначают линии магнитного поля вокруг линий строки и столбца при протекании через них электрического тока.

Ячейка магниторезистивной оперативной памяти (MRAM) имеет структуру, аналогичную датчику спинового клапана. Значение сохраненных битов может быть закодировано через направление намагничивания на сенсорном слое; его считывают путем измерения сопротивления конструкции. Преимуществами данной технологии являются независимость от электропитания (информация сохраняется при отключении питания из-за потенциального барьера переориентации намагничивания), низкое энергопотребление и высокая скорость работы. ^[25]

В типичном накопителе на основе GMR структура CIP расположена между двумя проводами, ориентированными перпендикулярно друг другу. Эти проводники называются линиями строк и столбцов. Импульсы электрического тока, проходящие по линиям, создают вихревое магнитное поле, которое влияет на структуру ГМР. Линии поля имеют форму эллипсоида, а направление поля (по часовой стрелке или против часовой стрелки) определяется направлением тока в линии. В структуре ГМР намагниченность ориентирована вдоль линии.

Направление поля, создаваемого линией столба, практически параллельно магнитным моментам, и оно не может их переориентировать. Линия ряда перпендикулярна и независимо от величины поля может повернуть намагниченность всего на 90°. При одновременном прохождении импульсов по строкам и столбцам суммарное магнитное поле в месте расположения структуры ГМР будет направлено под острым углом по отношению к одним точкам и тупым к другим. Если величина поля превышает некоторое критическое значение, то последнее меняет свое направление.

Существует несколько способов хранения и чтения описываемой ячейки. В одном методе информация хранится на сенсорном уровне; он считывается посредством измерения сопротивления и стирается при считывании. В другой схеме информация хранится в фиксированном слое, что требует более высоких токов записи по сравнению с токами чтения. ^[48]

Туннельное магнитосопротивление (ТМР) представляет собой расширение ГМС со спиновым клапаном, при котором электроны перемещаются со своими спинами, ориентированными перпендикулярно слоям, через тонкий изолирующий туннельный барьер (заменяющий неферромагнитную прокладку). Это позволяет добиться большего импеданса, большего значения магнитосопротивления (~10× при комнатной температуре) и незначительной температурной зависимости. TMR теперь заменил GMR в MRAM и дисководах , в частности, для высокой плотности площади и перпендикулярной записи. ^[49]

Другие приложения

Магниторезистивные изоляторы для бесконтактной передачи сигналов между двумя электрически изолированными частями электрических цепей были впервые продемонстрированы в 1997 году как альтернатива оптоизоляторам . Мост Уитстона из четырех одинаковых устройств ГМР нечувствителен к однородному магнитному полю и реагирует только тогда, когда направления поля антипараллельны в соседних плечах моста. О таких устройствах сообщалось в 2003 году, и они могут использоваться в качестве выпрямителей с линейной частотной характеристикой. ^[31]

Примечания

1. Эта схема не включает гистерезис, поскольку форма его петли в сверхрешетках сильно зависит от толщины немагнитного слоя d. Ферт наблюдал явный гистерезис с полем насыщения ~ 4 кГс и остаточной намагниченностью 60% от значения насыщения при d _Cu = 1,8 нм. При уменьшении d _Cu до 0,9 нм ГМС достигал максимума, но петля гистерезиса схлопывалась; поле насыщения увеличилось до 20 кГс, но остаточное поле было очень малым. (Байбич и др., 1988 г.)

Цитаты

1. Рейг, Кардосо и Мукхопадьяй, 2013.
2. Нагаев, Э.Л. (1996). «Манганиты лантана и другие магнитопроводники гигантского магнитосопротивления». Успехи советской физики . 166 (8): 833–858. дои :10.3367/УФНр.0166.199608b.0833.
3. Раво, Б.; Рао, CNR, ред. (1998). Колоссальное магнитосопротивление, зарядовое упорядочение и родственные свойства оксидов марганца . Всемирная научная издательская компания с. 2. ISBN 978-981-02-3276-4.
4. Хирота, Э.; Иномата, К. (2002a). Гигантские устройства магнитосопротивления . Спрингер. п. 30. ISBN 978-3-540-41819-1.
5. Никитин, С.А. (2004). «Гигантское магнитосопротивление» (PDF) . Соросовский обозревательный журнал . 8 (2): 92–98.^{[ постоянная мертвая ссылка ]}
6. Пиппард, Альфред Брайан (2009). Магнитосопротивление металлов . Кембриджские исследования по физике низких температур. Том. 2. Издательство Кембриджского университета. п. 8. ISBN 978-052111880-4.
7. Шапперт, Клод; Ферт, Альберт; Нгуен Ван Дау, Фредерик (2007). «Появление спиновой электроники в хранении данных». Природные материалы . 6 (11): 813–823. Бибкод : 2007NatMa...6..813C. дои : 10.1038/nmat2024. PMID  17972936. S2CID  21075877.
8. Хирота, Э.; Иномата, К. (2002b). Гигантские устройства магнитосопротивления . Спрингер. п. 23. ISBN 978-3-540-41819-1.
9. Бинаш, Г.; Грюнберг; Зауренбах; Зинн (1989). «Повышенное магнитосопротивление в слоистых магнитных структурах с антиферромагнитным межслоевым обменом». Физический обзор B . 39 (7): 4828–4830. Бибкод : 1989PhRvB..39.4828B. дои : 10.1103/PhysRevB.39.4828 . ПМИД  9948867.
10. Baibich et al. 1988.
11. «Нобелевская премия по физике 2007». Нобелевский фонд . Архивировано из оригинала 5 августа 2011 года . Проверено 27 февраля 2011 г.
12. Зейтц, Фредерик; Тернбулл, Дэвид (1957). Достижения в области исследований и приложений . Физика твердого тела. Том. 5. Академическая пресса. п. 31. ISBN 978-012607705-6.
13. Абоаф, JA (9 октября 1984 г.). «Новые магниторезистивные материалы». Патент США 4476454 . Проверено 11 апреля 2011 г.^{[ постоянная мертвая ссылка ]}
14. Ферт, А. (2008а). «Нобелевская лекция: Происхождение, развитие и будущее спинтроники*». Преподобный Мод. Физ . 80 (4): 1517–1530. Бибкод : 2008RvMP...80.1517F. дои : 10.1103/RevModPhys.80.1517 . Ферт, А. (2008б). «Происхождение, развитие и будущее спинтроники». Успехи советской физики . 178 (12): 1336–1348. дои :10.3367/УФНр.0178.200812ф.1336.(Перепечатка Нобелевской лекции 2007 г. от 8 декабря 2007 г.)
15. Цымбал и Петтифор 2001, с. 120.
16. Камли, RE; Барнас, Дж. (1989). «Теория эффектов гигантского магнитосопротивления в магнитных слоистых структурах с антиферромагнитной связью». Физ. Преподобный Летт . 63 (6): 664–667. Бибкод : 1989PhRvL..63..664C. doi : 10.1103/PhysRevLett.63.664. ПМИД  10041140.
17. Ферт, Альберт; Леви, Питер М.; Чжан, Шуфэн (1990). «Электропроводность магнитных многослойных структур». Физ. Преподобный Летт . 65 (13): 1643–1646. Бибкод : 1990PhRvL..65.1643L. doi : 10.1103/PhysRevLett.65.1643. ПМИД  10042322.
18. Валет, Т.; Ферт, А. (1993). «Теория перпендикулярного магнитосопротивления в магнитных мультислоях». Физический обзор B . 48 (10): 7099–7113. Бибкод : 1993PhRvB..48.7099V. doi : 10.1103/PhysRevB.48.7099. ПМИД  10006879.
19. Нагасака, К. (30 июня 2005 г.). «Технология CPP-GMR для будущей магнитной записи высокой плотности» (PDF) . Фуджицу . Архивировано из оригинала (PDF) 6 августа 2008 года . Проверено 11 апреля 2011 г.
20. Синдзё 2009.
21. Бушоу 2005, с. 580.
22. Цымбал и Петтифор 2001, с. 122.
23. Цымбал и Петтифор 2001, стр. 126–132.
24. Бушоу 2005, с. 254.
25. Хвальковский А. В. «Гигантское магнитосопротивление: от открытия до Нобелевской премии». АМТ&К. Архивировано из оригинала 8 января 2015 года . Проверено 27 февраля 2011 г.
26. Басс, Дж.; Пратт, WP (1999b). «Ток-перпендикулярное (ТПП) магнитосопротивление в магнитных металлических мультислоях». Журнал магнетизма и магнитных материалов . 200 (1–3): 274–289. Бибкод : 1999JMMM..200..274B. дои : 10.1016/S0304-8853(99)00316-9.
27. Третьяк, Львов и Барабанов 2002, с. 243.
28. Третьяк, Львов и Барабанов 2002, стр. 258–261, 247–248.
29. Штер, Дж.; Зигманн, ХК (2006a). Магнетизм: от основ к наномасштабной динамике . Шпрингер-Верлаг Берлин Гейдельберг. п. 641. ИСБН 978-354030282-7.
30. Штер, Дж.; Зигманн, ХК (2006b). Магнетизм: от основ к наномасштабной динамике . Шпрингер-Верлаг Берлин Гейдельберг. стр. 648–649. ISBN 978-354030282-7.
31. Коегоорн, Р. (2003). «Новые магнитоэлектронные материалы и устройства» (PDF) . Гигантское магнитосопротивление и магнитные взаимодействия в обменно-смещенных спиновых вентилях. Конспект лекций . Технический университет Эйндховена. Архивировано из оригинала (PDF) 24 июля 2011 года . Проверено 25 апреля 2011 г.
32. Грановский, А.Б.; Ильин, М.; Жуков А.; Жукова В.; Гонсалес, Дж. (2011). «Гигантское магнитосопротивление гранулированных микропроводов: спин-зависимое рассеяние в интегральных прокладках» (PDF) . Физика твердого тела . 53 (2): 320–322. Бибкод : 2011ФСС...53..320Г. дои : 10.1134/S1063783411020107. S2CID  119767942.
33. Бушоу 2005, с. 248.
34. Басс, Дж.; Пратт, WP (1999a). «Ток-перпендикулярное (ТПП) магнитосопротивление в магнитных металлических мультислоях». Журнал магнетизма и магнитных материалов . 200 (1–3): 274–289. Бибкод : 1999JMMM..200..274B. дои : 10.1016/S0304-8853(99)00316-9.
35. Солнце, Дали; Инь, Л; Солнце, С; Го, Х; Гай, З; Чжан, XG; Уорд, Теннесси; Ченг, З; Шен, Дж (2010). «Гигантское магнитосопротивление в органических спиновых клапанах». Письма о физических отзывах . 104 (23): 236602. Бибкод : 2010PhRvL.104w6602S. doi : 10.1103/PhysRevLett.104.236602 . ПМИД  20867259.
36. Цинь, Руи; Лу, Цзин; Лай, Лин; Чжоу, Цзин; Ли, Хун; Лю, Цихан; Ло, Гуанфу; Чжао, Лина; Гао, Чжэнсян; Мэй, Вай Нин; Ли, Гуанпин (2010). «Гигантское магнитосопротивление при комнатной температуре более одного миллиарда процентов в устройстве из голых графеновых нанолент». Физ. Преподобный Б. 81 (23): 233403. Бибкод : 2010PhRvB..81w3403Q. doi : 10.1103/PhysRevB.81.233403.
37. Бланд, JAC; Генрих Б., ред. (2005). Ультратонкие магнитные структуры . Применение наномагнетизма. Том. IV. Спрингер. стр. 161–163. ISBN 978-3-540-21954-5.
38. Цымбал, Евгений. «Структуры ГМР». Университет Небраски-Линкольн. Архивировано из оригинала 12 декабря 2012 года . Проверено 11 апреля 2011 г.
39. Налва, Хари Сингх (2002a). Справочник по тонкопленочным материалам: Наноматериалы и магнитные тонкие пленки . Том. 5. Академическая пресса. стр. 518–519. ISBN 978-012512908-4.
40. Налва, Хари Сингх (2002b). Справочник по тонкопленочным материалам: Наноматериалы и магнитные тонкие пленки . Том. 5. Академическая пресса. стр. 519, 525–526. ISBN 978-012512908-4.
41. Пу, ФК (1996). Шан, Швейцария; Ван, YJ (ред.). Аспекты современного магнетизма: конспекты лекций Восьмой китайской международной летней школы физики Пекин, Китай, 28 августа-7 сентября 1995 г. Всемирная научная. п. 122. ИСБН 978-981022601-5.
42. Гимарайнш, Альберто П. (2009). Принципы наномагнетизма . Спрингер. п. 132. ИСБН 978-3-642-01481-9.
43. «Магнитные домены в гранулированных материалах GMR». Национальный институт стандартов и технологий. Архивировано из оригинала 12 августа 2011 года . Проверено 12 марта 2011 г.
44. Уормингтон, Мэтью; Браун, Эллиот (2001). Исследование структур гигантского магнитосопротивления (GMR) спинового клапана с использованием дифракции рентгеновских лучей и отражательной способности (PDF) . Достижения в рентгеновском анализе - материалы Денверской рентгеновской конференции. Том. 44. Международный центр дифракционных данных. стр. 290–294. Архивировано из оригинала (PDF) 5 сентября 2014 года.
45. Додрилл, Британская Колумбия; Келли, Б.Дж. «Магнитная поточная метрология для датчиков спинового клапана GMR» (PDF) . Лейк Шор Криотроника. Архивировано из оригинала (PDF) 5 января 2011 года . Проверено 12 марта 2011 г.
46. Хартманн, У., изд. (2000). Магнитные мультислои и гигантское магнитосопротивление . Серия Спрингера по наукам о поверхности. Том. 37. Спрингер. п. 111. ИСБН 978-3-540-65568-8.
47. Третьяк, Львов и Барабанов 2002, стр. 285–286.
48. Третьяк, Львов и Барабанов 2002, стр. 289–291.
49. Зайцев, Д.Д. "Магнетосопротивление, Туннельное". Словарь нанотехнологических терминов и терминов с нанотехнологиями . Роснано. Архивировано из оригинала 23 декабря 2011 года . Проверено 11 апреля 2011 г.

Библиография

• Байбич, Миннесота; Брото, Дж. М.; Ферт, А.; Нгуен Ван Дау, Ф.; Петров Ф.; Этьен, П.; Крёзе, Г.; Фридрих, А.; Чазелас, Дж. (1988). «Гигантское магнитосопротивление магнитных сверхрешеток (001) Fe/(001) Cr». Письма о физических отзывах . 61 (21): 2472–2475. Бибкод : 1988PhRvL..61.2472B. doi : 10.1103/PhysRevLett.61.2472 . hdl : 10183/99075 . ПМИД  10039127.
• Бушоу, KHJ (2005). Краткая энциклопедия магнитных и сверхпроводящих материалов (2-е изд.). Эльзевир. ISBN 978-008044586-1.
• Рейг, Кандид; Кардосо, Сусана; Мукхопадьяй, Субхас Чандра (2013). Датчики гигантского магнитосопротивления (GMR) – от основы к новейшим приложениям. Спрингер. дои : 10.1007/978-3-642-37172-1. ISBN 978-3-642-37171-4.
• Синдзё, Теруя (29 июня 2009 г.). Наномагнетизм и спинтроника. Эльзевир. ISBN 978-008093216-3.
• Третьяк О.В.; Львов, В.А.; Барабанов, О.В. (2002). Физические основы спиновой электроники[ Физические основы спиновой электроники ] (на украинском языке). Киевский университет . ISBN 966-594-323-5.
• Цымбал, Э.Ю.; Петтифор, генеральный директор (2001). «Перспективы гигантского магнитосопротивления». В Спапене, Франс; Зейтц, Фредерик; Тернбулл, Дэвид; Эренрайх, Генри (ред.). Физика твердого тела . Физика твердого тела: достижения в исследованиях и приложениях. Том. 56. Академическая пресса. ISBN 978-012607756-8.

Внешние ссылки

• Гигантское магнитосопротивление: действительно большая идея, лежащая в основе очень крошечного инструмента Национальная лаборатория сильных магнитных полей
• Презентация GMR-техники (IBM Research). Архивировано 11 января 2012 г. на Wayback Machine.