自旋电子学

定　　价：148 元

丛书名：现代物理基础丛书

• 作者：翟宏如等编著
• 出版时间：2013/1/1
• ISBN：9787030349828
• 出 版 社：科学出版社

• 中图法分类：O441.2 
• 页码：692
• 纸张：胶版纸
• 版次：1
• 开本：16K

内容简介

　《现代物理基础丛书：自旋电子学》由十余位国内对自旋电子学前沿有研究经验的著名学者撰写，共10章.较深入地论述了自旋电子学的主要内容、形成与展望，兼顾理论、实验和应用.包括，多层膜与颗粒体系的磁性和巨磁电阻；磁性隧道结，特别是最新发展的MgO单晶隧道结的结构、理论和应用；庞磁电阻材料的理论、实验与应用；稀磁半导体的磁性、磁输运等以及相关的异质结构和自旋注入等研究；磁电阻理论，包括铁磁金属的散射理论、界面效应和介观体系中的磁电电路理论；铁磁/反铁磁界面的交换偏置在器件中的作用和基本性能，主要的实验研究和理论模型；自旋动量矩转移效应、电流引起磁化的原理和在自旋阀、隧道结、铁磁体-量子点耦合等系统中的研究，自旋动量矩转移引起的磁畴转动、畴壁位移、自旋波激发、自旋泵浦、自旋流等的原理和应用，电流引起磁化与传统的磁场引起磁化的比较；自旋电子学的应用及代表性的器件，包括传感器、读出头、磁电阻随机存储器以及自旋晶体管等。

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编辑推荐

　　《现代物理基础丛书：自旋电子学》适用于从事物理和自旋电子学领域学习和研究的大学本科高年级学生、研究生、教师、工程师和相关的科研教学工作者。
　　1 本书是我社重点丛书、十一五国家重点图书出版规划项目《现代物理基础丛书》中的一本。
　　2 本书由南京大学翟宏如教授负责编撰，得到国内物理学界在自旋电子学前沿工作的科学家参与编写和大力支持，是这一重要科技领域国内的一部高水平的专著。

作者介绍

　翟宏如，南京大学教授、博导。1955年参与在国内大学建立磁学专业.讲授铁磁学和固体磁性50年.曾在国内和8个国外大学或研究所讲授固体磁性等讲座或建立科研合作.在磁学和自旋电子学多个领域开展研究，发表论文近400篇.参与写作2本专著.共获奖9个。

目 录

目录
序
第1章 自旋电子学的形成与发展 翟宏如（1）
1.1 两个历史性突破（1）
1.2 各种磁电阻和巨大磁电阻（2）
1.2.1 各向异性磁电阻（2）
1.2.2 正常磁电阻（3）
1.2.3 巨磁电阻（3）
1.2.4 隧道结磁电阻（5）
1.2.5 庞磁电阻（5）
1.3 巨磁电阻的基本原理和发现的背景（5）
1.3.1 铁磁金属的导电和自旋相关导电的基本原理（5）
1.3.2 多层膜中的层间反铁磁交换耦合与巨磁电阻的发现（10）
1.3.3 发现巨磁电阻的物质基础是纳米技术的发展（11）
1.4 20 多年来自旋电子学的发展及成就（11）
1.4.1 振荡型的层间交换耦合（11）
1.4.2 巨磁电阻走向应用的关键， 溅射工艺的采用和自旋阀（14）
1.4.3 半金属引人关注（16）
1.4.4 磁性隧道结不断取得惊人的进展（17）
1.4.5 CMR材料形成一大类新材料和物理的研究领域（19）
1.4.6 半导体自旋电子学的发展（20）
1.4.7 探索中的自旋逻辑元件和自旋计算（21）
1.5 自旋动量矩转移——一个新的历史性突破（22）
1.6 自旋电子学的应用与开发（24）
1.7 结束语（25）
参考文献（26）
第2章 颗粒体系中的磁电阻效应 都有为（34）
2.1 颗粒体系中的静磁特性（34）
2.1.1 单畴临界尺寸（34）
2.1.2 超顺磁性（36）
2.2 颗粒体系中的输运特性（39）
2.3 金属/金属型颗粒膜的巨磁电阻效应（43）
2.4 间断膜的巨磁电阻效应（52）
2.5 金属/绝缘体型颗粒膜的磁电阻效应（55）
2.6 纳米颗粒固体的磁电阻效应（62）
2.6.1 熔淬薄带的磁电阻效应（63）
2.6.2 机械合金化制备的纳米固体的磁电阻效应（68）
2.6.3 纳米微晶材料的磁电阻效应（69）
2.7 有机介质中颗粒体系的磁输运（72）
2.8 结束语（74）
参考文献（75）
第3章 磁性隧道结及其隧穿磁电阻效应和器件的应用 韩秀峰（82）
3.1 磁性隧道结的结构原理和发展简介（82）
3.2 微米和纳米尺度磁性隧道结的微制备和加工（86）
3.2.1 磁性隧道结多层膜的沉积和生长（87）
3.2.2 掩膜法制备磁性隧道结（89）
3.2.3 深紫外曝光法制备磁性隧道结（90）
3.2.4 电子束曝光制备纳米磁性隧道结（92）
3.2.5 聚焦离子束刻蚀法制备纳米磁性隧道结（94）
3.2.6 磁性隧道结势垒层的氧化和热处理工艺（95）
3.3 磁性隧道结的电极和势垒等常用材料（98）
3.3.1 具有高自旋极化率的铁磁单质金属及其合金材料（98）
3.3.2 具有高自旋极化率的半金属电极材料（99）
3.3.3 具有垂直各向异性的金属磁电极材料（100）
3.3.4 稀磁半导体电极材料（100）
3.3.5 磁隧道结的势垒材料（103）
3.3.6 磁性隧道结中的几种有代表性的反铁磁钉扎材料（109）
3.4 磁性隧道结的种类（109）
3.4.1 三明治结构磁性隧道结（109）
3.4.2 自旋阀式钉扎型磁性隧道结（110）
3.4.3 双势垒磁性隧道结（111）
3.4.4 半金属磁性隧道结（112）
3.4.5 垂直各向异性磁性隧道结（115）
3.4.6 稀磁半导体复合型磁性隧道结（117）
3.4.7 超导复合型磁性隧道结（123）
3.4.8 颗粒膜复合型磁性隧道结（124）
3.4.9 有机复合型磁性隧道结（130）
3.4.10 多铁性复合磁性隧道结（137）
3.4.11 平面型自旋阀结构（140）
3.5 磁性隧道结中的量子效应及其磁电性质（142）
3.5.1 磁性隧道结的磁电阻对温度和偏压依赖关系（142）
3.5.2 磁性隧道结中的非弹性隧道谱（147）
3.5.3 自旋极化电子的磁激子、声子及杂质辅助隧穿（152）
3.5.4 磁性隧道结Co（001）/Cu（001）/Al-O/NiFe 中的量子阱效应（161）
3.5.5 磁性隧道结的反常霍尔效应（163）
3.5.6 双势垒磁性隧道结中的磁电阻振荡效应（165）
3.5.7 双势垒磁性隧道结中的顺序隧穿模型（172）
3.5.8 双势垒磁性隧道结中的自旋散射效应和自旋翻转长度（174）
3.5.9 双势垒磁性隧道结中的自旋相关库仑阻塞磁电阻效应（180）
3.5.10 非磁性电极隧道结中的自旋相关库仑阻塞磁电阻效应（185）
3.6 单晶磁性隧道结的第一性原理计算和研究方法（191）
3.6.1 Layer Korringa-Kohn-Rostoker 第一性原理计算方法（192）
3.6.2 单晶磁性隧道结Fe/MgO/Fe的隧穿磁电阻效应（195）
3.6.3 单晶磁性隧道结Fe/FeO/MgO/Fe的隧穿磁电阻效应（198）
3.6.4 单晶磁性隧道结Fe/Mg/MgO/Fe和Fe/Mg/MgO/Mg/Fe的隧穿磁电阻效应（198）
3.6.5 单晶磁性隧道结Fe/MgO/（Au， Ag）/Fe 中的量子阱效应（202）
3.6.6 单晶双势垒磁性隧道结Fe/MgO/Fe/MgO/Fe 的量子阱效应（204）
3.6.7 单晶磁性隧道结Co/MgO/Co 的隧穿磁电阻效应（207）
3.6.8 单晶磁性隧道结Fe/Co/MgO/Co/Fe的高隧穿磁电阻效应（208）
3.6.9 单晶磁性隧道结CoFe/MgO/CoFe的能带结构及磁电阻特性（209）
3.6.10 单晶磁性隧道结Fe/MgO/Cr/Fe的振荡隧穿磁电阻效应（210）
3.6.11 磁性隧道结CoFeB/MgO（001）/CoFeB的晶体结构和磁电阻效应（215）
3.6.12 磁性隧道结新势垒MgAl2O4、ZnAl2O4、SiMg2O4、SiZn2O4等材料的探索（217）
3.7 有机复合磁性隧道结的第一性原理计算方法简介（220）
3.7.1 有机复合磁性隧道结实验及理论背景（220）
3.7.2 第一性原理与非平衡格林函数（225）
3.7.3 纳米分子器件的自旋相关输运问题（231）
3.7.4 铁磁/有机LB膜势垒/铁磁-复合型磁性隧道结的计算研究（233）
3.7.5 NaCl单晶势垒磁性隧道结的自旋相关输运问题（236）
3.8 磁性隧道结中的自旋转移力矩效应及其应用（239）
3.8.1 磁性隧道结中的自旋转移力矩效应（239）
3.8.2 纳米环状磁性隧道结中的自旋转移力矩效应（245）
3.8.3 纳米椭圆环状磁性隧道结中的自旋转移力矩效应（257）
3.8.4 纳米环状磁性隧道结在纳米振荡器中的应用（259）
3.8.5 纳米柱状磁性隧道结在纳米振荡器中的应用（260）
3.9 磁性隧道结在原理型和实际器件应用上的典型范例（262）
3.9.1 磁性隧道结在计算机磁读头方面的应用（263）
3.9.2 磁性隧道结在磁敏传感器方面的应用（265）
3.9.3 磁性隧道结在磁随机存储器方面的应用（270）
3.9.4 磁性隧道结在自旋晶体管和场效应晶体管方面的应用（277）
3.9.5 磁性隧道结在磁逻辑器件方面的应用（281）
3.9.6 磁性隧道结在忆阻器方面的应用（284）
3.10 磁性隧道结的研究展望（286）
第3章 附录磁性隧道结的发展历史及其有代表性的优化结构（292）
参考文献（299）
第4章 庞磁电阻材料 刘俊明 王克锋（327）
4.1 锰氧化物的结构及其庞磁电阻效应（328）
4.1.1 锰氧化物的晶格和电子结构（328）
4.1.2 庞磁电阻效应和组分调节（334）
4.1.3 层状钙钛矿结构锰氧化物的性质及其磁电阻效应（341）
4.1.4 其他庞磁电阻材料（345）
4.2 钙钛矿锰氧化物的电荷/轨道有序相（345）
4.2.1 锰氧化物的电荷和轨道有序态（346）
4.2.2 锰氧化物的电荷和轨道有序态的融化（350）
4.3 钙钛矿锰氧化物的输运性质（351）
4.3.1 高温输运性质——极化子输运（352）
4.3.2 低温输运性质——本征输运（354）
4.4 庞磁电阻效应的机制——相分离图像（355）
4.4.1 早期的理论模型（355）
4.4.2 锰氧化物的理论模型——模型和参数（356）
4.4.3 锰氧化物的理论模型——单轨道模型、双轨道模型和相分离（357）
4.4.4 锰氧化物不均匀性的试验证据——理论同试验的比较（360）
4.4.5 相分离图像下输运性质和庞磁电阻效应（362）
4.5 锰氧化物的低场磁电阻效应（367）
4.5.1 锰氧化物的低场磁电阻效应及其理论模型（367）
4.5.2 低场磁电阻效应的增强（369）
4.6 锰氧化物在自旋电子学中的应用（373）
4.6.1 基于锰氧化物的磁隧道结（373）
4.6.2 基于锰氧化物的电场效应器件（377）
4.6.3 高温超导铜氧化物/锰氧化物夹心结构和自旋极化载流子注入（383）
4.7 庞磁电阻材料目前存在的问题和展望（387）
参考文献（389）
第5章 稀磁半导体的研究进展 赵建华 邓加军 郑厚植（394）
5.1 引言（394）
5.2（Ga，Mn）As 薄膜制备及其结构特征（397）
5.3（Ga，Mn）As 磁性质（401）
5.4（Ga，Mn）As 磁输运性质（405）
5.5（Ga，Mn）As 磁光性质（410）
5.5.1 磁圆偏振光二色性谱（MCD 谱）（411）
5.5.2 法拉第旋转（413）
5.5.3 拉曼散射谱（414）
5.5.4 铁磁共振谱（416）
5.6 提高（Ga，Mn）As 居里温度的方法（417）
5.6.1 生长后低温退火热处理（418）
5.6.2 共掺杂（421）
5.7 空穴载流子导致铁磁性（424）
5.8（Ga，Mn）As的异质结构（429）
5.8.1（Ga，Mn）As 和GaAs的带阶（429）
5.8.2（Ga，Mn）As/GaAs多层膜结构（430）
5.8.3（Ga，Mn）As基三层膜结构的自旋相关散射、层间耦合和隧穿磁阻（431）
5.8.4（Ga，Mn）As自旋共振隧穿二极管（433）
5.9（Ga，Mn）As铁磁性的电场控制（433）
5.10 半导体异质结构中的自旋注入（438）
5.10.1（Ga，Mn）As等稀磁半导体向半导体的自旋注入（438）
5.10.2 铁磁金属向半导体中的自旋注入（441）
5.11 其他稀磁半导体的研究进展（442）
5.11.1 GaN基稀磁半导体（442）
5.11.2 Ⅳ族稀磁半导体（443）
5.11.3 Ⅲ-Ⅵ族稀磁半导体（445）
5.11.4 Ⅳ-Ⅵ族稀磁半导体（445）
5.11.5 氧化物稀磁半导体（446）
5.11.6 稀磁半导体量子点（446）
5.12 展望（448）
参考文献（449）
第6章 磁电阻理论 邢定钰夏钶（456）
6.1 引言（456）
6.2 铁磁金属电子结构（459）
6.3 杂质散射（463）
6.4 单界面（466）
6.4.1 弹道方式（466）
6.4.2 考虑能带效应下的界面电导（468）
6.4.3 自旋积累效应（471）
6.4.4 铁磁体/超导体界面的Andreev反射效应（473）
6.5 磁电电路理论（474）
6.6 铁磁隧道结的隧穿磁电阻效应（478）
6.6.1 非相干的电子隧穿（478）
6.6.2 电子的相干隧穿（481）
6.7 钙钛矿结构的锰氧化物的庞磁电阻效应（484）
6.7.1 未掺杂LaMnO3的电子自旋、电荷和轨道（485）
6.7.2 掺杂LaMnO3的双交换机理（487）
6.7.3 锰氧化物中的量子相变（489）
参考文献（492）
第7章 交换偏置 周仕明（498）
7.1 引言（498）
7.2 交换偏置的基本特征（499）
7.3 基本测量方法（514）
7.4 理论模型（519）
参考文献（527）
第8章 自旋角动量转移效应 苏刚（534）
8.1 引言（534）
8.2 自旋转移效应的提出（537）
8.3 几类磁性多层纳米结构中的自旋转移效应（542）
8.3.1 磁性隧道结中的自旋转移效应（542）
8.3.2 铁磁体-Marginal费米液体-铁磁体双隧道结中的自旋转移效应（546）
8.3.3 铁磁体-量子点-铁磁体耦合系统中的自旋转移效应（548）
8.4 自旋转移效应对畴壁动力学的影响（552）
8.5 自旋转移效应的实验进展（556）
8.6 结束语（559）
参考文献（561）
第9章 自旋动量矩转移矩对传统技术磁化的发展 翟宏如（564）
9.1 自旋动量矩转移，物理和技术上的历史性突破（564）
9.2 传统铁磁学中的磁场诱导磁化（566）
9.2.1 磁化的可逆转动和不可逆转动（Stoner-Wohlfarth 模型）（567）
9.2.2 可逆和不可逆畴壁位移（568）
9.2.3 磁畴转动与反磁化的动力过程（569）
9.2.4 畴壁位移的动态过程（571）
9.2.5 用交变磁场研究磁矩进动、铁磁共振（573）
9.2.6 磁矩进动的时间域测量（577）
9.2.7 磁场诱导磁化过程小结（578）
9.3 电流的自旋转移力矩（STT） 诱导磁化的主要进展和特点（578）
9.3.1 磁场诱导与电流诱导磁化机理的相同之处与特征（578）
9.3.2 STT导致的磁化转动和磁化反转（579）
9.3.3 STT导致的磁矩持续进动及自旋波的激发（581）
9.3.4 STT诱导的畴壁位移（585）
9.3.5 自旋泵浦、自旋流和非局域自旋进动阻尼（587）
9.4 结束语（589）
参考文献（590）
第10章 磁电子学器件应用原理 蔡建旺（596）
10.1 巨磁电阻、隧穿磁电阻传感器（596）
10.1.1 巨磁电阻传感器设计两要素（597）
10.1.2 多层膜巨磁电阻传感器（599）
10.1.3 自旋阀方向传感器（601）
10.1.4 线性化自旋阀传感器（603）
10.1.5 自旋阀线性位移传感器（606）
10.1.6 磁隧道结隧穿磁电阻传感器（608）
10.2 巨磁电阻隔离器（609）
10.3 巨磁电阻、隧穿磁电阻硬盘读出磁头（612）
10.3.1 巨磁电阻磁头的自旋阀单元工作的要点（615）
10.3.2 高密度巨磁电阻读头发展对自旋阀材料的新要求（618）
10.3.3 基于磁隧道结的新一代读出磁头（620）
10.4 磁电阻随机存储器（622）
10.4.1 各向异性磁电阻随机存储器的历史（624）
10.4.2 巨磁电阻随机存储器的新篇章（627）
10.4.3 隧穿磁电阻随机存储器的新起点（629）
10.4.4 单配晶体管型隧穿磁电阻随机存储器面面观（632）
10.4.5 触发器型隧穿磁电阻随机存储器的新特点（636）
10.5 自旋转移磁化反转与纳米柱微波振荡器（637）
10.6 自旋晶体管——磁电子器件的新理念（640）
10.6.1 全金属双极性自旋晶体管（640）
10.6.2 半导体双极性自旋晶体管（642）
10.6.3 Datta-Das自旋场效应晶体管（643）
10.6.4 热电子自旋晶体管（644）
10.7 结束语（647）
参考文献（648）
彩图（653）

文 摘

　第1章自旋电子学的形成与发展
　　1.1 两个历史性突破
　　近20年来，在物理和电子学方面出现了两个历史性的突破。第一个是1988年巨磁电阻〔1，2〕的发现。调控金属磁性纳米多层膜中磁性层中磁矩的相对取向可引起其电阻或电流的巨大变化，这个突破的核心是自旋相关导电。第一次使电子的两个基本秉性——电荷和自旋均成为电子导电可调控的自由度，而传统的电子学和微电子学仅仅利用了电子具有电荷这一特征。1988年巨磁电阻一经发现，其重要的物理内涵和应用前景立即引起科技界的高度重视，针对它的基础研究和应用开发在世界各国大量进行：巨磁电阻和自旋相关导电的机理，磁性纳米多层膜中层间交换耦合，比巨磁电阻效应更大的隧道磁电阻（TMR）和庞磁电阻（CMR），铁磁/超导和铁磁/半导体间的自旋电流注入，居里温度达到室温的磁性半导体等新理论、新现象和新材料在几年之内不断涌现。1995～1996年巨磁电阻传感器和硬盘读出头进入了市场，约10年以后隧道磁电阻器件也进入市场，成为基础研究的重大发现迅速转化为重要产品的典范。很快地，一个新兴学科——自旋电子学被人们提出并获得公认。在自旋电子学的发展中，出现的第二个历史性突破是自旋动量矩或力矩的转移（STT）和电流直接引起纳米磁体的磁化状态变化，它是巨磁电阻的逆效应。1996年Slonczewski和Berger首先给出了自旋力矩转移的理论预言〔5，6〕，并很快地得到了实验证实〔7～9〕。自从古代发现磁铁矿以来，实践和理论均认为，只有磁场才能使磁矩改变方向，使铁磁体改变其磁化。电流能直接引起磁化，无疑是几千年来物理上的另一个历史性的突破。另外，在微电子学中有一个长期的技术困难，即磁场的植入，产生磁场的器件难以微型化。因此，电流直接引起磁化提出了解决这一难题的崭新的途径，这将是技术上的历史性突破。自旋动量矩转移掀起了自旋电子学新的研究与开发的另一个高潮，物理和应用上的发展层出不穷。电流诱导磁矩转动和反转，电流诱导磁矩进动和自旋波激发〔7～9〕，电流诱导畴壁位移并在磁性半导体中实现〔10〕，基于STT效应的纳米微波振荡器和整流器〔11，12〕，基于电流诱导畴壁位移的新型逻辑元件和高密度存储器〔13〕 等，新的研究与开发不断涌现，自旋电子学在全面形成和发展。还值得注意的是，100多年来基于磁场诱导磁化的强磁体的磁化理论已经相当系统而完备，现在正被STT效应/电流直接诱导磁化的理论和实验补充和更新。
　　2007年10月瑞典皇家科学院宣布，将该年的诺贝尔物理学奖授予在1988年分别独立地发现金属磁性纳米多层膜中巨磁电阻的法国Fert教授和德国Grunberg教授。瑞典皇家科学院在有关颁发2007年诺贝尔奖的材料中有如下的一些叙述：GMR效应是一个很好的例子，它展示了一个并未预料到的基础科学的新发现是如何很快地带来新的技术和商业产品的。GMR的发现为一个新兴科学——自旋电子学打开大门。发现GMR的基本前提是正在发展的纳米技术，而自旋电子学又反过来成为纳米技术新应用发展的动力。在此领域，令人激动的科学与技术上的要求互为因果，大大地加强了纳米技术的发展。因此，这项发现所导致的技术可以视为前景广阔的纳米技术领域中最早实现的各种应用的一种。本章将围绕两个历史性的突破，介绍什么是磁电阻和巨磁电阻，发现巨磁电阻的背景及其原理、自旋电子学的形成、自旋力矩转移的原理和发展状况和对自旋电子学的展望。
　　1.2各种磁电阻和巨大磁电阻
　　磁电阻是指磁场使导体的电阻发生变化的现象。根据其特点和来源，主要有各向异性磁电阻、正常磁电阻和近20多年发现的巨大磁电阻，后者包括巨磁电阻、隧道结磁电阻和庞磁电阻等。
　　1.2.1各向异性磁电阻
　　各向异性磁电阻（AMR）是最早被发现的铁磁金属中的磁电阻。因为在较低的磁场下AMR可有百分之几的数值，易于观察。1857年Thomson（Kelvin勋爵）发现了铁和镍的磁电阻〔15〕，他指出：“铁在磁力作用下，磁化方向的导电电阻升高，而在垂直方向的电阻降低。”故称之为各向异性磁电阻。磁电阻的相对比值MR可表示为MR=ΔR/R=（RH。R0）/R0。RH和R0分别为磁场作用下和磁场为零时的电阻。通常，沿磁场方向的磁电阻比为正，而垂直于磁场方向的磁电阻比为负，也有少数材料有相反的表现。AMR来源于铁磁体磁畴中由于轨道自旋耦合效应导致的电阻率的各向异性〔16〕，磁畴的电阻率依赖于电流方向与磁畴中磁化方向的夹角。铁磁体的电阻率为所有磁畴电阻率的平均值。零场、退磁状态下和磁场作用下M=0。时，磁畴的分布不同，使其磁电阻呈现上述各向异性。在磁化未饱和前，磁电阻的绝对值随磁场增加而增大，当磁化饱和后，磁电阻也达到饱和。铁磁体的磁电阻饱和值为1%～5%。图1-1为镍的磁电阻曲线，其趋近饱和的磁场为2～4Oe（1Oe=（1000/4π）A/m）。软磁合金（如Ni-Fe合金）的饱和磁场更低，因而具有对弱磁场的传感效应。然而，技术应用以发展的需要为前提，AMR被发现100多年来一直只作为一个物理性能来研究，而未获应用。直至20世纪70年代才进入传感器市场，用于机械运动的
　　图1-1Ni的磁电阻与磁场的关系
　　1.2.2正常磁电阻
　　非铁磁金属和半导体也有磁电阻性能，一般非常微弱，需要灵敏的仪器才能检测到，因此在实验上发现较迟。它来源于磁场使运动的传导电子发生回旋运动。磁场总是使电阻增加，称为正常磁电阻（OMR），其各个方向的磁电阻均大于0，且常MR⊥ 〉MR//，如Cu的OMR很小。当磁场高达300kOe时，其MR比值也可达约40%。OMR约正比于磁场H的平方，故当H为10Oe时，其MR～10。8%，十分微弱。实际上，铁磁金属除有AMR外，也有非常微弱的OMR。由于特殊的能带结构，Bi有相当大的OMR。单晶Bi薄膜在5K和室温下，磁场H=50kOe时，MR分别达3。8×105%和250%〔17〕。半导体InSb-NiSb共晶合金有较高的OMR，磁场H=3000Oe时，其MR达200%，但低场下数值较低。20世纪60～70年代半导体OMR器件进入传感器市场，后来出现AMR传感器与之竞争。
　　1.2.3巨磁电阻
　　1988年，法国Fert教授和德国Grunberg教授分别独立地发现了Fe/Cr纳米多层膜中的巨磁电阻（GMR）〔1，2〕。自从AMR读出头获得重要应用后，人们迫切地希望寻求提高磁电阻的途径。但从19世纪开尔文发现磁电阻以来，MR值没有明显的提高。人们曾以为磁电阻传感器性能的大幅度提高是不大可能的〔19〕，因此，GMR的发现是物理学中和技术应用上的突破。图1-2给出了Fert小组发表的在低温下Fe/Cr纳米多层膜的磁电阻曲线，层数为30～60个双层，电流与膜面平行，称为CIP（currentinplane）结构，其低温下的MR的饱和值接近于50%〔1〕。在该文中将此效应称为GMR，并正确地用自旋相关散射的原理给予解释。图1-3为Grunberg小组发表的Fe12nm/Cr1nm/Fe12nm三层膜在室温下的GMR曲线〔2〕，其饱和MR值约1。5%，其数值远小于前者，但后者为室温下测量且只有三层膜。图1-3中还给出了25nm厚的单层Fe膜的AMR曲线，其饱和值仅为。0。13%。巨磁电阻有三个特点：其一，饱和MR值可达很大的数值；其二，多数情况MR常为负值，磁场使电阻降低；其三，饱和MR值与磁场的方向无关，各向同性。为了能明显地表示出GMR的大小，巨磁电阻比的表达式常用MR=ΔR/R=（RH。 R0）/RH表示。以后发现的更为巨大的磁性隧道结磁电阻和氧化物中的庞磁电阻也有上述类似的特点。然而从图1-2可见
　　，磁电阻曲线的饱和磁场很高，若用它做磁场传感器，磁场灵敏度S=MR/H并不高。
　　在铁磁/非铁磁金属多层膜的巨磁电阻的发现引起对多层膜极大的研究热潮的同时，人们想到，由铁磁与非铁磁金属组成的颗粒合金是否有巨磁电阻？果然在Fe、Co、Ni及其合金的纳米颗粒分散在Cu、Ag、Au等基质中形成的颗粒合金系中也观察到GMR效应。在退磁状态下由于磁性颗粒的Ms为混乱分布，具有较高的电阻。磁场使其饱和磁化时，电阻下降，有与多层膜相似的负值GMR〔20〕。虽然颗粒合金易于制造，但因饱和场较高，未获得重要应用。实际上，图1-2和图1-3所描述的磁电阻曲线的饱和磁场高，也都没有获得应用。获得应用的是后面将要介绍的低饱和场的自旋阀结构。自旋阀可以在很低的磁场下获得约为10的MR比值，因此在20世纪90年代取代了AMR器件，作为传感器和计算机硬盘读出头进入大规模生产。
　　图1-2Fe/Cr多层膜的MR-H曲线
　　1.2.4隧道结磁电阻
　　磁性隧道结是由金属铁磁体和绝缘体交替组成的纳米多层结构。有效的结构常为三层，即铁磁金属/绝缘层/铁磁金属（FM/I/FM）。电流垂直于膜面，成为一种CPP结构。由于电流跨过绝缘层，因此属于高内阻器件。绝缘层I的厚度为一个纳米的量级，电子的波动性使电子发生隧穿效应而导电。通常，当两铁磁层的磁化强度为反平行排列，即退磁状态时，MTJ为高电阻状态；在沿平面的磁场作用下，MTJ被磁化直至饱和，使两铁磁层的磁化强度为平行排列时，MTJ的电阻下降直至饱和，其磁电阻称为隧道结磁电阻或隧穿磁电阻，简称JMR。在GMR发现以后其数值不断地发生突破性的提高。2008年用单晶MgO作中间绝缘层的FeCoB/MgO/FeCoB磁性隧道结在室温下获得高达604%的磁电阻比值〔21〕。 
　　1.2.5庞磁电阻
　　巨磁电阻发现以后在块材中也发现了巨大的磁电阻，以钙钛矿型锰氧化物最有代表性，被称为庞磁电阻，其MR值竟高达106%〔22〕。但庞磁电阻需要低温和强磁场，这成为实用化的难点，引起了许多研究，迄今尚未能实现实用化。但庞磁电阻材料有丰富的物理问题，这些问题引起人们的重视。
　　1.3巨磁电阻的基本原理和发现的背景
　　1.3.1铁磁金属的导电和自旋相关导电的基本原理
　　发现巨磁电阻的背景之一是对过渡族金属导电机制的长期基础研究的积累。过渡族金属导电和电阻的自旋相关散射的机制最早是在20世纪30年代由Mott首先提出的〔23〕。在六七十年代Fert和Campbell一起对含有杂质的铁磁金属的电导进行了大量而系统的研究，确认了铁磁金属中自旋相关散射的两通道导电机制〔16，24〕，这正是发现GMR的物理基础。
　　1.铁磁金属中的导电
　　金属为导体，电阻率低。这是因为金属中有足够多的传导电子，它们在金属中可以较自由地流动。金属中的传导电子来自金属原子的价电子，相邻原子外层的价电子轨道的相互重叠使这些电子不局域于单个原子中，而成为整个金属共有的传导电子。其运动变为在整个金属中周期性势场中的运动，因而导电性好。而在绝缘体中，价电子分布在局域轨道的能级上，它们在原子、离子或分子间难以自由流动。整个金属中的传导电子分布在几乎是连续的能量范围，该范围称为能带。在能带中电子态的分布并不是均匀的。在一个微小的能量区间ΔE中，电子态的数目Δn随能量E不同而异，Δn=N（E）ΔE.N（E）称为能态密度，每个能态中可容纳能量相同而自旋为正、负的两个电子。在基态，能带中的电子分布在所有的低能态上，电子占据的最高能态称为费米（Fermi）面，其能量称为费米能EF。对金属导电有贡献的只是费米面附近的电子，在电场作用下它们可以进入能量较高的能级，获得漂移速度，成为电流。而能量比费米面低得多的电子，由于附近的状态均已被电子占据，没有空状态，电子没有可能从外电场中获取能量而改变状态，因此对导电没有贡献。过渡金属的特殊之处在于原子的3d和4s能级均扩展为金属中共有的3d和4s能带，且二者有重叠。原子中的3d和4s电子在金属的3d和4s能带中按能量高低填充，重新分布。因而过渡金属中每个原子平均的3d和4s电子数与孤立原子不同。以Fe为例，孤立原子态的Fe的电子结构为（Ar）+3d6+4s2 ，金属Fe中的3d和4s电子在能带中重新分布后，每个原子平均为3d7.4+4s0.6.过渡金属的能带示意于图1-4中。纵坐标为电子的能量E，横坐标为能态密度N（E）。在该图中自旋向上和向下的电子的能态密度N（E）分别画在纵坐标两侧，且简单地将3d和4s能带分别示出。基态时费米面以下的能级全被电子占据。图1-4（a）为顺磁金属或铁磁金属处于顺磁状态时的情况，自旋向下（浅色）和自旋向上（深色）的电子分布状态完全相同。图1-4（b）为居里温度以下铁磁金属的能带示意图。该图示出了在居里温度以下铁磁金属3d能带的交换劈裂。电子间的交换作用使自旋相互平行的电子比相互反平行的电子的能量低。在居里温度以下，为了降低总能量，一部分负自旋电子变为正自旋，使能带中正、负自旋的电子数不等，导致了铁磁金属的自发磁化。
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