Гігантський магнетоопір: відмінності між версіями

[неперевірена версія]

← Попереднє редагування Наступне редагування →

Вилучено вміст Додано вміст

Лінійно

Версія за 16:51, 15 серпня 2011

Гіганський магнетоопір (гіганський магнітоопір^[1], скор. ГМО, англ. Giant magnetoresistance, скор. GMR) — квантовомеханічний ефект, що спостерігається у металічних плівках, які складаються з феромагнітних і провідних немагнітних шарів. Ефект полягає у значній зміні електричного опору таких структур при зміні взаємного напрямку намагніченості сусідніх магнітних шарів. Напрямком намагніченості можна керувати, наприклад, прикладенням зовнішнього магнітного поля. В основі ефекту лежить розсіяння електронів, що залежить від напрямку спіну. За відкриття гігантського магнетоопору в 1988 році фізики Альбер Ферт (Університет Париж-Південь XI) і Петер Грюнберг (Дослідницький центр Юліх) були нагороджені Нобелівською премією з фізики у 2007 році.

Основними сферами застосування ефекту є датчики магнітного поля, що використовуються в жорстких дисках, біосенсора, приладах МЕМС та інших. Структури з гігантським магнетоопором застосовувались у магніторезистивній оперативній пам'яті у якості логічних комірок для зберігання одного біту інформації.

В літературі термін гігантський магнетоопір інколи плутається з колосальним магнетоопором ферро- і антиферомагнітних напівпровідників^[2]^[3], який не пов'язаний з багатошаровими структурами.

Математичне формулювання

Магнітоопором називають залежність електричного опору зразка від величини зовнішнього магнітного поля. Його характеризують величиною

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

де $R(0)$ — опір зразка за відсутності магнітного поля, а $R(H)$ — його опір в магнітному полі з напруженістю $H$ ^[4]^[5]. На практиці також застосовують альтернативні форми запису, що відрізняються знаком виразу та використовують питомий електричний опір^[1]^[2]. Інколи використовують відношення зміни опору до його значення в нульовому полі^[6].

Термін «гіганський магнетоопір» вказує на те, що величина $\delta _{H}$ для багатошарових структур значно перевищує анізотропний магнетоопір, який, як правило, не перевищує кількох відсотків^[7]^[8].

Історія відкриття

ГМC, результати Альбера Ферта і Петера Грюнберга (1988 рік): зміна опору Fe/Cr надґраток за температури 4,2 К при прикладанні зовнішнього магнітного поля напруженістю H. Зовнішнє поле і струп спрямовані вздовж вісі [110]. Праворуч стрілкою вказано найбільшу досягнуту зміну у відсотках. H_s — поле насичення^{[К 1]}.

Ефект ГМО було експериментально відкрито у 1988 році двома науковими колективами незалежно один від одного: лабораторіями Албера Ферта і Петера Грюнберга. Практичне значення цього відкриття було відмічено присудженням Ферту і Грюнбергу Нобелівської премії з фізики у 2007 році^[9].

Передісторія

Перші математичні моделі, що описували вплив намагніченості матеріалів на рухливість носіїв струму в них завдяки наявності спіну, з'явились ще у 1936 році. Експериментальні факти, які дозвляли передбачити можливість підсилення ефекту залежності опору від магнітного поля (тобто збільшення $\delta _{H}$ ), були відомі з 1960-х. Наприкінці 1980-х фізиками було добре вивчено анізотропний магнетоопір^[10]^[11], но величина $\delta _{H}$ для этого эффекта не превышала нескольких процентов^[7]. Практичне значення методів збільшення $\delta _{H}$ стало можливим з появою методів на кшталт молекулярно-променевої епітаксії, яка дозволила виготовляти тонкі багатошарові плівки товщиною в одинці нанометрів^[12].

Експеримент і його пояснення

Ферт і Грюнберг досліджували ефекти, пов'язані з електричним опором структур, що включали в себе феромагнітні та неферомагнітні матеріали. Зокрема Ферт займався провідністю багатошарових плівок, а Грюнберг у 1986 році відкрив обмінну взаємодію антиферомагнітного характеру в плівках Fe/Cr^[12].

В роботі, в якій було заявлено про відкриття ефекту, досліджувався магнетоопір (001)Fe/(001)Cr надґраток. В цьому експерименті на об'ємоцентровану кубічну ґратку GaAs у високому вакуумі наносилися шари заліза і хрому за температури підкладинки близько 20 °C^[13].

За товщини шарів Fe в 30 Å та варіювання товщини немагнітної хромового прошарку між ними від 9 до 30 Å збільщення товщини прошарків хрому в надґратці послаблювало антиферомагнітний зв'язок між шарами заліза та поле розмагнічуваня. Останнє також зменшувалось при збільшенні температури від 4,2 К до кімнатної. Зміна товщини немагнітних шарів приводила до суттєвого зменшення залишкової намагніченості у петлі гістерезису. Було показано сильну залежність опору зразка (зміна до 50%) від величини зовнішнього магнітного поля за температури 4,2 К. У статті Ферта 1988 року новий ефект було названо гігантським магнетоопором, аби підкреслити його значну величину у порівнянні з анізотропним магнетоопором^[13]^[14].

Автори відкриття також висунули припущення, що в основі ефекту лежить так зване спін-залежне розсіяння електронів у надґратці (залежність опору шарів від взаємної орієнтації їх намагніченості та спінів електронів)^[13]. Теоретичний опис ГМО для різних напрямків струму було зроблено протягом кількох наступних років. Напрямок струму вздовж шарів (так звана CIP-геометрія, англ. current in plane — струм в площині) в класичному наближені було досліджено Р. Кемлі у 1989 році^[15], а у квантовому — П. Леві у 1990-му^[16]. Теорія ГМО для струму, спрямованого перпендикулярно шарам (CPP-геометрія, англ. current perpendicular to plane — струм перпендикулярно до площини), відома як теорія Валета — Ферта, була опублікована у 1993 році^[17]. У той же час практичний інтерес представляє CPP-геометрія^[18], оскільки сенсори на його основі, вперше запропоновані Р. Ротмайєром у 1994 році демонструють більшу чутливість, ніж сенсори на основі CIP^[19].

Теорія

Основні положення

Спин-залежне розсіяння

Електричний опір зразку залежить від багатьох факторів, серед яких у магнітовпорядкованих матеріалах суттєву роль відіграє розсіяння електронів на магнітній підґратці кристалу, тобто сукупності кристалографічно еквівалентних атомів з ненульовим атомним магнітним моментом, які утворюють власну кристалічну ґратку. Розсіяння залежить від орієнтації спіну електрона по відношенню до магнітних моментів атомвів. Для визначеності часто покладають, що електрони провідності мінімально взаємодіють з атомами, магнітний момент яких має паралельний їх спіну напрямок, і максимально у випадку антипаралельних напрямків. Взаємодія також буде сильною у парамагнітному стані, коли всі магнітні моменти атомів напрямлені хаотично, без виокремленого напрямку намагніченості.^[1]^[7]^[20].

Для таких хороших провідників як золото чи мідь, рівень Фермі знаходиться всередині гібридизованої sp зони, а d зона повністю заповнена. У феромагнетиках спостерігається інша ситуація. В них залежність взаємодії електронів з атомами вів напрямку їх спінів пов'язана із заповненістю зони, яка відповідає за магнітні властивості (3d для таких металів як залізо, нікель чи кобальт). d зона феромагнетиків є розщепленою, оскільки вона містить різну кількість електронів зі спінами, напрямленими «вгору» і «вниз» (напрямки є умовністю аби відрізнити дві групи електронів). Це є причиною різниці у густині електронних станів на рівні Фермі для спінів, напрямлених у різні сторони. Тут кажуть про «меншість» електронів (англ. minority-spin electrons) для тої частини d зони, що заповнена менше (наприклад, де спіни напрямлені вниз), і «більшість» для другої її частини (англ. majority-spin electrons), яка виявляється заповненою повністю (спіни напрямлені вгору). Рівень фермі для «більшості» електронів знаходиться всередині sp зони, внаслідок чого їх рух у феромагнетику подібний до руху електронів у немагнітному металі. Для «меншості» електронів sp і d зони виявляються гібридизованими, а рівень Фермі лежить всередині d зони. Гібридизована spd зона феромагнетиків характеризується високою густиною станів, що проявляється як зменшення довжини вільного пробігу $\lambda$ «меншості» електронів у порівнянні з «більшістю». У нікелі, легованому кобальтом, відношення $\lambda _{\uparrow }/\lambda _{\downarrow }$ (для електронів з різними напрямками спіну) може збільшуватися до 20 або зменшуватися до 0,3 за легування хромом^[21].

Згідно теорії Друде, провідність пропорційна довжині вільного пробігу^[22] і знання $\lambda _{\uparrow }/\lambda _{\downarrow }$ дозволяє оцінити співвідношення провідностей для цих двох груп електронів. Типова довжина вільного пробігу у тонких металічних плівках лежить в інтервалі від кількох одиниць до кількох десятків нанометрів. Електрон «пам'ятає» напрямок спіну на так званій довжині спінової релаксації (яку також називають довжиною спінової дифузії), яка може значно перевищувати довжину вільного пробігу. Вона визначає ефективність спін-поляризованого транспорту електронів. Коли спостерігається залежність електричного опору від напрямку спіну носія струму, то говорять про спін-залежне розповсюдження електронів. Спін-залежне розсіяння у феромагнетиках відбувається при переходах електронів провідності між нерозщепленою 4s і розщепленою 3d зонами^[1]^[7].

Існують матеріали, для яких більш слабким є взаємодія між електронами і атомами, чиї спіни і магнітні моменти антипаралельні. Комбінацією обох цих типів матеріалів можно отримати так званий інверсний ефект ГМО^[7]^[23]. Тому коли конкретний механізм взаємодії не принциповий, для збереження загальності підходу кажуть про електричну провідність «більшості» і «меншості» електронів, яким відповідають більша і менша густина електронних станів. Визначення співвідношення між провідностями або питомими опорами для цих двох груп електронів є достатнім для побудови феноменологічної теорії^[24]^[25].

Електронна зонна структура (ліворуч) і густина станів (праворуч) на кожній схемі

Мідь (немагнітний метал). F — рівень Фермі. По вертикальній вісі енергія в эВ.

Кобальт («більшість» спінів)

Кобальт («меншість» спІнів)

CIP і CPP геометрії підключення

Магнітну надґратку можна під'єднати до електричного кола двома способами. За так званої CIP (англ. current in plane, струм у площині) геометрії, електричний струм розповсюджується вздовж шарів надґратки, а електроди розміщено на одній стороні всієї структури. За CPP (англ. current perpendicular to plane, струм перпендикулярно до площини) геометрії струм розповсюджується перпендикулярно шарам надґратки, а електроди розміщено по різні її сторони.^[7]. CPP-геометрія характеризується більшими величинами ГМО (більш ніж у два рази у порівнянні с CIP), але й складніша для технічної реалізації^[26]^[27].

Проходження струму крізь магнітну надґратку

Характеристики магнітної впорядкованості відрізняються у надґратках з феромагнітном (ФНҐ) і антиферомагнітною (АНҐ) взаємодією між шарами. В першій напрямок намагніченості різних феромагнітних шарах за відсутності прикладеного поля однакові, а у другій протилежні напрямки чергуються. Розповсюджуючись крізь ФНҐ, електрони з антипаралельним напрямком спіну по відношенню до намагніченості ґратки майже не розсіюватимуться, а електрони з співнапрямленим до намагніченості шарів спіном будуть розсіюватися. При проходженні АНҐ розсіюватимуться будуть електрони з будь-яким напрямком спінів: акти розсіяння для кожного окремо вибраного електрона матимуть місце при проходженні шару з намагніченістю, співнапрямленою до його спіну. Так як величина опору зразка збільшується зі збільшенням кількості актів розсіяння, опір АНҐ буде вище, ніж ФНҐ^[1]^[7].

Для побудови приладів, що використовують ефект ГМО, необхідно мати можливість динамічно перемикати стан ґратки між станами з паралельною чи антипаралельною намагніченістю шарів. У першому наближенні густина енергії взаємодії двох феромагнітних шарів, які розділені немагнітним прошарком, пропорційна скалярному добутку їх намагніченостей:

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

Залежність коефіцієнта $J$ від товщини немагнітного шару $d_{s}$ описується осцилюючою функцією. Тому $J$ може змінюватися як за величиною, так і за знаком. Якщо підібрати $d_{s}$ таким чином, що основним буде антипаралельний стан, то перемикання надґратки з антипаралельного стану (великий опір) у паралельний (низький опір) буде відбуватись під дією зовнішнього поля. Повний опір структури можна представити у вигляді

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

де $R_{0}$ — опір ФНҐ, $\Delta R$ — інкремент ГМО, $\theta \in [-\pi ,\pi ]$ — кут між намагніченостями сусідніх шарів^[26].

Математичний опис

Для математичної формалізації явища вводяться два так званих спінових канали електропровідності, які відповідають провідності електронів, для яких опір мінімальний чи максимальний відповідно. Співвідношеня між ними часто визначається у термінах коефіцієнту спінової анізотропії $\beta$ , котрий можна ввести визначенням мінімального і максимального питомих електричних опорів $\rho _{F\pm }$ для спін-поляризованого струму у вигляді

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

де $\rho _{F}$ — середній питомий опір феромагнетика^[28].

Резисторна модель для CIP и CPP структур

В умовах, когли розсіяння носіїв струму на межі між феромагнітним і немагнітним металами мале, а напрямок спінів електронів зберігається досить довго, зручно розглядати модель, в якій електричний опір зразка визначається опорами магнітних і немагнітних шарів окремо.

Наявність двох каналів провідності для електронів з різним напрямком спіну по відношенню до намагніченості у шарах структури свідчить, що еквівалентна схема ГМО структури буде складатись з двох паралельних з'єднань, які відповідають кожному з каналів. У такому випадку вираз для магнетоопору набуде вигляду

\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})}},

де індекси в R позначають співнапрямлену і протинапрямлену орієнтації намагніченості в шарах, $\chi =b/a$ — відношення товщин немагнітного і магнітного металів, $\rho _{N}$ — питомий опір немагнітного металу. Даний вираз можна застосувати для CIP і CPP структур. За виконання умови $\chi \rho _{N}\ll \rho _{F\pm }$ цю залежність можна переписати у більш простому вигляді через коефіцієнт спінової асиметрії:

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

Подібний прилад, чий опір різниться для електронів з різними напрямками спіну, прийнято називати спіновим клапаном. Кажуть, що він відкритий, якщо намагніченості в його шарах орієнтовані паралельно, і закритий у протилежному випадку^[29].

Вивід формул магнетоопору

Нехай надґратка складається з двох магнітних шарів товщиною a і немагнітного прошарку товщиною b між ними. Якщо вважати, що при проходженні такої структури час перебування електрону в кожному з шарів пропорційний його товщині, то питомий опір структури можна записати у вигляді

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

де индекси F1 і F2 позначають перший і другий магнітні шари відповідно, а N — немагнітний шар. Якщо знехтувати розсіянням електронів при проходженні границь між шарами і спіновою релаксацією, то для зразка довжиною L і площею перетину S опірори для паралельної і антипаралельної конфігурацій намагніченості будуть мати вигляд

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 індекси в інтегральних опорів R позначають співнапрямленість намагніченості в шарах структури (тут враховано, що еквівалентна схема структури виглядає як паралельне з'єднання каналів для електронів з протилежними напрямками спінів). Тоді магнетоопір можна записати як

{\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 $\chi =b/a$ ^[30].

Як і для CIP, еквівалентна схема CPP-структури складаєтсья з паралельно з'єднаних каналів опорів для електронів з протилежними напрямками спінів. Відмінність від попереднього випадку полягає лише у коефіцієнті пропорційності між питомим і інтегральним опорами, оскільки електрон тепер має подолати не поздовжній розмір L, а товщини шарів a і b. Якщо позначити через S площу структури, 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}}.

Це означає, що вираз для магнетоопору не зміниться:

{\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].

Модель Валета — Ферта

У 1993 році Тьері Валетом (англ. Thierry Valet) і Альбером Фертом було опубліковано модель гігантського магнетоопору для CPP-геометрії, побудовану на основі кінетичних рівнянь Больцмана. Суть теорії полягає у розгляді розщеплення хімічного потенціалу на дві функції всередині магнітного шару, які відповідають електронам зі спінами паралельними та антипаралельними намагніченості в ньому. Якщо вважати, що товщина немагнітного шару досить мала, то у зовнішньому полі E₀ поправки до електрохімічного потенціалу і поля всередині зразка матимуть вигляд

\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}},

де l_s — середня довжина спінової релаксації, а координата $z$ відраховується від межі між магнітним і немагнітним шарами ( $z<0$ відповідає феромагнетик)^[17]. Звідси випливає, що на межі феромагнетика будуть накопичуватися ті електрони, для яких хімічний потенціал більше^[32], що можна представити у вигляді потенціалу спінової акумуляціїV_AS, або так званого інтерфейсного опору (що відповідає межі інтерфейсу феромагнетик — немагнітний матеріал)

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})}},

де j — густина струму в зразку, l_sN і l_sF — довжини спінової релаксації у немагнітному і магнітному матеріалах відповідно^[33].

Методи отримання

Матеріали і експериментальні дані

Можна підібрати досить багато комбінацій матеріалів, котрі будуть демонструвати ефект гігантського магнетоопору^[34]. Деякими з них, що часто використовуються і широко досліджувались є наступні:

Fe Cr ^[13]
Co₁₀ Cu₉₀: $\delta _{H}=40\;\%$ при кімнатній температурі^[35]
[110]Co₉₅Fe₅/Cu: $\delta _{H}=110\;\%$ при кімнатній температурі^[34]

Величина магнетоопору залежить від багатьох параметрів, таких як геометрія приладу (CIP або CPP), температура зразка, товщина шарів феромагнітних і неферомагнітних матеріалів. При температурі 4,2 К і фіксованій товщині шару кобальту в 1,5 нм зміна товщини шару міді $d_{Cu}$ від 1 до 10 нм призводила до різкого зменшення $\delta _{H}$ від 80 до 10 % у CIP-геометріі. У той же час з CPP-геометрією максимальний ефект на рівні 125 % досягався при d_Cu=2,5 нм. Збільшення $d_{Cu}$ до 10 нм призводило до зменшення $\delta _{H}$ до 60 %. Залежність $\delta _{H}(d_{Cu})$ мала осцилюючий характер^[36].

Надґратка з шарів кобальту і міді товщинами 1,2 и 1,1 нм відповідно при зміні температури від близької до абсолютного нуля до 300 К демонструвала зменшення величини ефекту від 40 до 20 % в CIP-геометрії й від 100 до 55 % у CPP-геометрії^[37].

Існують дослідження спінових клапанів з неметалічними немагнітними прошарками. А саме, для органічних прошарків при 11 К фіксувався гігантський негативний магнетоопір до 40 %^[38]. Спинові клапани на графені різної конструкції демонстрували ГМО на рівні 12 % при температурі 7 К і 10 % при температурі 300 К. Але теоретичні оцінки дозволяють вважати верхню межу ефекту до 10⁹ %^[39].

До посилення ефекту призводить використання спінових фільтрів, що поляризують спіни електронів під час проходження електричного струму, котрі виготовляються з металів типу кобальта. Для фільтру товщиною $t$ з довжиною вільного пробігу електронів $\lambda$ спостерігалася зміна провідності $\Delta G$ , котру можна записати як

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

де $\Delta G_{SV}$ — зміна провідності спінового клапану без фільтра, $\Delta G_{f}$ — максимальне збільшення провідності за використання фільтра, $\beta$ — параметр матеріалу фільтра^[40].

Магнетоопір у плівках

Ефект гіганського магнітоопру спостерігався Фером і Грюнбергом при дослідженні надґраток, які складались із феромагнітних і немагнітних шарів. Товщина немагнітного шару підбирається така, щоб через РККІ-зв'язку між шарами основним станом була антипаралельна орієнтація намагніченостей у сусідніх магнітних шарах. Тоді за зовнішньої дії, наприклад, магнітним полем, орієнтація векторів намагніченості у різних шарах може бути змінена на паралельную. Це буде супороводжуватись значною зміною електричного опору структури.^[13]

Використання

Явище гігантського магнетоопору використовується в магнітних головках сучасних жорстких дисків.

Див. також

Примітки

Коментарі

↑ Схема не відображає наявність магнітного гістерезису, оскільки форма його петлі в надґратці залежить від товщини немагнітного шару. В дослідах Ферта добре виражений гістерезис із полем насичення близько 4 кГс і залишковою намагніченістю, яка складала близько 60% від намагніченості насичення, спостерігався за товщини немагнітного прошарку, рівної $d_{Cu}=1,8$ нм. Але при зменшенні $d_{Cu}$ до значення 0,9 нм, яке відповідає найбільшому досягнутому ГМО, петля редукувалася до вузької витягнутої фігури з полем насичення 20 кГс і малою залишковою намагніченістю (див. Baibich M. N та ін. (1988). Giant Magnetoresistance of (001)Fe/(001)Cr Magnetic Superlattices. PRL. 61 (21): 2472—2475. doi:10.1103/PhysRevLett.61.2472. {{cite journal}}: Явне використання «та ін.» у: |author= (довідка))

Джерела

↑ ^а ^б ^в ^г ^д Никитин С. А. Помилка: не задано параметр |заглавие= в шаблоні {{Статья}} // Соросовский обозревательный журнал. — Т. 8, № 2.
↑ ^а ^б Э. Л. Нагаев. Помилка: не задано параметр |заглавие= в шаблоні {{Статья}} // Успехи физических наук. — Т. 166, № 8. — DOI:10.3367/UFNr.0166.199608b.0833.
↑ Colossal Magnetoresistance, Charge Ordering and Related Properties of Manganese Oxides / Ed. by C. N. R. Rao and B. Raveau. — World Scientfic Publishing Co, 1998. — P. 2. — ISBN 978-981-02-3276-4.
↑ Hirota, E., Sakakima, H., Inomata, K. Giant Magneto-Resistance Devices. — Springer, 2002. — P. 30. — ISBN 978-3-540-41819-1.
↑ Я. М. Муковский. Помилка: не задано параметр |заглавие= в шаблоні {{Статья}} // Рос. хим. ж. — Т. XLV, № 5—6.
↑ Alfred Brian Pippard. Magnetoresistance in Metals. — Cambridge University Press, 2009. — Vol. 2. — P. 8. — (Cambridge Studies in Low Temperature Physics) — ISBN 9780521118804.
↑ ^а ^б ^в ^г ^д ^е ^ж Claude Chappert, Albert Fert and Frédéric Nguyen Van Dau (2007). The emergence of spin electronics in data storage. Nature Materials. 6: 813—823. doi:10.1038/nmat2024.
↑ Hirota, E., Sakakima, H., Inomata, K. Giant Magneto-Resistance Devices. — Springer, 2002. — P. 23. — ISBN 978-3-540-41819-1.
↑ The Nobel Prize in Physics 2007 (англ.). The Official Web Site of the Nobel Prize. Процитовано 27 лютого 2011.
↑ Frederick Seitz, David Turnbull. Advances in Research and Applications. — Academic Press, 1957. — Vol. 5. — P. 31. — (Solid State Physics) — ISBN 978-0126077056.
↑ Aboaf J. A. (Oct. 9, 1984). New Magnetoresistive Materials (англ.). Процитовано 11 квітня 2011. {{cite web}}: Проігноровано невідомий параметр |description= (довідка)
↑ ^а ^б Ферт А. Помилка: не задано параметр |заглавие= в шаблоні {{Статья}} : [рос.] // УФН. — Т. 178, № 12. — DOI:10.3367/UFNr.0178.200812f.1336.
↑ ^а ^б ^в ^г ^д M. N. Baibich, J. M. Broto, A. Fert, F. Nguyen Van Dau, F. Petroff, P. Eitenne, G. Creuzet, A. Friederich, and J. Chazelas (1988). Giant Magnetoresistance of (001)Fe/(001)Cr Magnetic Superlattices. Physical Review Letters. 61 (21): 2472—2475. doi:10.1103/PhysRevLett.61.2472.
↑ Tsymbal E. Y. and Pettifor D. G. Solid state physics / Ed. by Henry Ehrenreich, Frederick Seitz, David Turnbull, Frans Spaepen. — Academic Press, 2001. — Vol. 56. — P. 120. — (Solid State Physics: Advances in Research and Applications) — ISBN 9780126077568.
↑ R. E. Camley and J. Barnaś (1989). Theory of giant magnetoresistance effects in magnetic layered structures with antiferromagnetic coupling. Phys. Rev. Lett. 63 (6): 664—667. doi:10.1103/PhysRevLett.63.664.
↑ Peter M. Levy, Shufeng Zhang, Albert Fert (1990). Electrical conductivity of magnetic multilayered structures. Phys. Rev. Lett. 65 (13): 1643—1646. doi:10.1103/PhysRevLett.65.1643.
↑ ^а ^б T. Valet, A. Fert (1993). Theory of the perpendicular magnetoresistance in magnetic multilayers. Physical Review B. 48 (10): 7099—7113. doi:10.1103/PhysRevB.48.7099.
↑ Nagasaka K. та ін. (30 червня 2005). CPP-GMR Technology for Future High-Density Magnetic Recording (PDF) (англ.). Fujitsu. Процитовано 11 квітня 2011. {{cite web}}: Явне використання «та ін.» у: |author= (довідка)
↑ K. H. J. Buschow. Concise encyclopedia of magnetic and superconducting materials. — Elsevier, 2005. — P. 580. — ISBN 9780080445861.
↑ Tsymbal E. Y. and Pettifor D. G. Solid state physics / Ed. by Henry Ehrenreich, Frederick Seitz, David Turnbull, Frans Spaepen. — Academic Press, 2001. — Vol. 56. — P. 122. — (Solid State Physics: Advances in Research and Applications) — ISBN 9780126077568.
↑ Tsymbal E. Y. and Pettifor D. G. Solid state physics / Ed. by Henry Ehrenreich, Frederick Seitz, David Turnbull, Frans Spaepen. — Academic Press, 2001. — Vol. 56. — P. 126—132. — (Solid State Physics: Advances in Research and Applications) — ISBN 9780126077568.
↑ Савельев И. В. Курс общей физики. — Астрель АСТ, 2004. — Т. 2. — 336 с. — 5000 прим. — ISBN 5-17-003760-0.
↑ K. H. J. Buschow. Concise encyclopedia of magnetic and superconducting materials. — Elsevier, 2005. — P. 254. — ISBN 9780080445861.
↑ Stöhr, J. and Siegmann, H. C. Magnetism: From Fundamentals to Nanoscale Dynamics. — Springer-Verlag Berlin Heidelberg, 2006. — P. 638. — ISBN 978-3540302827.
↑ J. Inoue, T. Tanaka and H. Kontani (2009). Anomalous and spin Hall effects in magnetic granular films. Physical Review B. 80 (2): 020405(R). doi:10.1103/PhysRevB.80.020405.
↑ ^а ^б к.ф.-м.н. А. В. Хвальковский. Гигантское магнитосопротивление: от открытия до Нобелевской премии (рос.). AMT&C. Процитовано 27 лютого 2011.
↑ Bass, J., Pratt, W. P. (1999). Current-perpendicular (CPP) magnetoresistance in magnetic metallic multilayers. JMMM. 200: 274—289. doi:10.1016/S0304-8853(99)00316-9.
↑ О. В. Третяк, В. А. Львов, О. В. Барабанов. {{{Заголовок}}}. — ISBN 966-594-323-5.
↑ О. В. Третяк, В. А. Львов, О. В. Барабанов. {{{Заголовок}}}. — ISBN 966-594-323-5.
↑ О. В. Третяк, В. А. Львов, О. В. Барабанов. {{{Заголовок}}}. — ISBN 966-594-323-5.
↑ О. В. Третяк, В. А. Львов, О. В. Барабанов. {{{Заголовок}}}. — ISBN 966-594-323-5.
↑ Stöhr, J. and Siegmann, H. C. {{{Заголовок}}}. — P. 641. — ISBN 978-3540302827.
↑ Stöhr, J. and Siegmann, H. C. {{{Заголовок}}}. — P. 648—649. — ISBN 978-3540302827.
↑ ^а ^б Помилка цитування: Неправильний виклик тегу <ref>: для виносок під назвою phys_tue-Coehoorn не вказано текст
↑ А. Б. Грановский, М. Ильин, А. Жуков, В. Жукова, Х. Гонзалес. Гигантское магнитосопротивление гранулированных микропроводов: спин-зависящее рассеяние в межгранульных промежутках // ФТТ. — 2011. — Т. 53, № 2. — С. 299—301.
↑ K. H. J. Buschow. {{{Заголовок}}}. — P. 248. — ISBN 9780080445861.
↑ Помилка цитування: Неправильний виклик тегу <ref>: для виносок під назвою Bass99 не вказано текст
↑ Dali Sun, Lifeng Yin, Chengjun Sun, Hangwen Guo, Zheng Gai, X.-G. Zhang, T. Z. Ward, Zhaohua Cheng, and Jian Shen (2010). Giant Magnetoresistance in Organic Spin Valves. Phys. Rev. Lett. 104 (23): 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, and Guangping Li (2010). Room-temperature giant magnetoresistance over one billion percent in a bare graphene nanoribbon device. Phys. Rev. B. 81 (23): 233403. doi:10.1103/PhysRevB.81.233403.
↑ {{{Заголовок}}}. — Vol. IV. — P. 161—163. — ISBN 978-3-540-21954-5.

Література

Шаблон:Link FA

[9] Схема не відображає наявність магнітного гістерезису, оскільки форма його петлі в надґратці залежить від товщини немагнітного шару. В дослідах Ферта добре виражений гістерезис із полем насичення близько 4 кГс і залишковою намагніченістю, яка складала близько 60% від намагніченості насичення, спостерігався за товщини немагнітного прошарку, рівної $d_{Cu}=1,8$ нм. Але при зменшенні $d_{Cu}$ до значення 0,9 нм, яке відповідає найбільшому досягнутому ГМО, петля редукувалася до вузької витягнутої фігури з полем насичення 20 кГс і малою залишковою намагніченістю (див. Baibich M. N та ін. (1988). Giant Magnetoresistance of (001)Fe/(001)Cr Magnetic Superlattices. PRL. 61 (21): 2472—2475. doi:10.1103/PhysRevLett.61.2472. {{cite journal}}: Явне використання «та ін.» у: |author= (довідка))

[Nikitin04-1] а ^б ^в ^г ^д Никитин С. А. Помилка: не задано параметр |заглавие= в шаблоні {{Статья}} // Соросовский обозревательный журнал. — Т. 8, № 2.

[Nagaev96-2] а ^б Э. Л. Нагаев. Помилка: не задано параметр |заглавие= в шаблоні {{Статья}} // Успехи физических наук. — Т. 166, № 8. — DOI:10.3367/UFNr.0166.199608b.0833.

[Rao98-3] Colossal Magnetoresistance, Charge Ordering and Related Properties of Manganese Oxides / Ed. by C. N. R. Rao and B. Raveau. — World Scientfic Publishing Co, 1998. — P. 2. — ISBN 978-981-02-3276-4.

[Hirota02-4] Hirota, E., Sakakima, H., Inomata, K. Giant Magneto-Resistance Devices. — Springer, 2002. — P. 30. — ISBN 978-3-540-41819-1.

[5] Я. М. Муковский. Помилка: не задано параметр |заглавие= в шаблоні {{Статья}} // Рос. хим. ж. — Т. XLV, № 5—6.

[Pippard09_8-6] Alfred Brian Pippard. Magnetoresistance in Metals. — Cambridge University Press, 2009. — Vol. 2. — P. 8. — (Cambridge Studies in Low Temperature Physics) — ISBN 9780521118804.

[Chappert07-7] а ^б ^в ^г ^д ^е ^ж Claude Chappert, Albert Fert and Frédéric Nguyen Van Dau (2007). The emergence of spin electronics in data storage. Nature Materials. 6: 813—823. doi:10.1038/nmat2024.

[Hirota02_23-8] Hirota, E., Sakakima, H., Inomata, K. Giant Magneto-Resistance Devices. — Springer, 2002. — P. 23. — ISBN 978-3-540-41819-1.

[10] The Nobel Prize in Physics 2007 (англ.). The Official Web Site of the Nobel Prize. Процитовано 27 лютого 2011.

[Seitz57-11] Frederick Seitz, David Turnbull. Advances in Research and Applications. — Academic Press, 1957. — Vol. 5. — P. 31. — (Solid State Physics) — ISBN 978-0126077056.

[2-12] Aboaf J. A. (Oct. 9, 1984). New Magnetoresistive Materials (англ.). Процитовано 11 квітня 2011. {{cite web}}: Проігноровано невідомий параметр |description= (довідка)

[Ферт08-13] а ^б Ферт А. Помилка: не задано параметр |заглавие= в шаблоні {{Статья}} : [рос.] // УФН. — Т. 178, № 12. — DOI:10.3367/UFNr.0178.200812f.1336.

[Baibich88-14] а ^б ^в ^г ^д M. N. Baibich, J. M. Broto, A. Fert, F. Nguyen Van Dau, F. Petroff, P. Eitenne, G. Creuzet, A. Friederich, and J. Chazelas (1988). Giant Magnetoresistance of (001)Fe/(001)Cr Magnetic Superlattices. Physical Review Letters. 61 (21): 2472—2475. doi:10.1103/PhysRevLett.61.2472.

[Tsymbal01_120-15] Tsymbal E. Y. and Pettifor D. G. Solid state physics / Ed. by Henry Ehrenreich, Frederick Seitz, David Turnbull, Frans Spaepen. — Academic Press, 2001. — Vol. 56. — P. 120. — (Solid State Physics: Advances in Research and Applications) — ISBN 9780126077568.

[Camey89-16] R. E. Camley and J. Barnaś (1989). Theory of giant magnetoresistance effects in magnetic layered structures with antiferromagnetic coupling. Phys. Rev. Lett. 63 (6): 664—667. doi:10.1103/PhysRevLett.63.664.

[Levi90-17] Peter M. Levy, Shufeng Zhang, Albert Fert (1990). Electrical conductivity of magnetic multilayered structures. Phys. Rev. Lett. 65 (13): 1643—1646. doi:10.1103/PhysRevLett.65.1643.

[Valet93-18] а ^б T. Valet, A. Fert (1993). Theory of the perpendicular magnetoresistance in magnetic multilayers. Physical Review B. 48 (10): 7099—7113. doi:10.1103/PhysRevB.48.7099.

[Nagasaka05-19] Nagasaka K. та ін. (30 червня 2005). CPP-GMR Technology for Future High-Density Magnetic Recording (PDF) (англ.). Fujitsu. Процитовано 11 квітня 2011. {{cite web}}: Явне використання «та ін.» у: |author= (довідка)

[Buschow05-20] K. H. J. Buschow. Concise encyclopedia of magnetic and superconducting materials. — Elsevier, 2005. — P. 580. — ISBN 9780080445861.

[Tsymbal01_122-21] Tsymbal E. Y. and Pettifor D. G. Solid state physics / Ed. by Henry Ehrenreich, Frederick Seitz, David Turnbull, Frans Spaepen. — Academic Press, 2001. — Vol. 56. — P. 122. — (Solid State Physics: Advances in Research and Applications) — ISBN 9780126077568.

[Tsymbal01_126-132-22] Tsymbal E. Y. and Pettifor D. G. Solid state physics / Ed. by Henry Ehrenreich, Frederick Seitz, David Turnbull, Frans Spaepen. — Academic Press, 2001. — Vol. 56. — P. 126—132. — (Solid State Physics: Advances in Research and Applications) — ISBN 9780126077568.

[Савельев04_271-274-23] Савельев И. В. Курс общей физики. — Астрель АСТ, 2004. — Т. 2. — 336 с. — 5000 прим. — ISBN 5-17-003760-0.

[Buschow05_254-24] K. H. J. Buschow. Concise encyclopedia of magnetic and superconducting materials. — Elsevier, 2005. — P. 254. — ISBN 9780080445861.

[Stoehr06_638-25] Stöhr, J. and Siegmann, H. C. Magnetism: From Fundamentals to Nanoscale Dynamics. — Springer-Verlag Berlin Heidelberg, 2006. — P. 638. — ISBN 978-3540302827.

[Inoue09-26] J. Inoue, T. Tanaka and H. Kontani (2009). Anomalous and spin Hall effects in magnetic granular films. Physical Review B. 80 (2): 020405(R). doi:10.1103/PhysRevB.80.020405.

[KhvalkovskiiWeb-27] а ^б к.ф.-м.н. А. В. Хвальковский. Гигантское магнитосопротивление: от открытия до Нобелевской премии (рос.). AMT&C. Процитовано 27 лютого 2011.

[28] Bass, J., Pratt, W. P. (1999). Current-perpendicular (CPP) magnetoresistance in magnetic metallic multilayers. JMMM. 200: 274—289. doi:10.1016/S0304-8853(99)00316-9.

[29] О. В. Третяк, В. А. Львов, О. В. Барабанов. {{{Заголовок}}}. — ISBN 966-594-323-5.

[30] О. В. Третяк, В. А. Львов, О. В. Барабанов. {{{Заголовок}}}. — ISBN 966-594-323-5.

[31] О. В. Третяк, В. А. Львов, О. В. Барабанов. {{{Заголовок}}}. — ISBN 966-594-323-5.

[32] О. В. Третяк, В. А. Львов, О. В. Барабанов. {{{Заголовок}}}. — ISBN 966-594-323-5.

[33] Stöhr, J. and Siegmann, H. C. {{{Заголовок}}}. — P. 641. — ISBN 978-3540302827.

[34] Stöhr, J. and Siegmann, H. C. {{{Заголовок}}}. — P. 648—649. — ISBN 978-3540302827.

[phys_tue-Coehoorn-35] а ^б Помилка цитування: Неправильний виклик тегу <ref>: для виносок під назвою phys_tue-Coehoorn не вказано текст

[Granovskyi11-36] А. Б. Грановский, М. Ильин, А. Жуков, В. Жукова, Х. Гонзалес. Гигантское магнитосопротивление гранулированных микропроводов: спин-зависящее рассеяние в межгранульных промежутках // ФТТ. — 2011. — Т. 53, № 2. — С. 299—301.

[Buschow05_248-37] K. H. J. Buschow. {{{Заголовок}}}. — P. 248. — ISBN 9780080445861.

[Bass99-38] Помилка цитування: Неправильний виклик тегу <ref>: для виносок під назвою Bass99 не вказано текст

[Sun10-39] Dali Sun, Lifeng Yin, Chengjun Sun, Hangwen Guo, Zheng Gai, X.-G. Zhang, T. Z. Ward, Zhaohua Cheng, and Jian Shen (2010). Giant Magnetoresistance in Organic Spin Valves. Phys. Rev. Lett. 104 (23): 236602. doi:10.1103/PhysRevLett.104.236602.

[Qin10-40] Rui Qin, Jing Lu, Lin Lai, Jing Zhou, Hong Li, Qihang Liu, Guangfu Luo, Lina Zhao, Zhengxiang Gao, Wai Ning Mei, and Guangping Li (2010). Room-temperature giant magnetoresistance over one billion percent in a bare graphene nanoribbon device. Phys. Rev. B. 81 (23): 233403. doi:10.1103/PhysRevB.81.233403.

[Heinrich05_161-163-41] {{{Заголовок}}}. — Vol. IV. — P. 161—163. — ISBN 978-3-540-21954-5.

[1]

[2]

[3]

[4]

[5]

[6]

[7]

[8]

[К 1]

[9]

[10]

[11]

[12]

[13]

[14]

[15]

[16]

[17]

[18]

[19]

[20]

[21]

[22]

[23]

[24]

[25]

[26]

[27]

[28]

[29]

[30]

[31]

[32]

[33]

[34]

[35]

[36]

[37]

[38]

[39]

[40]

@@ Рядок 460: / Рядок 460: @@
 == Методи отримання ==
+=== Матеріали і експериментальні дані ===
+Можна підібрати досить багато комбінацій матеріалів, котрі будуть демонструвати ефект гігантського магнетоопору<ref name="phys_tue-Coehoorn"/>. Деякими з них, що часто використовуються і широко досліджувались є наступні:
+* [[Залізо|Fe]][[Хром|Cr]]&nbsp;<ref name="Baibich88"/>
+* [[Кобальт|Co<sub>10</sub>]][[Мідь|Cu<sub>90</sub>]]: <math>\delta_H = 40\;%</math> при кімнатній температурі<ref name="Granovskyi11">{{статья
+| автор    =  А. Б. Грановский, М. Ильин, А. Жуков, В. Жукова, Х. Гонзалес
+| заглавие = Гигантское магнитосопротивление гранулированных микропроводов: спин-зависящее рассеяние в межгранульных промежутках
+| ссылка   = http://journals.ioffe.ru/ftt/2011/02/p299-301.pdf
+| издание  = ФТТ
+| год      = 2011
+| том      = 53
+| номер    = 2
+| страницы = 299—301
+| doi      =
+}}</ref>
+* [110]Co<sub>95</sub>Fe<sub>5</sub>/Cu: <math>\delta_H = 110\;%</math> при кімнатній температурі<ref name="phys_tue-Coehoorn" />
+Величина магнетоопору залежить від багатьох параметрів, таких як геометрія приладу (CIP або CPP), температура зразка, товщина шарів феромагнітних і неферомагнітних матеріалів. При температурі 4,2&nbsp;К і фіксованій товщині шару кобальту в 1,5&nbsp;нм зміна товщини шару міді <math>d_{Cu}</math> від 1 до 10&nbsp;нм призводила до різкого зменшення <math>\delta_H</math> від 80 до 10&nbsp;% у CIP-геометріі. У той же час з CPP-геометрією максимальний ефект на рівні 125&nbsp;% досягався при ''d<sub>Cu</sub>''=2,5&nbsp;нм. Збільшення <math>d_{Cu}</math> до 10&nbsp;нм призводило до зменшення <math>\delta_H</math> до 60&nbsp;%. Залежність <math>\delta_H(d_{Cu})</math> мала осцилюючий характер<ref name="Buschow05_248">{{книга
+ |автор         = K. H. J. Buschow
+ |заглавие      = Concise encyclopedia of magnetic and superconducting materials
+ |издание       = 2nd
+ |издательство  = Elsevier
+ |год           = 2005
+ |pages         = 248
+ |allpages      = 1339
+ |isbn          = 9780080445861
+}}</ref>.
+Надґратка з шарів кобальту і міді товщинами 1,2 и 1,1&nbsp;нм відповідно при зміні температури від  близької до абсолютного нуля до 300&nbsp;К демонструвала зменшення величини ефекту від 40 до 20&nbsp;% в CIP-геометрії й від 100 до 55&nbsp;% у CPP-геометрії<ref name="Bass99"/>.
+Існують дослідження спінових клапанів з неметалічними немагнітними прошарками. А саме, для  [[Органічні речовини|органічних]] прошарків при 11&nbsp;К фіксувався гігантський негативний магнетоопір до 40&nbsp;%<ref name="Sun10">{{cite journal
+| author      = Dali Sun, Lifeng Yin, Chengjun Sun, Hangwen Guo, Zheng Gai, X.-G. Zhang, T. Z. Ward, Zhaohua Cheng, and Jian Shen
+| year        = 2010
+| title       = Giant Magnetoresistance in Organic Spin Valves
+| journal      = Phys. Rev. Lett
+| volume       = 104
+| issue        = 23
+| pages        = 236602
+| doi          = 10.1103/PhysRevLett.104.236602
+}}</ref>. Спинові клапани на [[графен]]і різної конструкції демонстрували ГМО на рівні 12&nbsp;% при температурі 7&nbsp;К і 10&nbsp;% при температурі 300&nbsp;К. Але теоретичні оцінки дозволяють вважати верхню межу ефекту до 10<sup>9</sup>&nbsp;%<ref name="Qin10">{{cite journal
+| author      = Rui Qin, Jing Lu, Lin Lai, Jing Zhou, Hong Li, Qihang Liu, Guangfu Luo, Lina Zhao, Zhengxiang Gao, Wai Ning Mei, and Guangping Li
+| year        = 2010
+| title       = Room-temperature giant magnetoresistance over one billion percent in a bare graphene nanoribbon device
+| journal      = Phys. Rev. B
+| volume       = 81
+| issue        = 23
+| pages        = 233403
+| doi          = 10.1103/PhysRevB.81.233403
+}}</ref>.
+До посилення ефекту призводить використання спінових фільтрів, що поляризують спіни електронів під час проходження електричного струму, котрі виготовляються з металів типу кобальта. Для фільтру товщиною <math>t</math> з [[Довжина вільного пробігу|довжиною вільного пробігу]] електронів <math>\lambda</math> спостерігалася зміна [[Електрична провідність|провідності]] <math>\Delta G</math>, котру можна записати як
+: <math>\Delta G = \Delta G_{SV} + \Delta G_f (1 - e^{\beta t/\lambda}),</math>
+де <math>\Delta G_{SV}</math>&nbsp;— зміна провідності спінового клапану без фільтра, <math>\Delta G_f</math>&nbsp;— максимальне збільшення провідності за використання фільтра, <math>\beta</math>&nbsp;— параметр матеріалу фільтра<ref name="Heinrich05_161-163">{{книга
+ |заглавие      = Ultrathin Magnetic Structures
+ |ответственный = Ed. by B. Heinrich and J. A. C. Bland
+ |издательство  = Springer
+ |год           = 2005
+ |volume        = IV
+ |pages         = 161—163
+ |allpages      = 257
+ |серия         = Application of Nanomagnetism
+ |isbn          = 978-3-540-21954-5
+}}</ref>.
 ==== Магнетоопір у плівках ====
 Ефект гіганського магнітоопру спостерігався [[Альбер Фер|Фером]] і [[Петер Грюнберг|Грюнбергом]] при дослідженні [[Надґратка|надґраток]], які складались із [[Феромагнетики|феромагнітних]] і немагнітних шарів. Товщина немагнітного шару підбирається така, щоб через [[РККІ-обменна взаємодія|РККІ-зв'язку]] між шарами основним станом була антипаралельна орієнтація [[Намагніченість|намагніченостей]] у сусідніх магнітних шарах. Тоді за зовнішньої дії, наприклад, магнітним полем, орієнтація векторів намагніченості у різних шарах може бути змінена на паралельную. Це буде супороводжуватись значною зміною [[Електричний опір|електричного опору]] структури.<ref name="Baibich88" />

Гігантський магнетоопір: відмінності між версіями

Версія за 16:51, 15 серпня 2011

Зміст

Математичне формулювання

Історія відкриття

Передісторія

Експеримент і його пояснення

Теорія

Основні положення

Спин-залежне розсіяння

CIP і CPP геометрії підключення

Проходження струму крізь магнітну надґратку

Математичний опис

Резисторна модель для CIP и CPP структур

Модель Валета — Ферта

Методи отримання

Матеріали і експериментальні дані

Магнетоопір у плівках

Використання

Див. також

Примітки

Коментарі

Джерела

Література

Навігаційне меню

Гігантський магнетоопір: відмінності між версіями

Версія за 16:51, 15 серпня 2011

Математичне формулювання

Історія відкриття

Передісторія

Експеримент і його пояснення

Теорія

Основні положення

Спин-залежне розсіяння

CIP і CPP геометрії підключення

Проходження струму крізь магнітну надґратку

Математичний опис

Резисторна модель для CIP и CPP структур

Модель Валета — Ферта

Методи отримання

Матеріали і експериментальні дані

Магнетоопір у плівках

Використання

Див. також

Примітки

Коментарі

Джерела

Література

Навігаційне меню

Пошук