Гигантское магнетосопротивление

Гига́нтское магни́тное сопротивле́ние (гигантское магнетосопротивление, гигантское магнитосопротивление, сокр. ГМС; англ. Giant magnetoresistance, сокр. GMR) — квантовомеханический эффект, наблюдаемый в тонких плёнках, состоящих из чередующихся ферромагнитных и проводящих немагнитных слоёв. В такой системе эффект проявляется в существенном изменении её электрического сопротивления в зависимости от взаимной ориентации намагниченности соседних магнитных слоёв. Эта взаимная ориентация может быть изменена, например, приложением внешнего магнитного поля. В основе эффекта лежит спин-зависимое рассеяние электронов.

В литературе термин гигантское магнетосопротивление иногда применяется для ферро- и антиферромагнитных полупроводников, в которых подобное явление также принято называть колоссальным магнетосопротивлением (КМС), отличием которого является отсутствие необходимости создавать многослойную структуру.

Математическая формулировка

Магнетосопротивлением называют зависимость электрического сопротивления образца от величины приложенного внешнего магнитного поля. Математически его записывают в виде

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

где $R(H)$ — сопротивление образца в магнитном поле напряжённостью $H$. На практике также применяются альтернативные формы записи, отличающиеся знаком выражения и использующие удельное электрическое сопротивление. В таких формулировках абсолютное значение коэффициента $\delta _{H}$ наибольшее, и поэтому они широко распространены, однако иногда используют отношение изменения сопротивления к его значению в нулевом поле. Говоря о гигантском магнетосопротивлении, понимают величину $\delta _{H}$, существенно больше, чем достигаемую в анизотропном магнитном сопротивлении (которое, на практике, не позволяет получить более нескольких процентов).

История открытия

ГМC, результаты Альбера Фера и Петера Грюнберга (1988 год): магнетосопротивление Fe/Cr сверхрёшеток при температуре 4,2 К при приложении внешнего магнитного поля напряжённостью H. Внешнее поле и ток направлены вдоль оси [110]. Справа стрелкой указано наибольшее достигнутое магнетосопротивление. H_s — поле насыщения.

ГМС было экспериментально открыто независимо друг от друга в 1988 году двумя научными коллективами под руководством Альбера Фера (в русскоязычных источниках часто встречается написание фамилии Ферт) и Петера Грюнберга. Практическая значимость этого эффекта была отмечена присуждением Феру и Грюнбергу Нобелевской премии по физике в 2007 году.

Предыстория

К концу 1980-х физикам было хорошо известно анизотропное магнитное сопротивление. В нем $\delta _{H}$ не превышало нескольких процентов. Первые математические модели, описывающие влияние намагниченности материалов на подвижность носителей заряда в них благодаря наличию спина, появились ещё в 1936 году. Экспериментальные факты, свидетельствующие о потенциальной возможности усиления эффекта зависимости сопротивления от магнитного поля (то есть увеличения $\delta _{H}$), были известны с 1960-х. Практическое исследование методов увеличения $\delta _{H}$ стало возможным с появлением методов наподобие молекулярно-лучевой эпитаксии, позволяющих изготовлять многослойные плёнки толщиной вплоть до десятых долей нанометра.

Эксперимент и его объяснение

Сферой научных интересов Фера и Грюнберга были эффекты, связанные с проводимостью в структурах, включающих в себя ферромагнитные и неферромагнитные материалы. В частности, Фера непосредственно интересовал вопрос проводимости многослойных плёнок, а Грюнберг в 1986 году открыл обменное взаимодействие антиферромагнитного характера в плёнках Fe/Cr.

В работе, в которой было заявлено об открытии эффекта, исследовалось магнетосопротивление (001)Fe/(001)Cr сверхрешёток. В эксперименте на объёмноцентрированную кубическую решётку (001)GaAs в высоком вакууме наносились слои железа и хрома при температуре подложки около 20 °C.

При толщине слоёв железа в 3 нм и варьировании толщины немагнитной хромовой прокладки между ними от 0,9 до 3 нм увеличение толщины прослоек хрома в сверхрешётке ослабляло антиферромагнитную связь между слоями железа и поле размагничивания. Последнее также уменьшалось при увеличении температуры от 4,2 К до комнатной. Изменение толщины немагнитных прослоек приводило к существенному уменьшению остаточной намагниченности в петле гистерезиса. Была показана сильная зависимость сопротивления образца (изменение до 50 %) от величины внешнего магнитного поля при гелиевых температурах. Название нового эффекта было выбрано авторами в своей публикации 1988 года в качестве сравнения с анизотропным магнитным сопротивлением.

Мнение, что в основе эффекта лежит так называемое спин-зависимое рассеяние электронов в сверхрешётке (зависимость сопротивления слоёв от угла между намагниченностью в них и направлением спинов электронов), было высказано ещё авторами открытия. Теоретическое описание ГМС для различных методов пропускания тока было сделано в течение последующих нескольких лет. Движение тока вдоль слоёв (так называемая CIP-геометрия, англ. current in plane — ток в плоскости) в классическом приближении было исследовано Р. Кэмли в 1989 году, а в квантовом — П. Леви в 1990-м. Теория ГМС для тока, направленного перпендикулярно слоям (CPP-геометрия, англ. current perpendicular to plane — ток перпендикулярно плоскости), в русскоязычной литературе известная как теория Валета — Ферта [Фера], была опубликована в 1993 году. В то же время практический интерес представляет CPP-геометрия, так как сенсоры на его основе, впервые предложенные Р. Ротмайером в 1994 году, демонстрируют бо́льшую чувствительность в сравнении с применением CIP.

Теория

Основные положения

Спин-зависимое рассеяние

Плотность электронных состояний в магнитных и немагнитных металлах. 1 Структура из трёх независимых слоёв: двух ферромагнитных и одного немагнитного (стрелки обозначают направление намагниченности). 2 Расщепление плотности электронных состояний для электронов с различным направлением спина соответственно каждому слою в структуре (стрелки указывают направление спина). F Уровень Ферми. Примечание: направление магнитного момента противоположно суммарному спину над уровнем Ферми.

Электрическое сопротивление образца зависит от многих факторов, среди которых в магнитоупорядоченных материалах важную роль играет рассеяние на магнитной подрешётке кристалла, то есть совокупности кристаллографически эквивалентных атомов с ненулевым атомным магнитным моментом, образующих собственную кристаллическую решётку. Причиной рассеяния являются спины носителей тока: электроны минимально взаимодействуют с атомами, чей магнитный момент имеет противоположное их спину направление. Взаимодействие максимально в парамагнитном состоянии, когда магнитные моменты атомов направлены хаотически, и выделенного направления не существует.

Зависимость взаимодействия электронов с атомами от направления их спинов связана с заполненностью электронной оболочки, отвечающей за магнитные свойства (например, 3d для таких ферромагнитных металлов как железо, никель, кобальт). Так как она содержит различное количество электронов со спинами, направленными «вверх» и «вниз», то появляется различие в плотности электронных состояний на уровне Ферми для спинов, направленных в противоположные стороны. Проводимость металла будет больше для электронов с тем направлением спина, чья доля над уровнем Ферми больше. Иными словами, если электроны с заданным направлением спина будут проходить через металлы с различной плотностью электронных состояний над уровнем Ферми, то они будут испытывать различное электрическое сопротивление в них. Когда наблюдается зависимость электрического сопротивления от направления спина носителя тока, говорят о спин-зависимом распространении электронов. Существуют материалы, для которых более слабым является взаимодействие между электронами и атомами, чьи спины и магнитные моменты параллельны. Комбинацией обоих типов материалов можно получить так называемый инверсный эффект ГМС. Поэтому в случаях, когда конкретный механизм взаимодействия не принципиален, для сохранения общности подхода говорят о проводимости для «большинства» и «меньшинства» электронов, которым приписывается то или иное направление спинов. Определение соотношения между проводимостями или удельными сопротивлениями для этих двух групп электронов является достаточным для построения феноменологической теории.

Электрон «помнит» направление спина на так называемой длине спиновой релаксации, которая может достигать 10 нм. При спин-зависимом распространении электронов она сильно различается для направлений спинов параллельных и антипараллельных направлениям магнитных моментов атомов, на которых происходит рассеяние. К примеру, в никеле, легированном кобальтом, отношение длин свободного пробега электронов с противоположно направленными спинами достигает 20.

CIP и CPP геометрии подключения

Схемы размещения спиновых клапанов в геометрии CIP (слева) и CPP (справа) в считывающей головке. Красным обозначены проводники, по которым подается ток на сенсор, зеленым и желтым — ферромагнитные и немагнитный слои в сенсоре. V — приложение разницы потенциалов.

Магнитную сверхршететку можно включить в электрическую цепь двумя способами. При так называемой CIP (англ. current in plane, ток в плоскости) геометрии, электрический ток распространяется вдоль слоёв сверхрешётки, а электроды расположены на одной стороне всей структуры. При CPP (англ. current perpendicular to plane, ток перпендикулярно плоскости) геометрии ток распространяется перпендикулярно слоям сверхрешётки, а электроды расположены по разные её стороны. CPP геометрия характеризуется бо́льшими величинами ГМС (более чем в два раза по сравнению с CIP), но и представляет бо́льшие сложности для технической реализации.

Прохождение тока через магнитную сверхрешётку

Спиновый клапан на эффекте ГМС (ФСР и АСР структуры). ФМ — ферромагнитный слой (стрелками указано направление намагниченности), НМ — немагнитный слой. Электроны с направлениями спинов вверх по-разному рассеиваются при прохождении клапана, вследствие чего меняется степень их рассеяния и эквивалентная схема сопротивления клапана.

Противоположностями по магнитной упорядоченности являются сверхрешётки с ферромагнитным (ФСР) и антиферромагнитным (АСР) взаимодействием между слоями. В первых из них направления намагниченности в различных ферромагнитных слоях в отсутствие приложенного поля одинаковы, во вторых противоположные направления чередуются. Распространяясь через ФСР, электроны с антипараллельным направлением спина по отношению к намагниченности решётки практически не будут рассеиваться, а электроны со спином, сонаправленным с намагниченностью слоёв, — наоборот. При прохождении АСР рассеиваться будут электроны с любым направлением спинов: акты рассеяния для каждого отдельно выбранного электрона будут иметь место при прохождении слоя с намагниченностью, сонаправленной его спину. Так как величина сопротивления образца возрастает с ростом количества актов рассеяния, сопротивление АСР будет выше, чем ФСР.

Для построения устройств, использующих эффект ГМС, необходимо иметь возможность динамически переключать состояние решётки между состояниями с параллельной или антипараллельной намагниченностью слоёв. В первом приближении плотность энергии взаимодействия двух ферромагнитных слоёв, разделённых немагнитной прослойкой, пропорциональна скалярному произведению их намагниченностей:

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

где коэффициент $J$ зависит от толщины немагнитной прослойки $d_{s}$ осциллирующим образом так, что при её изменении меняется также и знак $J$. Если подобрать $d_{s}$ таким образом, что основным будет антипараллельное состояние, то переключение сверхрешётки из антипараллельного состояния (высокое сопротивление) в параллельное (низкое сопротивление) будет происходить под воздействием внешнего поля. Полное сопротивление структуры можно представить в виде

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

где $R_{0}$ — сопротивление ФСР, $\Delta R$ — инкремент ГМС, $\theta \in [-\pi ,\pi ]$ — угол между намагниченностями соседних слоёв.

Математическое описание

Для математической формализации явления вводится два так называемых спиновых канала электропроводимости, соответствующих проводимости электронов, для которых сопротивление минимально или максимально соответственно. Соотношение между ними часто определяется в терминах коэффициента спиновой анизотропии $\beta$, который можно ввести определением минимального и максимального удельных электрических сопротивлений $\rho _{F\pm }$ для спин-поляризированного тока в виде

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

где $\rho _{F}$ — среднее удельное сопротивление ферромагнетика.

Резисторная модель для CIP и CPP структур

В условиях, когда рассеяние носителей тока на границе между ферромагнитным и немагнитным металлом мало, а направление спинов электронов сохраняется достаточно долго, удобно рассматривать модель, в которой сопротивление образца будет определяться сопротивлениями магнитных и немагнитных слоёв по отдельности.

Наличие двух каналов проводимости для электронов с различным направлением спина по отношению к намагниченности в слоях структуры означает, что эквивалентная схема ГМС структуры будет состоять из двух параллельных соединений, соответствующих каждому из каналов. В таком случае, выражение для магнетосопротивления принимает вид

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

где индексы у R обозначают сонаправленную и противонаправленную ориентации намагниченности в слоях, $\chi =b/a$ — отношение толщин немагнитного и магнитного металлов, $\rho _{N}$ — удельное сопротивление немагнитного металла. Данное выражение применимо для CIP и CPP структур. При выполнении условия $\chi \rho _{N}\ll \rho _{F\pm }$ эту зависимость можно переписать в более простом виде через коэффициент спиновой асимметрии:

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

Подобный прибор, чье сопротивление различно для электронов с различными направлениями спина, принято называть спиновым клапаном. Говорят, что он открыт, если намагниченности в его слоях ориентированы параллельно, и закрыт в противоположном случае.

Вывод формул магнетосопротивления

Пусть сверхрешётка состоит из двух магнитных слоёв толщиной a и немагнитной прослойки толщиной b между ними. Если считать, что при прохождении такой структуры время пребывания электрона в каждом из слоёв пропорционально его толщине, то удельное сопротивление структуры может быть записано в виде

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

где индексы F1 и F2 обозначают первый и второй магнитные слои соответственно, а N — немагнитный слой. Если пренебречь рассеянием электронов при прохождении границ между слоями и спиновой релаксацией, то для образца длиной L и площадью сечения S сопротивления с параллельной и антипараллельной конфигурациями намагниченности будут иметь вид

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

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

Тут индексы у интегральных сопротивлений R обозначают сонаправленность намагниченности в слоях структуры (здесь учтено, что эквивалентная схема структуры выглядит как параллельное соединение каналов для электронов с противоположными направлениями спинов). Тогда магнетосопротивление можно записать как

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

где $\chi =b/a$..

Как и для CIP, эквивалентная схема CPP-структуры состоит из параллельно соединённых каналов сопротивлений для спинов с противоположными направлениями намагниченности. Отличие от предыдущего случая состоит лишь в коэффициенте пропорциональности между удельным и интегральным сопротивлениями, так как электрон теперь должен преодолеть не продольный размер L, а толщины слоёв a и b. Если обозначить через S площадь структуры, то

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

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

Это означает, что выражение для магнетосопротивления не изменится:

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

Модель Валета — Фера

В 1993 году Тьери Валетом и Альбером Фером была опубликована модель гигантского магнетосопротивления для CPP-геометрии, построенная на основе уравнений Больцмана. Суть теории заключается в рассмотрении расщепления химического потенциала на две функции внутри магнитного слоя, соответствующие электронам со спинами параллельными и антипараллельными намагниченности в нём. Если считать, что толщина немагнитного материала достаточно мала, то во внешнем поле E₀ поправки к электрохимическому потенциалу и полю внутри образца будут иметь вид

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

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

где l_s — средняя длина спиновой релаксации, а координата $z$ отсчитывается от границы между магнитным и немагнитным слоями ($z<0$ соответствует ферромагнетик). Отсюда следует, что на границе ферромагнетика будут накапливаться те электроны, для которых химический потенциал больше, что можно представить в виде потенциала спиновой аккумуляции V_AS, или так называемого интерфейсного сопротивления (присущего границе интерфейса ферромагнетик — немагнитный материал)

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

где j — плотность тока в образце, l_sN и l_sF — длины спиновой релаксации в немагнитном и магнитном материалах соответственно.

Методы получения

Материалы и экспериментальные данные

Можно подобрать достаточно много комбинаций веществ, которые будут обладать эффектом гигантского магнетосопротивления. Некоторыми из часто использующихся и широко исследуемых являются следующие:

• FeCr 
• Co₁₀Cu₉₀: $\delta _{H}=40\;\%$ при комнатной температуре
• [110]Co₉₅Fe₅/Cu: $\delta _{H}=110\;\%$ при комнатной температуре
• La_0,67Ca_0,33MnO_y (КМС): $\delta _{H}=127000\;\%$ при температуре 77 К и $\delta _{H}=1300\;\%$ при комнатной температуре

Величина магнетосопротивления зависит от многих параметров, таких как геометрия прибора (CIP или CPP), температура образца, толщина слоёв ферромагнитных и немагнитных материалов. При температуре 4,2 К и фиксированной толщине слоя кобальта в 1,5 нм изменение толщины слоя меди $d_{Cu}$ от 1 до 10 нм приводило к резкому уменьшению $\delta _{H}$ от 80 до 10 % в CIP-геометрии. В то же время с CPP-геометрией максимальный эффект на уровне 125 % достигался при d_Cu=2,5 нм. Увеличение $d_{Cu}$ до 10 нм приводило к уменьшению $\delta _{H}$ до 60 %. Зависимость $\delta _{H}(d_{Cu})$ имела осциллирующий характер.

Сверхрешётка из слоёв кобальта и меди толщинами 1,2 и 1,1 нм соответственно при изменении температуры от близкой к абсолютному нулю до 300 К демонстрировала уменьшение величины эффекта от 40 до 20 % в CIP-геометрии и от 100 до 55 % в CPP-геометрии.

Существуют исследования спиновых клапанов с неметаллическими немагнитными прослойками. В частности, для органических прослоек при 11 К фиксировалось гигантское негативное магнетосопротивление до 40 %. Спиновые клапаны на графене различной конструкции демонстрировали ГМС на уровне 12 % при температуре 7 К и 10 % при температуре 300 К. Однако теоретические оценки позволяют предполагать верхнюю границу эффекта до 10⁹ %.

К усилению эффекта приводит использование спиновых фильтров, поляризующих спины электронов во время прохождения электрического тока, которые изготавливаются из металлов наподобие кобальта. Для фильтра толщиной $t$ с длиной свободного пробега электронов $\lambda$, наблюдалось изменение проводимости $\Delta G$, которое можно записать как

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

где $\Delta G_{SV}$ — изменение проводимости спинового клапана без фильтра, $\Delta G_{f}$ — максимальное увеличение проводимости при использовании фильтра, $\beta$ — параметр материала фильтра.

Типы ГМС

Классификацию часто производят по типам устройств, в которых проявляется эффект ГМС.

ГМС в плёнках

Антиферромагнитные сверхрешётки

Эффект ГМС в плёнках впервые наблюдался Фером и Грюнбергом при исследовании сверхрешёток, состоящих из ферромагнитных и немагнитных слоёв. Толщина немагнитного слоя подбирается такая, чтобы взаимодействие между слоями было антиферромагнитным, и, как результат, основным состоянием была антипараллельная ориентация намагниченностей в соседних магнитных слоях. Тогда при внешнем воздействии, например, магнитным полем, ориентация векторов намагниченности в различных слоях может быть изменена на параллельную. Это сопровождается существенным изменением электрического сопротивления структуры.

Взаимодействие магнитных слоёв в подобных структурах происходит с помощью так называемого антиферромагнитного спаривания. Его следствием является осциллирующая зависимость коэффициента ГМС от толщины немагнитной прослойки. В первых сенсорах магнитного поля, использующих антиферромагнитные сверхрешётки, поле насыщения было очень большим (до десятков тысяч эрстед) вследствие сильного антиферромагнитного взаимодействия между применявшимися в них плёнками хрома и железа (кобальта), а также сильными полями анизотропии в них. Поэтому чувствительность подобных приборов была очень низкой. Позднее в них начали применять пермаллой (в магнитных слоях) и серебро (в немагнитных слоях), что снизило поле насыщения до десятков эрстед.

Спиновые клапаны на обменном смещении

Наиболее удачной оказалась конфигурация тех спиновых клапанов, в которых эффект ГМС возникает вследствие обменного смещения. Они состоят из сенсорного слоя, прослойки, «фиксированного» слоя и антиферромагнитно направленного фиксирующего слоя. Последний из них служит для фиксации направления намагниченности в «фиксированном» слое. Все слои, кроме фиксирующего, достаточно тонки для обеспечения низкого сопротивления структуры. Реакция на внешнее магнитное поле заключается в изменении направления намагниченности сенсорного слоя относительно «фиксированного».

Основным отличием таких спиновых клапанов от других многослойных ГМС-устройств является монотонная зависимость амплитуды эффекта от толщины d_N прослойки между магнитными слоями, что можно представить в виде феноменологической зависимости

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

где $\delta _{H0}$ — некоторый нормировочный коэффициент ГМС, l_N — длина свободного пробега электронов в немагнитном материале, d₀ — эффективная толщина, учитывающая шунтирование остальных элементов структуры. Можно привести подобное выражение для зависимости от толщины ферромагнитного слоя:

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

Смысл параметров формулы тот же, что и в предыдущей зависимости, но теперь для используемого ферромагнетика.

Многослойные структуры без связи (псевдоспиновые клапаны)

Эффект ГМС также может наблюдаться и в отсутствие антиферромагнитного спаривания слоями. В таком случае магнетосопротивление возникает из-за различия в коэрцитивных силах (например, меньшая у пермаллоя и бо́льшая у кобальта). В многослойных структурах типа пермаллой/медь/кобальт/медь внешнее магнитное поле приводит к переключению между различными направлениями намагниченности насыщения в слоях (параллельная при больших полях и антипараллельная в малых). Подобные системы характеризуются меньшим полем насыщения и бо́льшим $\delta _{H}$, чем сверхрешётки с антиферромагнитной связью. Так же подобный эффект наблюдается в структурах кобальта и меди. Фактически существование таких структур означает, что для наблюдения ГМС необходимым условием является не наличие связи между слоями, а некоторое распределение магнитного момента в структуре, которым можно управлять внешним полем.

Инверсный эффект ГМС

В случае инверсного эффекта минимум сопротивления наблюдается при антипараллельной ориентации намагниченности в слоях сверхрешётки. Инверсный эффект ГМС наблюдается, если магнитные слои состоят из различных материалов, например NiCr/Cu/Co/Cu. Если записать удельное сопротивление слоя для электронов с противоположными направлениями спинов в виде $\rho _{\uparrow ,\downarrow }={\frac {2\rho _{F}}{1\pm \beta }}$, то для никель-хромового и кобальтового слоёв знаки коэффициента спиновой асимметрии $\beta$ будут различны. При достаточной толщине слоя NiCr его вклад превысит вклад кобальтового слоя, что приведет к наблюдению инверсного эффекта. Так как инверсия эффекта зависит лишь от знака произведения коэффициентов $\beta$ в соседних ферромагнитных слоях, а не от их знаков по отдельности, чтобы абстрагироваться от конкретного механизма взаимодействия спинов электронов с магнитными моментами атомов, иногда авторами оговаривается знак $\beta$, что учитывается в последующем изложении.

Известно, что аналогичные никель-хромовому слою свойства будет проявлять никель, легированный ванадием, в то время как легирование железом, кобальтом, марганцем, золотом или медью не приведет к наблюдению инверсного эффекта в рассмотренной выше структуре.

ГМС в зернистых структурах

ГМС в зернистых сплавах (до десятков нанометров) ферромагнитных и немагнитных металлов было обнаружено в 1992 году и впоследствии объяснено спин-зависимым рассеянием носителей тока на поверхности и в объеме гранул. Гранулы образуют ферромагнитные кластеры обычно диаметром порядка 10 нм, окружённые немагнитным металлом, что может быть описано как эффективная плёночная сверхрешётка. Необходимым условием для материалов таких сплавов является плохая взаимная растворимость компонент (например, кобальт и медь). На свойства таких структур сильно влияет время и температура отжига: можно получить отрицательное ГМС, которое увеличивается при увеличении температуры и т. п.

Применение

Сенсоры на спиновых клапанах

Общая схема

Копия ГМС-сенсора, разработанного Петером Грюнбергом

Одной из основных сфер применения ГМС является сенсорика: на базе эффекта были созданы датчики магнитного поля различного назначения (в считывающих головках накопителей на жёстких магнитных дисках, где происходит детекция направления магнитного поля в ячейке, хранящей бит информации, биосенсорах, средствах детекции и измерения колебаний в МЭМС и др.). Типичный сенсор, использующий эффект ГМС, состоит из семи слоёв:

1. Кремниевая подложка.
2. Связующий слой.
3. Сенсорный (нефиксированный, движимый) слой.
4. Немагнитный слой.
5. Пиннинговый слой.
6. Антиферромагнитный (фиксированный) слой.
7. Защитный слой.

В качестве связующего и защитного слоёв часто используют тантал, а немагнитной прослойкой служит медь. В сенсорном слое намагниченность может свободно ориентироваться внешним магнитным полем. Он изготавливается из соединения NiFe или кобальтовых сплавов. Антиферромагнитный слой изготавливается из плёнок FeMn или NiMn. Направление намагниченности в нем фиксируется пиннинговым слоем из магнитожёсткого материала, например, кобальта. Такой сенсор характеризуется асимметричной петлей гистерезиса, что связано с наличием магнитожёсткого слоя, фиксирующего направление намагниченности в рабочем диапазоне полей.

Реализация в жёстких дисках

Основная статья: Жёсткий диск

В жёстких дисках (HDD) информация кодируется с помощью магнитных доменов, когда одному направлению намагниченности в них ставится в соответствие логическая единица, а противоположному — логический нуль. Различают продольный и перпендикулярный методы записи.

В продольном методе домены располагаются в плоскости пластины, то есть направление в них параллельно поверхности. Между доменами всегда формируется переходная область (доменная стенка), в области которой на поверхность выходит магнитное поле. Если доменная стенка образовалась на границе двух северных полюсов доменов, то поле направлено наружу, а если её образовали южные полюса — то внутрь. Чтобы считать направление магнитного поля над доменной стенкой, в антиферромагнитном слое сенсора фиксируется направление намагниченности перпендикулярно плоскости пластины диска, а в сенсорном слое параллельно ей. Изменение направления внешнего магнитного поля отклоняет намагниченность в сенсорном слое от равновесного положения вверх или вниз. Когда направление отклонения совпадает с направлением в фиксированном слое, электрическое сопротивление сенсора уменьшается, и наоборот, при различных направлениях детектируется увеличение сопротивления. Таким образом определяется взаимная ориентация доменов, над которыми прошла считывающая головка.

В настоящее время широко используется вертикальное расположение доменов, что позволяет существенно увеличить плотность размещения битов на поверхности пластины. При этом на поверхность выходит поле, образуемое самим доменом.

Магнитная оперативная память

Основная статья: MRAM

Использование спинового клапана в MRAM. 1 Спиновый клапан в качестве ячейки памяти (стрелки обозначают наличие ферромагнитных слоёв). 2 Линия строки. 3 Линия столбца. Эллипсы со стрелками обозначают силовые линии магнитного поля вокруг линий строки и столбца во время прохождения электрического тока в них.

Ячейка магниторезистивной оперативной памяти (англ. MRAM) состоит из структуры, подобной сенсору на спиновом клапане. Значение хранимого бита может кодироваться направлением намагниченности в сенсорном слое, в данном случае выступающем в качестве носителя информации. Считывание происходит путем измерения сопротивления структуры. Преимуществами подобной технологии являются независимость от источников питания, низкое энергопотребление и высокое быстродействие.

Типичный блок памяти на основе магниторезистивного эффекта, хранящий один бит информации, выглядит следующим образом. ГМС структура формата CIP размещается между двумя перпендикулярно направленными по отношению друг к другу проводниками, которые генерируют магнитное поле при прохождении импульсов электрического тока по ним. Эти проводники называют линиями строк и столбцов. Магнитное поле, создаваемое любой из линий, направлено по замкнутой кривой, напоминающей эллипс, а направление по или против часовой стрелки определяется направлением тока. При этом ГМС структура создается таковой, чтобы намагниченности внутри неё ориентировались вдоль линии строки.

Таким образом, направление поля, создаваемого линией столбца, направлено практически параллельно магнитным моментам и оно не может их развернуть. Линия строки создает поле перпендикулярное им и вне зависимости от величины поля может развернуть намагниченность только на 90°. При одновременном прохождении импульсов по линиям строк и столбцов суммарное магнитное поле в месте расположения ГМС структуры будет направлено под острым углом по отношению к одним моментам и под тупым по отношению к другим. Если величина поля превысит некоторую критическую величину, последние изменят своё направление.

Применяются различные схемы хранения и считывания информации из описанной ячейки. В одной из них информация хранится в движимом слое структуры. Тогда операция чтения определяет, изменилось ли сопротивление структуры при приложении магнитного поля. Очевидно, при этом считанный бит стирается, и его нужно записать в ячейку вновь. В другой схеме информацию хранит фиксированный слой, что требует больших токов для записи по сравнению с токами считывания.

На сегодняшний день в случае MRAM гигантский магниторезистивный эффект уступил место туннельному. В подобных структурах так же необходимы вентильные элементы, предотвращающие блуждающие токи между ячейками памяти. Таким вентильным элементом может быть МОП-транзистор, к стоку которого подключается ГМС структура, истоку — заземление, а затвору — одна из линий, служащих для считывания.

Другие применения

Магниторезистивные изоляторы для бесконтактной передачи сигнала между двумя гальванически изолированными частями электрических схем впервые были продемонстрированы в 1997 году как альтернатива оптопарам благодаря лучшей интегрируемости. Мост Уитстона из четырёх одинаковых ГМС-устройств является нечувствительным к однородному магнитному полю, реагируя на условия, когда направления полей антипараллельны в соседних ножках моста. Подобные устройства, продемонстрированные в 2003 году, могут использоваться в качестве выпрямителей тока с линейной АЧХ. Обобщённая до четырёх независимых токов схема подобного моста (транспинор, англ. transpinnor) была сделана Сионгте Баи в 2002 году и может использоваться в качестве логического вентиля.

См. также

• Спинтроника
• РККИ-обменное взаимодействие
• Магнетосопротивление
• Анизотропное магнитное сопротивление
• Колоссальное магнитное сопротивление
• Туннельное магнитное сопротивление

Ссылки

• О. Баклицкая. Нобелевские премии 2007 года. Гигантское магнетосопротивление — триумф фундаментальной науки  (неопр.). Наука и жизнь. Дата обращения: 27 февраля 2011.
• И. Иванов. Нобелевская премия по физике — 2007  (неопр.). Элементы.ру (16 октября 2007). Дата обращения: 27 апреля 2011.
• Современные магнитные носители информации. Устройства магнитной записи и воспроизведения. Магнитооптические носители информации.  (неопр.) Научно-исследовательский институт ядерной физики им. Д. В. Скобельцына. Дата обращения: 30 апреля 2011.