Magnetorresistencia gigante

Magnetorresistencia gigante , magnetorresistencia gigante [1] , GMR ( ing. Magnetorresistencia gigante , GMR ) es un efecto mecánico cuántico observado en películas metálicas delgadas que consisten en capas alternas ferromagnéticas y no magnéticas conductoras . El efecto consiste en un cambio significativo en la resistencia eléctrica de dicha estructura con un cambio en la dirección mutua de la magnetización de las capas magnéticas adyacentes. La dirección de magnetización se puede controlar, por ejemplo, aplicando un campo magnético externo. El efecto se basa en la dispersión de electrones , que depende de la dirección del espín . Por el descubrimiento de la magnetorresistencia gigante en 1988, los físicos Albert Firth ( Universidad París-Sur XI ) y Peter Grünberg ( Centro de Investigación Jülich ) recibieron el Premio Nobel de Física en 2007.

El alcance principal del efecto son los sensores de campo magnético utilizados para leer información en discos duros , biosensores, dispositivos MEMS , etc. Se utilizaron estructuras multicapa con magnetorresistencia gigante en RAM magnetorresistiva como células que almacenan un bit de información.

En la literatura, el término magnetorresistencia gigante a veces se confunde con la magnetorresistencia colosal (CMR) de los semiconductores ferromagnéticos y antiferromagnéticos [2] [3] , que no está asociada con una estructura multicapa.

Formulación matemática

La magnetorresistencia es la dependencia de la resistencia eléctrica de la muestra de la magnitud del campo magnético externo . Numéricamente se caracteriza por el valor

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

donde es la resistencia de la muestra en ausencia de un campo magnético, y es su resistencia en un campo magnético con una fuerza [4] [5] . En la práctica, también se utilizan formas alternativas de registro, que difieren en el signo de la expresión y utilizan la resistividad eléctrica [1] [2] . A veces se utiliza la relación entre el cambio de resistencia y su valor en el campo cero [6] . $R(0)$ $RH)$ $H$

El término "magnetorresistencia gigante" indica que el valor de las estructuras multicapa supera significativamente la resistencia magnética anisotrópica , que normalmente no supera un pequeño porcentaje [7] [8] . $\delta _{H}$

Historial de descubrimientos

El efecto GMR fue descubierto experimentalmente en 1988 por dos equipos de investigación independientes entre sí: los laboratorios de Albert Firth y Peter Grünberg . La importancia práctica de este descubrimiento quedó marcada por la concesión del Premio Nobel de Física a Firth y Grünberg en 2007 [9] .

Antecedentes

Los primeros modelos matemáticos que describen el efecto de la magnetización de los materiales sobre la movilidad de los portadores de corriente en ellos debido a la presencia de espín aparecieron ya en 1936 . Los hechos experimentales que indican el potencial para mejorar el efecto de la dependencia de la resistencia en el campo magnético (es decir, aumentar ) se conocen desde la década de 1960 . A fines de la década de 1980, los físicos estudiaron bien la resistencia magnética anisotrópica [10] [11] , pero el valor de este efecto no superó un pequeño porcentaje [7] . El estudio práctico de los métodos de magnificación se hizo posible con el advenimiento de métodos como la epitaxia de haces moleculares , que permiten producir películas delgadas multicapa con un espesor de unos pocos nanómetros [12] . $\delta _{H}$ $\delta _{H}$ $\delta _{H}$

El experimento y su explicación

Firth y Grunberg estudiaron los efectos asociados con la resistencia eléctrica de estructuras que incluyen materiales ferromagnéticos y no ferromagnéticos. En particular, Fert estudió la conductividad de películas multicapa, y Grünberg en 1986 descubrió la interacción de intercambio de naturaleza antiferromagnética en películas de Fe / Cr [12] .

En el trabajo en el que se anunciaba el descubrimiento del efecto se estudiaba la magnetorresistencia de las superredes (001) Fe / (001) Cr . En este experimento, se depositaron capas de hierro y cromo en una red cúbica centrada en el cuerpo de GaAs (001) en alto vacío a una temperatura del sustrato de aproximadamente 20 °C [13] .

Con un espesor de capa de hierro de 3 nm y variando el espesor de la capa de cromo no magnético entre ellas de 0,9 a 3 nm, un aumento del espesor de las capas de cromo en la superred debilitó el acoplamiento antiferromagnético entre las capas de hierro y la desmagnetización campo _ Este último también disminuyó a medida que la temperatura aumentó de 4,2 K a temperatura ambiente. Un cambio en el grosor de las capas intermedias no magnéticas condujo a una disminución significativa en la magnetización residual en el bucle de histéresis . Se demostró una fuerte dependencia de la resistencia de la muestra (un cambio de hasta el 50%) de la magnitud del campo magnético externo a una temperatura de 4,2 K. En el artículo de Firth de 1988, el nuevo efecto se denominó magnetorresistencia gigante para enfatizar su magnitud significativa en comparación con la magnetorresistencia anisotrópica [13] [14] .

Los autores del descubrimiento también sugirieron que el efecto se basa en la llamada dispersión de electrones dependiente del espín en la superred (la dependencia de la resistencia de las capas en la orientación mutua de su magnetización y la dirección de los espines de los electrones) [13] . La descripción teórica de HMR para varias direcciones de corriente se realizó durante los próximos años. La dirección de la corriente a lo largo de las capas (la llamada geometría CIP, inglés current in plane - corriente en el plano) en la aproximación clásica fue estudiada por R. Camley en 1989 [15] , y en la cuántica - por P. Levy en 1990 [16] . La teoría GMR para corriente dirigida perpendicular a las capas (geometría CPP, corriente perpendicular al plano), conocida como teoría de Jack-Firth, fue publicada en 1993 [17] . Al mismo tiempo, la geometría CPP [18] es de interés práctico , ya que los sensores basados en ella, propuestos por primera vez por R. Rothmayer en 1994 , demuestran una mayor sensibilidad que los sensores basados en CIP [19] .

Teoría

Fundamentos

Dispersión dependiente del espín

La resistencia eléctrica de una muestra depende de muchos factores, entre los cuales en los materiales magnéticamente ordenados juega un papel importante la dispersión de electrones sobre la subred magnética del cristal , es decir, un conjunto de átomos cristalográficamente equivalentes con un átomo atómico distinto de cero. momento magnético que forman su propia red cristalina . La dispersión depende de la orientación del espín del electrón con respecto a los momentos magnéticos de los átomos. Por lo general, se supone que los electrones de conducción interactúan mínimamente con átomos cuyo momento magnético tiene una dirección paralela a su espín, y máximamente si son antiparalelos. La interacción también será fuerte en el estado paramagnético , en el que los momentos magnéticos de los átomos se dirigen al azar, sin una dirección preferida de magnetización [1] [7] [20] .

Para conductores tan buenos como el oro o el cobre, el nivel de Fermi está dentro de la zona sp y la zona d está completamente llena. En los ferroimanes se observa una situación diferente. En ellos, la dependencia de la interacción de los electrones con los átomos de la dirección de sus espines está asociada a la ocupación de la zona responsable de las propiedades magnéticas (3d para metales ferromagnéticos como el hierro , el níquel o el cobalto ). La banda d de los ferromagnetos está dividida, ya que contiene un número diferente de electrones con espines dirigidos "hacia arriba" y "hacia abajo". Esta es la razón de la diferencia en la densidad de estados electrónicos en el nivel de Fermi para espines dirigidos en direcciones opuestas. Aquí hablan de la dirección minoritaria de los espines de los electrones ( ing. minoritario-spin electrons ) para esa parte de la zona d, que está menos llena (por ejemplo, donde los espines se dirigen hacia abajo), y la principal para su segunda parte ( ing. electrones de espín mayoritario ), que resulta estar completamente lleno (la parte posterior apunta hacia arriba). El nivel de Fermi para la dirección principal del espín está dentro de la zona sp, y su movimiento en un ferromagnético es similar al movimiento de los electrones en un metal no magnético. Para la dirección menor de los espines de los electrones, las bandas sp y d resultan estar hibridadas , y el nivel de Fermi se encuentra dentro de la banda d. La banda spd hibridada de los ferroimanes se caracteriza por una alta densidad de estados, lo que se manifiesta como una disminución del camino libre de los electrones con una dirección de espín menor respecto a la principal por bandas [1] [7] . En el níquel dopado con cobalto, la relación (para electrones con direcciones de espín opuestas) puede aumentar a 20 o disminuir a 0,3 cuando se dopa con cromo [21] . $\lambda$ $\lambda _{\flecha arriba}/\lambda _{\flecha abajo}$

De acuerdo con la teoría de Drude , la conductividad es proporcional al camino libre medio [22] y el conocimiento permite estimar la relación de conductividades para estos dos grupos de portadores de corriente. El camino libre medio típico de los electrones en películas metálicas delgadas varía desde varias unidades hasta varias decenas de nanómetros. El electrón "recuerda" la dirección del espín en la llamada longitud de relajación del espín (también llamada longitud de difusión del espín ), que puede exceder significativamente el camino libre medio. Determina la eficiencia del transporte de electrones polarizados por espín. Cuando se observa la dependencia de la resistencia eléctrica de la dirección del espín del portador de corriente, se habla de una propagación de electrones dependiente del espín. La dispersión dependiente del espín en los ferroimanes se produce durante las transiciones de los electrones de conducción entre las bandas 4s no divididas y las bandas 3d divididas [1] [7] . $\lambda _{\flecha arriba}/\lambda _{\flecha abajo}$

Hay materiales para los que la interacción entre electrones y átomos, cuyos espines y momentos magnéticos son antiparalelos, es más débil. Combinando ambos tipos de materiales se puede obtener el llamado efecto HMR inverso [7] [23] . Por lo tanto, en los casos en que un mecanismo de interacción específico no es fundamental, para preservar la generalidad del enfoque, hablamos de conductividad para electrones con las direcciones de espín principal y no fundamental, que corresponden a una mayor y menor densidad de estados electrónicos. . Determinar la relación entre las conductividades o resistividades de estos dos grupos de electrones es suficiente para construir una teoría fenomenológica [24] [25] .

Estructura de banda electrónica (izquierda) y densidad de estados (derecha)
Cobre (metal no magnético). F es el nivel de Fermi. En el eje vertical, la energía está en eV .
Cobalto (dirección principal de giros)
Cobalto (dirección menor de giros)

Geometrías de conexión CIP y CPP

Una superred magnética se puede conectar a un circuito eléctrico de dos maneras. Con la llamada geometría CIP ( del inglés current in plane , corriente en el plano), la corriente eléctrica se propaga a lo largo de las capas de la superred, y los electrodos se ubican a un lado de toda la estructura. Con la geometría CPP ( corriente perpendicular al plano ) , la corriente se propaga perpendicularmente a las capas de la superred, y los electrodos se ubican en lados opuestos de la misma [7] . La geometría CPP se caracteriza por valores de GMR más grandes (más del doble en comparación con CIP), pero también presenta más dificultades para la implementación técnica [26] [27] .

Paso de corriente a través de una superred magnética

Las características del ordenamiento magnético son diferentes en superredes con interacción ferromagnética (FSR) y antiferromagnética (ASR) entre capas. En la primera dirección, las direcciones de magnetización en diferentes capas ferromagnéticas en ausencia de un campo aplicado son las mismas; en la segunda, se alternan direcciones opuestas. Al propagarse a través del FSR, los electrones con una dirección de giro antiparalela con respecto a la magnetización de la red prácticamente no se dispersarán, y los electrones con un giro codireccional con la magnetización de la capa experimentarán dispersión. Durante el paso del ACP, los electrones con cualquier dirección de espín se dispersarán: se producirán eventos de dispersión para cada electrón seleccionado individualmente al pasar a través de una capa con una magnetización codirigida a su espín. Dado que el valor de la resistencia de la muestra aumenta con el número de eventos de dispersión, la resistencia ASR será mayor que la FSR [1] [7] .

Para construir dispositivos que utilicen el efecto GMR, es necesario poder cambiar dinámicamente el estado de la red entre estados con magnetización de capa paralela o antiparalela. En primera aproximación , la densidad de energía de la interacción de dos capas ferromagnéticas separadas por una capa intermedia no magnética es proporcional al producto escalar de sus magnetizaciones:

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

La dependencia del coeficiente del espesor de la capa intermedia no magnética se describe mediante una función oscilante. Por lo tanto, puede cambiar tanto de magnitud como de signo. Si elegimos de tal manera que el estado principal sea el estado antiparalelo, entonces el cambio de la superred del estado antiparalelo (alta resistencia) al estado paralelo (baja resistencia) ocurrirá bajo la influencia de un campo externo. La resistencia total de la estructura se puede representar como $j$ $d_{s}$ $j$ $d_{s}$

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

donde es la resistencia FSR, es el incremento HMR, es el ángulo entre las magnetizaciones de las capas adyacentes [26] . $R_{0}$ $\Delta R$ $\theta \in [-\pi ,\pi ]$

Descripción matemática

Para la formalización matemática del fenómeno, se introducen dos canales de espín de conductividad eléctrica, correspondientes a la conductividad de los electrones , para los cuales la resistencia es mínima o máxima, respectivamente. La relación entre ellos a menudo se define en términos del coeficiente de anisotropía de espín , que se puede introducir definiendo las resistividades eléctricas mínima y máxima para una corriente polarizada por espín en la forma $\beta$ $\rho _{{F\pm }}$

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

donde es la resistividad promedio del ferromagneto [28] . $\rho _{F}$

Modelo de resistencia para estructuras CIP y CPP

En condiciones en las que la dispersión de los portadores de corriente en la interfaz entre un metal ferromagnético y no magnético es pequeña y la dirección de los espines de los electrones se mantiene durante un tiempo suficientemente largo, es conveniente considerar un modelo en el que la resistencia de la muestra sea determinado por las resistencias de las capas magnéticas y no magnéticas por separado.

La presencia de dos canales de conducción para electrones con diferentes direcciones de espín con respecto a la magnetización en las capas de la estructura hace que el circuito equivalente de la estructura GMR consista en dos conexiones paralelas correspondientes a cada uno de los canales. En este caso, la expresión de la magnetorresistencia toma la forma

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

donde los subíndices y R denotan las orientaciones codireccionales y opuestas de la magnetización en las capas, es la relación de los espesores de los metales no magnéticos y magnéticos, y es la resistividad del metal no magnético. Esta expresión es aplicable para estructuras CIP y CPP. Si se cumple la condición, esta dependencia se puede reescribir en una forma más simple en términos del coeficiente de asimetría de espín: $\chi=b/a$ $\rho _{N}$ $\chi \rho _{N}\ll \rho _{{F\pm}}$

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

Tal dispositivo, cuya resistencia es diferente para los electrones con diferentes direcciones de espín, se denomina comúnmente válvula de espín . Se dice que está abierto si las magnetizaciones en sus capas están orientadas en paralelo, y cerrado en caso contrario [29] .

Derivación de fórmulas de magnetorresistencia

Deje que la superred consista en dos capas magnéticas de espesor a y una capa intermedia no magnética de espesor b entre ellas. Si asumimos que durante el paso de tal estructura, el tiempo de residencia de un electrón en cada una de las capas es proporcional a su espesor, entonces la resistividad de la estructura se puede escribir como

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

donde los índices F1 y F2 denotan la primera y segunda capas magnéticas, respectivamente, y N es la capa no magnética. Si despreciamos la dispersión de electrones al pasar por los límites entre capas y la relajación de espín, entonces para una muestra de longitud L y área de sección transversal S , las resistencias con configuraciones de magnetización paralelas y antiparalelas tendrán la forma

R_{{\flecha arriba \flecha arriba }}^{{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_{{\flecha arriba \flecha abajo }}^{{CIP}}={\frac {L}{2(2a+b)S}}\left[a(\rho_{{F+}}+\rho_{ {F-}})+b\rho _{N}\derecha].

Aquí, los índices de las resistencias integrales R denotan la codirección de la magnetización en las capas de la estructura (aquí, se tiene en cuenta que el circuito equivalente de la estructura parece una conexión paralela de canales para electrones con espín opuesto direcciones). Entonces la magnetorresistencia se puede escribir como

{\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} )}},

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

En cuanto a CIP, el circuito equivalente de la estructura CPP consta de canales de resistencia conectados en paralelo para electrones con direcciones de espín opuestas. La diferencia con el caso anterior está únicamente en el coeficiente de proporcionalidad entre las resistencias específica e integral, ya que el electrón ahora tiene que superar no la dimensión longitudinal L , sino los espesores de las capas a y b . Si denotamos por S el área de la estructura, entonces

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

R_{{\flecha arriba \flecha abajo }}^{{CPP}}={\frac {a(\rho_{{F+}}+\rho_{{F-}})+b\rho_{N}} {S}}.

Esto significa que la expresión de la magnetorresistencia no cambiará:

{\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] . Modelo de Jack-Firth

En 1993 , Thierry Valet y Albert Firth publicaron un modelo de magnetorresistencia gigante para la geometría CPP basado en las ecuaciones de Boltzmann . La esencia de la teoría es considerar la división del potencial químico en dos funciones dentro de la capa magnética, correspondientes a electrones con espines paralelos y antiparalelos a la magnetización en ella. Si asumimos que el espesor del material no magnético es suficientemente pequeño, entonces en un campo externo E 0 las correcciones al potencial electroquímico y al campo dentro de la muestra tendrán la forma

\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}}},

donde l s es la longitud de relajación de espín promedio, y la coordenada se mide desde el límite entre las capas magnéticas y no magnéticas ( corresponde a un ferromagnético) [17] . De ahí se deduce que esos electrones se acumularán en la interfase del ferromagnético, para el cual el potencial químico es mayor [32] , lo que puede representarse como el potencial de acumulación de espín VAS , o la llamada resistencia de interfase (inherente a la límite de la interfaz de material ferromagnético-no magnético) $z$ $z<0$

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

donde j es la densidad de corriente en la muestra, l sN y l sF son las longitudes de relajación de espín en materiales no magnéticos y magnéticos, respectivamente [33] .

Obtener métodos

Materiales y datos experimentales

Puede elegir muchas combinaciones de sustancias que tendrán el efecto de una magnetorresistencia gigante [34] . Algunos de los más utilizados y ampliamente investigados son los siguientes:

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

La magnitud de la magnetorresistencia depende de muchos parámetros, como la geometría del dispositivo (CIP o CPP), la temperatura de la muestra y el grosor de las capas de materiales ferromagnéticos y no magnéticos. A una temperatura de 4,2 K y un espesor fijo de la capa de cobalto de 1,5 nm, cambiar el espesor de la capa de cobre de 1 a 10 nm condujo a una fuerte disminución del 80 al 10 % en la geometría CIP. Al mismo tiempo, con la geometría CPP, el efecto máximo al nivel de 125 % se logró en d Cu = 2,5 nm. Un aumento a 10 nm condujo a una disminución al 60%. La dependencia tenía un carácter oscilante [36] . $d_{{Cu}}$ $\delta _{H}$ $d_{{Cu}}$ $\delta _{H}$ $\delta _{H}(d_{{Cu}})$

Una superred de capas de cobalto y cobre con un espesor de 1,2 y 1,1 nm, respectivamente, con un cambio de temperatura desde cerca del cero absoluto hasta 300 K, demostró una disminución en la magnitud del efecto del 40 al 20 % en la geometría CIP y del 100 al 55% en la geometría CPP [27] .

Hay estudios de válvulas giratorias con capas intermedias no magnéticas no metálicas. En particular, para las capas intermedias orgánicas a 11 K, se registró una magnetorresistencia negativa gigante de hasta el 40 % [37] . Las válvulas giratorias basadas en grafeno de varios diseños demostraron HMR a un nivel del 12 % a una temperatura de 7 K y del 10 % a una temperatura de 300 K. Sin embargo, las estimaciones teóricas sugieren un límite superior del efecto de hasta el 109 % [38] .

El efecto se ve reforzado por el uso de filtros de espín que polarizan los espines de los electrones durante el paso de una corriente eléctrica, que están hechos de metales como el cobalto. Para un espesor de filtro con camino libre medio de electrones , se observó un cambio en la conductividad , que se puede escribir como $t$ $\lambda$ $\Delta G$

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

donde es el cambio en la conductividad de la válvula de giro sin filtro, es el aumento máximo de conductividad cuando se usa un filtro, es el parámetro del material del filtro [39] . $\Delta G_{{SV}}$ $\Delta G_{f}$ $\beta$

Tipos de HMS

La clasificación se realiza a menudo según los tipos de dispositivos en los que se manifiesta el efecto GMR [40] .

HMS en películas Superredes antiferromagnéticas

El efecto HMR en las películas fue observado por primera vez por Fert y Grünberg cuando estudiaban superredes formadas por capas ferromagnéticas y no magnéticas. El grosor de la capa no magnética se elige de modo que la interacción entre las capas sea antiferromagnética y, como resultado, el estado fundamental es la orientación antiparalela de las magnetizaciones en las capas magnéticas vecinas. Entonces, bajo la acción externa, por ejemplo, por un campo magnético, la orientación de los vectores de magnetización en diferentes capas se puede cambiar a paralelo. Esto va acompañado de un cambio significativo en la resistencia eléctrica de la estructura [13] .

La interacción de las capas magnéticas en tales estructuras ocurre con la ayuda del llamado emparejamiento antiferromagnético . Su consecuencia es una dependencia oscilante del coeficiente GMR del espesor de la capa intermedia no magnética. En los primeros sensores de campo magnético que utilizaban superredes antiferromagnéticas, el campo de saturación era muy grande (hasta decenas de miles de oersteds ) debido a la fuerte interacción antiferromagnética entre las películas de cromo y hierro ( cobalto ) utilizadas en ellos, así como a los fuertes campos de anisotropía. en ellos. Por lo tanto, la sensibilidad de tales dispositivos era muy baja. Posteriormente, comenzaron a utilizar permalloy (en capas magnéticas) y plata (en capas no magnéticas), lo que reducía el campo de saturación a decenas de oersteds [41] .

Válvulas giratorias en sesgo de intercambio

La configuración más exitosa resultó ser aquellas válvulas giratorias en las que surge el efecto HMR debido al sesgo de intercambio . Consisten en una capa de sensor, una capa intermedia, una capa "fija" y una capa de fijación dirigida antiferromagnéticamente. El último de ellos sirve para fijar la dirección de magnetización en la capa "fija". Todas las capas, a excepción de la capa de fijación, son lo suficientemente delgadas para garantizar una baja resistencia de la estructura. La respuesta a un campo magnético externo es cambiar la dirección de la magnetización de la capa del sensor con respecto a la "fija" [42] .

La principal diferencia entre estas válvulas giratorias y otros dispositivos GMR multicapa es la dependencia monotónica de la amplitud del efecto en el grosor d N de la capa intermedia entre las capas magnéticas, que puede representarse como una dependencia fenomenológica.

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

donde es un cierto coeficiente de normalización GMR, es el camino libre medio de los electrones en un material no magnético, d 0 es el espesor efectivo, teniendo en cuenta el shunting de los elementos restantes de la estructura [40] [43] . Podemos dar una expresión similar para la dependencia del espesor de la capa ferromagnética: $\delta _{{H0}}$ $\lambda _{N}$

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

El significado de los parámetros de la fórmula es el mismo que en la dependencia anterior, pero ahora para el ferromagneto utilizado [34] .

Estructuras multicapa sin comunicación (pseudo-spin valves)

El efecto HMR también se puede observar en ausencia de emparejamiento antiferromagnético por capas. En este caso, la magnetorresistencia surge debido a la diferencia de fuerzas coercitivas (por ejemplo, menos para permalloy y más para cobalto ). En estructuras multicapa del tipo permalloy/ cobre /cobalto/cobre, un campo magnético externo conduce a cambiar entre diferentes direcciones de magnetización de saturación en las capas (paralelo en campos altos y antiparalelo en campos bajos). Dichos sistemas se caracterizan por un campo de saturación más pequeño y más grande que las superredes con acoplamiento antiferromagnético [42] . También se observa un efecto similar en las estructuras de cobalto y cobre. De hecho, la existencia de tales estructuras significa que la condición necesaria para observar HMR no es la presencia de una conexión entre las capas, sino alguna distribución del momento magnético en la estructura, que puede ser controlado por un campo externo [44] . $\delta _{H}$

Efecto GMR inverso

En el caso del efecto inverso, se observa el mínimo de resistencia para la orientación antiparalela de la magnetización en las capas superredes . El efecto GMR inverso se observa si las capas magnéticas consisten en diferentes materiales, como Ni Cr / Cu / Co /Cu. Si escribimos la resistividad de la capa para electrones con direcciones de espín opuestas en la forma , entonces para las capas de níquel-cromo y cobalto los signos del coeficiente de asimetría de espín serán diferentes. Con un espesor suficiente de la capa de NiCr, su aporte superará al aporte de la capa de cobalto, lo que llevará a observar un efecto inverso [23] . Dado que la inversión del efecto depende únicamente del signo del producto de los coeficientes en las capas ferromagnéticas vecinas, y no de sus signos por separado, para abstraernos del mecanismo específico de la interacción de los espines electrónicos con los momentos magnéticos de los átomos, el signo a veces es estipulado por los autores , lo que se tiene en cuenta en la presentación posterior [27] . $\rho_{{\flecha arriba,\flecha abajo}}={\frac {2\rho_{F}}{1\pm \beta}}$ $\beta$ $\beta$ $\beta$

Se sabe que el níquel dopado con vanadio exhibirá propiedades similares a la capa de níquel-cromo , mientras que la aleación con hierro , cobalto , manganeso , oro o cobre no conducirá a la observación de un efecto inverso en la estructura considerada anteriormente [45]. ] .

HMS en estructuras granulares

HMR en aleaciones granulares (hasta decenas de nanómetros) de metales ferromagnéticos y no magnéticos se descubrió en 1992 y posteriormente se explicó por la dispersión dependiente del espín de los portadores de corriente en la superficie y en el volumen de los gránulos. Los gránulos forman grupos ferromagnéticos, generalmente de unos 10 nm de diámetro, rodeados por un metal no magnético, que puede describirse como una superred de película eficaz. Una condición necesaria para los materiales de tales aleaciones es la escasa solubilidad mutua de los componentes (por ejemplo, cobalto y cobre). Las propiedades de tales estructuras se ven fuertemente afectadas por el tiempo y la temperatura de recocido: se puede obtener una GMR negativa, que aumenta con el aumento de la temperatura [35] [46] .

Aplicación

Sensores en válvulas giratorias

Esquema general

Una de las principales áreas de aplicación de HMS es la tecnología de medición : sobre la base del efecto, se crearon sensores de campo magnético para varios propósitos (en las cabezas de lectura de las unidades de disco duro , donde se determina la dirección del campo magnético en una celda que almacena un poco de información [26] , biosensores [34] , medios para detectar y medir oscilaciones en MEMS [34] , etc.). Un sensor típico que utiliza el efecto GMR consta de siete capas:

sustrato de silicio .
capa de unión.
Capa sensorial (no fija, móvil).
capa no magnética.
Capa de fijación (fijación).
Capa antiferromagnética (fija).
capa protectora.

El tantalio se usa a menudo como una capa protectora y de unión , y el cobre sirve como una capa no magnética . En la capa del sensor, la magnetización puede orientarse libremente mediante un campo magnético externo. Está hecho de compuestos de NiFe o aleaciones de cobalto . La capa antiferromagnética está hecha de películas de FeMn o NiMn. La dirección de magnetización en él está determinada por una capa de fijación de un material magnético duro , por ejemplo, cobalto. Dicho sensor se caracteriza por un bucle de histéresis asimétrico , que está asociado con la presencia de una capa magnética dura que fija la dirección de magnetización en el rango de operación de los campos [47] [48] .

Las válvulas giratorias también exhiben magnetorresistencia anisotrópica , lo que conduce a una asimetría en la curva de sensibilidad. Al tenerlo en cuenta se obtiene el valor de la magnetorresistencia, que coincide muy bien con lo observado en la práctica [49] .

Implementación en discos duros

En los discos magnéticos duros (HDD), la información se codifica mediante dominios magnéticos , cuando a una dirección de magnetización en ellos se le asigna una unidad lógica y al contrario, un cero lógico. Distinguir entre métodos de registro longitudinales y perpendiculares.

En el método longitudinal, los dominios se ubican en el plano de la placa, es decir, la dirección en ellos es paralela a la superficie. Siempre se forma una región de transición ( pared de dominio ) entre dominios, en la región de la cual sale a la superficie un campo magnético . Si el muro del dominio se formó en el límite de los dos polos norte de los dominios, entonces el campo se dirige hacia afuera, y si se formó por los polos sur, entonces hacia adentro. Para leer la dirección del campo magnético sobre la pared del dominio, en la capa antiferromagnética del sensor, la dirección de magnetización se fija perpendicular al plano de la placa del disco, y en la capa del sensor, paralela a ella. Cambiar la dirección del campo magnético externo desvía la magnetización en la capa del sensor desde la posición de equilibrio hacia arriba o hacia abajo. Cuando la dirección de deflexión coincide con la dirección en la capa fija, la resistencia eléctrica del sensor disminuye y viceversa, se detecta un aumento de resistencia en diferentes direcciones. Así, se determina la orientación mutua de los dominios por los que ha pasado la cabeza lectora [50] .

Actualmente, la disposición vertical de los dominios es ampliamente utilizada, lo que permite aumentar significativamente la densidad de bits en la superficie de la oblea [51] . En este caso, el campo formado por el propio dominio sale a la superficie.

RAM magnética

Una celda de memoria magnetorresistiva de acceso aleatorio ( MRAM ) consta de una estructura similar a un sensor en una válvula giratoria. El valor del bit almacenado puede ser codificado por la dirección de magnetización en la capa del sensor, actuando en este caso como portador de información. La lectura se produce midiendo la resistencia de la estructura. Las ventajas de esta tecnología son, independientemente de las fuentes de energía [K 2] , bajo consumo de energía y alta velocidad [26] .

En una unidad de memoria de efecto magnetorresistivo típica que almacena un bit de información, se coloca una estructura GMR en formato CIP entre dos conductores orientados perpendicularmente entre sí. Estos conductores se llaman líneas de fila y columna. Los pulsos de corriente eléctrica que pasan a través de las líneas generan un campo magnético de vórtice que actúa sobre la estructura del GMR. Los contornos de las líneas de fuerza del campo tienen forma de elipses , y la dirección del campo (hacia la derecha o hacia la izquierda) está determinada por la dirección de la corriente a lo largo de la línea. En este caso, se utiliza una estructura GMR, cuya magnetización en su interior está orientada a lo largo de la línea de la cuerda.

Por lo tanto, la dirección del campo creado por la línea de la columna es casi paralela a los momentos magnéticos y no puede invertirlos. La línea de cuerda crea un campo perpendicular a ellos y, independientemente de la magnitud del campo, solo puede girar la magnetización 90°. Con el paso simultáneo de pulsos a lo largo de las líneas de filas y columnas, el campo magnético total en la ubicación de la estructura GMR estará dirigido en un ángulo agudo con respecto a algunos momentos y en un ángulo obtuso con respecto a otros. Si el valor del campo supera un cierto valor crítico, estos últimos cambiarán su dirección.

Se utilizan varios esquemas para almacenar y leer información de la celda descrita. En uno de ellos, la información se almacena en una capa móvil de la estructura. La operación de lectura determina entonces si la resistencia de la estructura ha cambiado cuando se aplica el campo magnético. En este caso, el bit de lectura se borra y debe volver a escribirse en la celda. En otro esquema, la información se almacena en una capa fija, lo que requiere corrientes más altas para escribir en comparación con las corrientes de lectura [52] .

Hasta la fecha, en el caso de MRAM, el efecto magnetorresistivo gigante ha dado paso al efecto túnel [53] . Tales estructuras también requieren elementos de puerta para evitar corrientes de fuga entre las celdas de memoria. Dicho elemento de válvula puede ser un transistor MOS , al drenaje del cual está conectada la estructura GMS, a la fuente - tierra y a la puerta , una de las líneas utilizadas para la lectura [54] .

Otros usos

Los aisladores magnetorresistivos para la transmisión de señales sin contacto entre dos partes galvánicamente aisladas de circuitos eléctricos se demostraron por primera vez en 1997 como una alternativa a los optoacopladores debido a una mejor integrabilidad . Un puente de Wheatstone de cuatro dispositivos GMR idénticos es insensible a un campo magnético uniforme y reacciona solo cuando las direcciones de los campos son antiparalelas en las patas adyacentes del puente. Dispositivos similares, demostrados en 2003 , se pueden utilizar como rectificadores de respuesta de frecuencia lineal . Generalizado a cuatro corrientes independientes, Siongte Bai hizo un circuito de puente similar (transpinor, inglés transpinnor ) en 2002 y puede usarse como una puerta lógica [34] [55] .

Véase también

Notas

Comentarios

↑ El esquema no muestra la presencia de histéresis magnética , ya que la forma de su bucle en la superred depende significativamente del espesor de la capa no magnética. En los experimentos de Firth, se observó una histéresis bien pronunciada con un campo de saturación de alrededor de 4 kG y una magnetización residual de alrededor del 60% de la magnetización de saturación en un espesor de la capa intermedia no magnética igual a nm. Pero al disminuir a un valor de 0.9 nm, correspondiente al HMR más alto alcanzado, el lazo se redujo a una figura alargada estrecha con un campo de saturación de 20 kG y una magnetización residual baja (ver Baibich M. N et al. Magnetorresistencia gigante de (001)Fe/(001 )Cr Superredes magnéticas (neopr.) // PRL - 1988. - V. 61 , No. 21. - S. 2472-2475 . - doi : 10.1103/PhysRevLett.61.2472 . ) $d_{{Cu}}=1.8$ $d_{{Cu}}$
↑ Es posible guardar el estado de una celda que almacena un bit de información cuando se apaga la alimentación debido a la presencia de una barrera potencial que debe superarse para reorientar la dirección de magnetización en la capa libre (táctil) durante la transición entre estados paralelos y antiparalelos de la estructura (ver Denny D. Tang, Yuan - Jen Lee, Magnetic Memory: Fundamentals and Technology - Cambridge University Press, 2010. - P. 103. - 208 p. - ISBN 978-0521449649 . ).

Fuentes

↑ 1 2 3 4 5 6 Nikitin S. A. Magnetorresistencia gigante // Soros Review Journal. - 2004. - T. 8 , N º 2 . - S. 92-98 .
↑ 1 2 E. L. Nagaev. Manganitas de lantano y otros conductores magnéticos con magnetorresistencia gigante // Uspekhi Fizicheskikh Nauk . - Academia Rusa de Ciencias , 1996. - T. 166 , No. 8 . - S. 833-858 . - doi : 10.3367/UFNr.0166.199608b.0833 . (Ruso)
↑ Magnetorresistencia colosal, orden de carga y propiedades relacionadas de los óxidos de manganeso / Ed. por CNR Rao y B. Raveau. - World Scientific Publishing Co, 1998. - P. 2. - 356 p. - ISBN 978-981-02-3276-4 .
↑ Hirota, E., Sakakima, H., Inomata, K. Dispositivos de magnetorresistencia gigantes. - Springer, 2002. - P. 30. - 177 p. — ISBN 978-3-540-41819-1 .
↑ Ya. M. Mukovsky. Obtención y propiedades de materiales con magnetorresistencia colosal // Ros. química y. - 2001. - T. XLV , N° 5-6 . - S. 32-41 .
↑ Alfred Brian Pippard. Magnetorresistencia en Metales. - Prensa de la Universidad de Cambridge, 2009. - Vol. 2. - pág. 8. - 268 pág. - (Estudios de Cambridge en Física de Baja Temperatura). — ISBN 9780521118804 .
↑ 1 2 3 4 5 6 7 8 Claude Chappert, Albert Fert y Frédéric Nguyen Van Dau. El surgimiento de la electrónica de espín en el almacenamiento de datos (inglés) // Nature Materials : revista. - 2007. - vol. 6 _ - P. 813-823 . -doi : 10.1038/ nmat2024 .
↑ Hirota, E., Sakakima, H., Inomata, K. Dispositivos de magnetorresistencia gigantes. - Springer, 2002. - P. 23. - 177 p. — ISBN 978-3-540-41819-1 .
↑ El Premio Nobel de Física 2007 . El sitio web oficial del Premio Nobel. Consultado el 27 de febrero de 2011. Archivado desde el original el 10 de agosto de 2011.
↑ Frederick Seitz, David Turnbull. Avances en Investigación y Aplicaciones. - Prensa Académica, 1957. - Vol. 5. - pág. 31. - 455 pág. — (Física del Estado Sólido). — ISBN 978-0126077056 .
↑ Aboaf JA New Magnetorresistive Materials (Ing.) (9 de octubre de 1984). — Patente de los Estados Unidos No. 4476454. Consultado el 11 de abril de 2011.
↑ 1 2 Firth A. Origen, desarrollo y perspectivas de la espintrónica // UFN. - 2008. - T. 178 , N º 12 . - S. 1336-1348 . - doi : 10.3367/UFNr.0178.200812f.1336 . (Ruso)
↑ 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 y J. Chazelas. Magnetorresistencia gigante de (001)Fe/(001)Cr Magnetic Superlattices (inglés) // Physical Review Letters : journal. - 1988. - vol. 61 , núm. 21 . - Pág. 2472-2475 . -doi : 10.1103 / PhysRevLett.61.2472 .
↑ Tsymbal EY y Pettifor DG Perspectivas de la magnetorresistencia gigante // Física del estado sólido / Ed. por Henry Ehrenreich, Frederick Seitz, David Turnbull, Frans Spaepen. - Prensa Académica, 2001. - Vol. 56. - pág. 120. - 483 pág. — (Física del Estado Sólido: Avances en Investigación y Aplicaciones). — ISBN 9780126077568 .
↑ RE Camley y J. Barnas. Teoría de los efectos de magnetorresistencia gigante en estructuras de capas magnéticas con acoplamiento antiferromagnético // Phys . Rvdo. Lett : diario. - 1989. - vol. 63 , núm. 6 _ - Pág. 664-667 . -doi : 10.1103 / PhysRevLett.63.664 .
↑ Peter M. Levy, Shufeng Zhang, Albert Fert. Conductividad eléctrica de estructuras magnéticas multicapa (inglés) // Phys. Rvdo. Lett : diario. - 1990. - vol. 65 , núm. 13 _ - Pág. 1643-1646 . -doi : 10.1103 / PhysRevLett.65.1643 .
↑ 1 2 T. Valet, A. Fert. Teoría de la magnetorresistencia perpendicular en multicapas magnéticas (inglés) // Physical Review B : revista. - 1993. - vol. 48 , núm. 10 _ - Pág. 7099-7113 . -doi : 10.1103 / PhysRevB.48.7099 .
↑ Nagasaka K. et al. Tecnología CPP-GMR para la futura grabación magnética de alta densidad . Fujitsu (30 de junio de 2005). Consultado el 11 de abril de 2011. Archivado desde el original el 10 de agosto de 2011.
↑ KHJ Buschow. Enciclopedia concisa de materiales magnéticos y superconductores . — 2do. - Elsevier, 2005. - Pág . 580 . — 1339 pág. — ISBN 9780080445861 .
↑ Tsymbal EY y Pettifor DG Perspectivas de la magnetorresistencia gigante // Física del estado sólido / Ed. por Henry Ehrenreich, Frederick Seitz, David Turnbull, Frans Spaepen. - Prensa Académica, 2001. - Vol. 56. - pág. 122. - 483 pág. — (Física del Estado Sólido: Avances en Investigación y Aplicaciones). — ISBN 9780126077568 .
↑ Tsymbal EY y Pettifor DG Perspectivas de la magnetorresistencia gigante // Física del estado sólido / Ed. por Henry Ehrenreich, Frederick Seitz, David Turnbull, Frans Spaepen. - Prensa Académica, 2001. - Vol. 56. - Pág. 126-132. — 483 pág. — (Física del Estado Sólido: Avances en Investigación y Aplicaciones). — ISBN 9780126077568 .
↑ Savelyev I. V. Electricidad y magnetismo // Curso de física general. - M. : Astrel AST, 2004. - T. 2. - S. 271-274. — 336 pág. - 5000 copias. — ISBN 5-17-003760-0 .
↑ 1 2 K. HJ Buschow. Enciclopedia concisa de materiales magnéticos y superconductores . — 2do. - Elsevier, 2005. - Pág . 254 . — 1339 pág. — ISBN 9780080445861 .
↑ Stöhr, J. y Siegmann, HC Magnetism: From Fundamentals to Nanoscale Dynamics. - Springer-Verlag Berlín Heidelberg, 2006. - Pág. 638. - 820 p. — ISBN 978-3540302827 .
↑ J. Inoue, T. Tanaka y H. Kontani. Efectos Hall anómalos y de espín en películas granulares magnéticas (inglés) // Physical Review B : revista. - 2009. - Vol. 80 , núm. 2 . — Pág. 020405(R) . -doi : 10.1103 / PhysRevB.80.020405 .
↑ 1 2 3 4 Doctorado. A. V. Jvalkovsky. Magnetorresistencia gigante: del descubrimiento al Premio Nobel (enlace no disponible) . AMT&C. Fecha de acceso: 27 de febrero de 2011. Archivado desde el original el 8 de enero de 2015. (indefinido)
↑ 1 2 3 Bass, J., Pratt, WP Magnetorresistencia de corriente perpendicular (CPP) en multicapas metálicas magnéticas (inglés) // JMMM : revista. - 1999. - vol. 200 . - pág. 274-289 . - doi : 10.1016/S0304-8853(99)00316-9 .
↑ O. V. Tretyak, V. A. Lvov, O. V. Barabanov. Fundamentos físicos de la electrónica de espín. - K. : Universidad de Kiev, 2002. - S. 243. - 314 p. — ISBN 966-594-323-5 .
↑ O. V. Tretyak, V. A. Lvov, O. V. Barabanov. Fundamentos físicos de la electrónica de espín. - K. : Universidad de Kiev, 2002. - S. 258-261, 247-248. — 314 pág. — ISBN 966-594-323-5 .
↑ O. V. Tretyak, V. A. Lvov, O. V. Barabanov. Fundamentos físicos de la electrónica de espín. - K. : Universidad de Kiev, 2002. - S. 258-261. — 314 pág. — ISBN 966-594-323-5 .
↑ O. V. Tretyak, V. A. Lvov, O. V. Barabanov. Fundamentos físicos de la electrónica de espín. - K. : Universidad de Kiev, 2002. - S. 247-248. — 314 pág. — ISBN 966-594-323-5 .
↑ Stöhr, J. y Siegmann, HC Magnetism: From Fundamentals to Nanoscale Dynamics. - Springer-Verlag Berlín Heidelberg, 2006. - Pág. 641. - 820 p. — ISBN 978-3540302827 .
↑ Stöhr, J. y Siegmann, HC Magnetism: From Fundamentals to Nanoscale Dynamics. - Springer-Verlag Berlín Heidelberg, 2006. - Pág. 648-649. — 820p. — ISBN 978-3540302827 .
↑ 1 2 3 4 5 6 R. Coehoorn. Nuevos materiales y dispositivos magnetoelectrónicos . Magnetorresistencia gigante e interacciones magnéticas en válvulas de espín polarizadas por intercambio. Notas de clase . Universidad Técnica de Eindhoven (2003). Consultado el 25 de abril de 2011. Archivado desde el original el 10 de agosto de 2011.
↑ 1 2 A. B. Granovsky, M. Ilyin, A. Zhukov, V. Zhukova, H. Gonzales. Magnetorresistencia gigante de microhilos granulares: dispersión dependiente del espín en espacios intergranulares // FTT. - 2011. - T. 53 , N º 2 . - S. 299-301 .
↑ KHJ Buschow. Enciclopedia concisa de materiales magnéticos y superconductores . — 2do. - Elsevier, 2005. - Pág . 248 . — 1339 pág. — ISBN 9780080445861 .
↑ Dali Sun, Lifeng Yin, Chengjun Sun, Hangwen Guo, Zheng Gai, X.-G. Zhang, TZ Ward, Zhaohua Cheng y Jian Shen. Magnetorresistencia gigante en válvulas de giro orgánicas // Phys . Rvdo. Lett : diario. - 2010. - Vol. 104 , núm. 23 . — Pág. 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 y Guangping Li. Magnetorresistencia gigante a temperatura ambiente superior al mil millones por ciento en un dispositivo de nanocintas de grafeno desnudo // Revisión física B : revista . - 2010. - Vol. 81 , núm. 23 . — Pág. 233403 . -doi : 10.1103 / PhysRevB.81.233403 .
↑ Estructuras magnéticas ultrafinas / Ed. por B. Heinrich y JAC Bland. - Springer, 2005. - Vol. IV. - Pág. 161-163. — 257p. - (Aplicación del Nanomagnetismo). — ISBN 978-3-540-21954-5 .
↑ 1 2 Yevgeny Tsymbal. Estructuras GMR . Universidad de Nebraska-Lincoln. Consultado el 11 de abril de 2011. Archivado desde el original el 10 de agosto de 2011.
↑ Hari Singh Nalwa. Manual de materiales de película delgada: nanomateriales y películas delgadas magnéticas. - Prensa Académica, 2002. - Vol. 5.- Pág. 518-519. — 633 pág. — ISBN 9780125129084 .
↑ 1 2 Hari Singh Nalwa. Manual de materiales de película delgada: nanomateriales y películas delgadas magnéticas. - Prensa Académica, 2002. - Vol. 5. - pág. 519. - 633 pág. — ISBN 9780125129084 .
↑ Hari Singh Nalwa. Manual de materiales de película delgada: nanomateriales y películas delgadas magnéticas. - Prensa Académica, 2002. - Vol. 5.- Pág. 519, 525-526. — 633 pág. — ISBN 9780125129084 .
↑ Pu FC Aspects of Modern Magnetism: Lecture Notes of the Eighth Chinese International Summer School of Physics Beijing, China 28 de agosto-7 de septiembre de 1995 / Ed. por YJ Wang, CH Shang. - World Scientific Pub Co Inc, 1996. - Pág . 122 . — 271p. — ISBN 978-9810226015 .
↑ Guimaraes, Alberto P. Principios de Nanomagnetismo. — Springer, 2009. — P. 132. — 224 p. — ISBN 978-3-642-01481-9 .
^ Dominios magnéticos en materiales GMR granulares . Instituto Nacional de Normas y Tecnología. Consultado el 12 de marzo de 2011. Archivado desde el original el 10 de agosto de 2011. (indefinido)
↑ Elliot Brown y Matthew Wormington. Una investigación de estructuras de válvulas giratorias de magnetorresistencia gigante (GMR) utilizando difracción de rayos X y reflectividad . El Centro Internacional de Datos de Difracción. Consultado el 12 de marzo de 2011. Archivado desde el original el 10 de agosto de 2011. (indefinido)
↑ B. C. Dodrill, B. J. Kelley. Metrología magnética en línea para sensores de válvula giratoria GMR . Lake Shore Cryotronics, Inc. Consultado el 12 de marzo de 2011. Archivado desde el original el 10 de agosto de 2011. (indefinido)
↑ Multicapas Magnéticas y Magnetorresistencia Gigante / Ed. por U. Hartmann. - Springer, 2000. - vol. 37. - pág. 111. - 321 pág. - (Serie Springer en Ciencias de la Superficie). — ISBN 978-3-540-65568-8 .
↑ O. V. Tretyak, V. A. Lvov, O. V. Barabanov. Fundamentos físicos de la electrónica de espín. - K. : Universidad de Kiev, 2002. - S. 285-286. — 314 pág. — ISBN 966-594-323-5 .
↑ Martín Jaeger. "Destruyendo los Mitos": El Campo Magnético y el HDD . Chip Online UA (26 de abril de 2011). Consultado el 30 de abril de 2011. Archivado desde el original el 10 de agosto de 2011. (Ruso)
↑ O. V. Tretyak, V. A. Lvov, O. V. Barabanov. Fundamentos físicos de la electrónica de espín. - K. : Universidad de Kiev, 2002. - S. 289-291. — 314 pág. — ISBN 966-594-323-5 .
↑ Zaitsev D. D. Magnetorresistencia, Túnel . Diccionario de nanotecnología y términos relacionados con la nanotecnología . Rosnano. Consultado el 11 de abril de 2011. Archivado desde el original el 10 de agosto de 2011. (indefinido)
↑ Denny D. Tang, Yuan-Jen Lee. Memoria Magnética: Fundamentos y Tecnología . - Prensa de la Universidad de Cambridge, 2010. - Págs. 93-95 . — 208p. — ISBN 978-0521449649 .
↑ Torok, EJ; Zurn, S.; Sheppard, LE; Spitzer, R.; Seongtae Bae; Judy, JH; Egelhoff, WF Jr.; Chen, PJ „Transpinnor“: Un nuevo dispositivo de válvula giratoria magnetorresistiva gigante (neopr.) // INTERMAG Europa 2002. Compendio de documentos técnicos. 2002 IEEE Internacional. - 2002. - S. AV8 . — ISBN 0-7803-7365-0 . -doi : 10.1109/ INTMAG.2002.1000768 .

Literatura

Artículos

Fert A. Origen, desarrollo y perspectivas de la espintrónica // Phys. - 2008. - T. 178 , N º 12 . - S. 1336-1348 . - doi : 10.3367/UFNr.0178.200812f.1336 . (Ruso)

P. Grünberg, R. Schreiber, Y. Pang, M. B. Brodsky y H. Sowers. Estructuras magnéticas en capas: evidencia de acoplamiento antiferromagnético de capas de Fe a través de capas intermedias de Cr // Cartas de revisión física : revista . - 1986. - vol. 57 , núm. 19 _ - Pág. 2442-2445 . -doi : 10.1103 / PhysRevLett.57.2442 . —PMID 10033726 .
A. Vedyayev, M. Chshiev, N. Ryzhanova, B. Dieny, C. Cowache y F. Brouers. Una teoría unificada de la magnetorresistencia gigante CIP y CPP en sándwiches magnéticos (inglés) // JMMM : revista. - 1997. - vol. 172 , núm. 1-2 . - Pág. 53-60 . - doi : 10.1016/S0304-8853(97)00081-4 .
Bazaliy, YB, Jones, BA y Zhang, S.-C. Modificación de la ecuación de Landau-Lifshitz en presencia de una corriente polarizada por espín en materiales magnetorresistivos colosales y gigantes // PRB: revista. - 1998. - vol. 57 , núm. 6 _ - P.R3213-R3216 . - doi : 10.1016/S0304-8853(97)00081-4 .

Libros

Hirota, E., Sakakima, H., Inomata, K. Dispositivos gigantes de magnetorresistencia. - Springer, 2002. - 177 págs. — ISBN 978-3-540-41819-1 .
Adrián D. Torres, Daniel A. Pérez. Magnetorresistencia gigante: nueva investigación. - Nova Science Publishers, 2008. - 289 p. — ISBN 9781604567335 .
Nicola A. Spaldin. Materiales Magnéticos: Fundamentos y Aplicaciones. — 2ª ed. - Prensa de la Universidad de Cambridge: 2010. - 288 p. — ISBN 9780521886697 .
Peter R Savage. Magnetorresistencia gigante: tecnología y mercados para sensores, almacenamiento en disco, Mram y espintrónica. - John Wiley & Sons Inc, 2000. - Vol. 276. - 136 pág. — (Conocimientos técnicos). — ISBN 9780471414162 .

Enlaces

O. Baklitskaya. Premios Nobel 2007. La magnetorresistencia gigante es un triunfo de la ciencia fundamental (enlace inaccesible) . Ciencia y Vida . Consultado el 27 de febrero de 2011. Archivado desde el original el 25 de marzo de 2012. (indefinido)
Yo Ivanov. Premio Nobel de Física - 2007 . Elementy.ru (16 de octubre de 2007). Consultado el 27 de abril de 2011. Archivado desde el original el 10 de agosto de 2011. (indefinido)
Medios de almacenamiento magnéticos modernos. Dispositivos magnéticos de grabación y reproducción. medios de almacenamiento magneto-ópticos. . Instituto de Investigaciones de Física Nuclear. D. V. Skobeltsyn. Consultado el 30 de abril de 2011. Archivado desde el original el 10 de agosto de 2011. (indefinido)
José Ignacio Pascual. Magnetismo y materiales magnéticos . Freie Universität Berlín. — Presentación sobre los fundamentos del magnetismo y el efecto de la magnetorresistencia gigante. Consultado el 14 de mayo de 2011. Archivado desde el original el 10 de agosto de 2011.
Resistencia Nobel: El premio del disco duro (enlace inaccesible) . Revista Popular Mecánica ( 10 de octubre de 2007). Fecha de acceso: 29 de junio de 2011. Archivado desde el original el 19 de febrero de 2012. (indefinido)

diccionarios y enciclopedias	gran noruego Britannica (en línea)