Гигантское магнетосопротивление

Первые математические модели, описывающие влияние намагниченности материалов на подвижность носителей тока 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 ${\displaystyle \delta _{H}}$), были известны с 1960-х годов. К концу 1980-х годов физиками было хорошо изучено анизотропное магнитное сопротивление[10][11], но величина ${\displaystyle \delta _{H}}$ для этого эффекта не превышала нескольких процентов[7]. Практическое исследование методов увеличения ${\displaystyle \delta _{H}}$ стало возможным с появлением методов наподобие молекулярно-лучевой эпитаксии, позволяющих изготовлять тонкие многослойные плёнки толщиной в единицы нанометров[12].

Ферт и Грюнберг изучали эффекты, связанные с электрическим сопротивлением структур, включающих в себя ферромагнитные и неферромагнитные материалы. В частности, Ферт занимался проводимостью многослойных плёнок, а Грюнберг в 1986 году открыл обменное взаимодействие антиферромагнитного характера в плёнках Fe/Cr[12].

В работе, в которой было заявлено об открытии эффекта, исследовалось магнетосопротивление (001)Fe/(001)Cr сверхрешёток. В этом эксперименте на объёмноцентрированную кубическую решётку (001)GaAs в высоком вакууме наносились слои железа и хрома при температуре подложки около 20 °C[13].

При толщине слоёв железа в 3 нм и варьировании толщины немагнитной прослойки из хрома 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 температуре 4,2 К. В статье Ферта 1988 года новый эффект был назван гигантским магнетосопротивлением, чтобы подчеркнуть его значительную величину по сравнением с анизотропным магнетосопротивлением[13][14].

Авторы открытия также высказали предположение, что в основе эффекта лежит так называемое спин-зависимое рассеяние электронов в сверхрешётке (зависимость сопротивления слоёв от взаимной ориентации их намагниченности и направления спинов электронов)[13]. Теоретическое описание ГМС для различных направлений тока было сделано в течение последующих нескольких лет. Направление тока вдоль слоёв (так называемая CIP-геометрия, англ. current in plane — ток в плоскости) в классическом приближении было исследовано Р. Кэмли в 1989 году[15], а в квантовом — П. Леви в 1990 году[16]. Теория ГМС для тока, направленного перпендикулярно слоям (CPP-геометрия, англ. current perpendicular to plane — ток перпендикулярно плоскости), известная как теория Валета — Ферта, была опубликована в 1993 году[17]. В то же время практический интерес представляет CPP-геометрия[18], так как датчики на его основе, впервые предложенные Р. Ротмайером в 1994 году, демонстрируют бо́льшую чувствительность, чем датчики на основе CIP[19].

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 на уровне Ферми.

Электрическое сопротивление образца зависит от многих факторов, среди которых в магнитоупорядоченных материалах существенную роль играет рассеяние электронов на магнитной подрешётке кристалла, то есть совокупности кристаллографически эквивалентных атомов с ненулевым атомным магнитным моментом, образующих собственную кристаллическую решётку. Рассеяние зависит от ориентации спина электрона по отношению к магнитным моментам атомов. Обычно предполагается, что электроны проводимости минимально взаимодействуют с атомами, чей магнитный момент имеет параллельное их спину направление, и максимально, если они антипараллельны. Взаимодействие также будет сильным в парамагнитном состоянии, в котором магнитные моменты атомов направлены хаотически, без выделенного направления намагниченности[1][7][20].

Для таких хороших проводников, как золото или медь, уровень Ферми находится внутри зоны sp, а зона d полностью заполнена. В ферромагнетиках наблюдается иная ситуация. В них зависимость взаимодействия электронов с атомами от направления их спинов связана с заполненностью зоны, отвечающей за магнитные свойства (3d для таких ферромагнитных металлов, как железо, никель или кобальт). d-зона ферромагнетиков является расщеплённой, так как она содержит различное количество электронов со спинами, направленными «вверх» и «вниз». Это является причиной различия в плотности электронных состояний на уровне Ферми для спинов, направленных в противоположные стороны. Тут говорят о неосновном направлении спинов электронов (англ. minority-spin electrons) для той части зоны d, которая заполнена меньше (например, где спины направлены вниз), и основном для второй её части (англ. majority-spin electrons), которая оказывается заполненной полностью (спины направлены вверх). Уровень Ферми для основного направления спина находится внутри зоны sp, и их движение в ферромагнетике подобно движению электронов в немагнитном металле. Для неосновного направления спинов электронов sp- и d-зоны оказываются гибридизированными, а уровень Ферми лежит внутри зоны d. Гибридизированная зона spd ферромагнетиков характеризуется высокой плотностью состояний, что проявляется как уменьшение длины свободного пробега ${\displaystyle \lambda }$ зонами[1][7] электронов с неосновным направлением спина по сравнению с основным. В никеле, легированном кобальтом, отношение ${\displaystyle \lambda _{\uparrow }/\lambda _{\downarrow }}$ (для электронов с противоположными направлениями спина) может увеличиваться до 20 или понижаться до 0,3 при легировании хромом[21].

Согласно теории Друде, проводимость пропорциональна длине свободного пробега[22] и знание ${\displaystyle \lambda _{\uparrow }/\lambda _{\downarrow }}$ позволяет оценить соотношение проводимостей для этих двух групп носителей тока. Типичное значение длины свободного пробега электронов в тонких металлических плёнках лежит в интервале от нескольких единиц до нескольких десятков нанометров. Электрон «помнит» направление спина на так называемой длине спиновой релаксации (ещё называемой длиной спиновой диффузии), которая может значительно превосходить длину свободного пробега. Она определяет эффективность спин-поляризованного транспорта электронов. Когда наблюдается зависимость электрического сопротивления от направления спина носителя тока, говорят о спин-зависимом распространении электронов. Спин-зависимое рассеяние в ферромагнетиках происходит при переходах электронов проводимости между зонами нерасщеплённой 4s и расщеплённой 3d[1][7].

Существуют материалы, для которых более слабым является взаимодействие между электронами и атомами, чьи спины и магнитные моменты антипараллельны. Комбинацией обоих типов материалов можно получить так называемый инверсный эффект ГМС[7][23]. Поэтому в случаях, когда конкретный механизм взаимодействия не принципиален, для сохранения общности подхода говорят о проводимости для электронов с основным и неосновным направлениями спина, которым соответствуют бо́льшая и меньшая плотность электронных состояний. Определение соотношения между проводимостями или удельными сопротивлениями для этих двух групп электронов является достаточным для построения феноменологической теории[24][25].

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

Магнитную сверхрешётку можно включить в электрическую цепь двумя способами. При так называемой CIP-геометрии (англ. current in plane, ток в плоскости), электрический ток распространяется вдоль слоёв сверхрешётки, а электроды расположены на одной стороне всей структуры. При геометрии CPP (англ. current perpendicular to plane, ток перпендикулярно плоскости) ток распространяется перпендикулярно слоям сверхрешётки, а электроды расположены по разные её стороны[7]. CPP-геометрия характеризуется бо́льшими величинами ГМС (более чем в два раза по сравнению с CIP), но и представляет бо́льшие сложности для технической реализации[26][27].

Спиновый клапан на эффекте ГМС (структуры ФСР и АСР). 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.

Характеристики магнитной упорядоченности различны в сверхрешётках с ферромагнитным (ФСР) и антиферромагнитным (АСР) взаимодействием между слоями. В первой направления намагниченности в различных ферромагнитных слоях в отсутствие приложенного поля одинаковы, во второй 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, будут испытывать рассеяние. 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[1][7].

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:

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

Зависимость коэффициента ${\displaystyle J}$ от толщины немагнитной прослойки ${\displaystyle d_{s}}$ описывается осциллирующей функцией. Поэтому ${\displaystyle J}$ может менять и величину, и знак. Если подобрать ${\displaystyle d_{s}}$ 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

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

где ${\displaystyle R_{0}}$ — сопротивление ФСР, ${\displaystyle \Delta R}$ — инкремент ГМС, ${\displaystyle \theta \in [-\pi ,\pi ]}$ — угол между намагниченностями соседних слоёв[26].

Для математической формализации явления вводятся 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 ${\displaystyle \beta }$, который можно ввести определением минимального и максимального удельных электрических сопротивлений ${\displaystyle \rho _{F\pm }}$ для спин-поляризированного тока в виде

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

где ${\displaystyle \rho _{F}}$ — среднее удельное сопротивление ферромагнетика[28].

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

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

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

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

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[29].

В 1993 году Тьери Валетом (англ. Thierry Valet) и Альбером Фертом 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

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

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

где l_s — средняя длина спиновой релаксации, а координата ${\displaystyle z}$ отсчитывается от границы между магнитным и немагнитным слоями (${\displaystyle z<0}$ соответствует ферромагнетик)[17]. Отсюда следует, что на границе ферромагнетика будут накапливаться те электроны, для которых химический потенциал больше[32], что можно представить в виде потенциала спиновой аккумуляции V_AS, или так называемого интерфейсного сопротивления (присущего границе интерфейса ферромагнетик — немагнитный материал)

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

где j — плотность тока в образце, l_sN и l_sF — длины спиновой релаксации в немагнитном и магнитном материалах соответственно[33].

Можно подобрать достаточно много комбинаций веществ, которые будут обладать эффектом гигантского магнетосопротивления[34]. Некоторыми из часто использующихся и широко исследуемых являются следующие:

• FeCr [13]
• Co₁₀Cu₉₀: ${\displaystyle \delta _{H}=40\;\%}$ при комнатной температуре[35]
• [110]Co₉₅Fe₅/Cu: ${\displaystyle \delta _{H}=110\;\%}$ при комнатной температуре[34].

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 ${\displaystyle d_{Cu}}$ от 1 до 10 нм приводило к резкому уменьшению ${\displaystyle \delta _{H}}$ 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 ${\displaystyle d_{Cu}}$ до 10 нм приводило к уменьшению ${\displaystyle \delta _{H}}$ до 60 %. Зависимость ${\displaystyle \delta _{H}(d_{Cu})}$ имела осциллирующий характер[36].

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[27].

Существуют исследования спиновых клапанов с неметаллическими немагнитными прослойками. В частности, для органических прослоек при 11 К фиксировалось гигантское негативное магнетосопротивление до 40 %[37]. 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 %[38].

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

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

где ${\displaystyle \Delta G_{SV}}$ — изменение проводимости спинового клапана без фильтра, ${\displaystyle \Delta G_{f}}$ — максимальное увеличение проводимости при использовании фильтра, ${\displaystyle \beta }$ — параметр материала фильтра[39].

Классификацию часто производят по типам устройств, в которых проявляется эффект ГМС[40].

Эффект ГМС в плёнках впервые наблюдался Фертом 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[13].

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[41].

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»[42].

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

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

где ${\displaystyle \delta _{H0}}$ — некоторый нормировочный коэффициент ГМС, ${\displaystyle \lambda _{N}}$ — длина свободного пробега электронов в немагнитном материале, d₀ — эффективная толщина, учитывающая шунтирование остальных элементов структуры[40][43]. Можно привести подобное выражение для зависимости от толщины ферромагнитного слоя:

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

Смысл параметров формулы тот же, что и в предыдущей зависимости, но теперь для используемого ферромагнетика[34].

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 ${\displaystyle \delta _{H}}$, чем сверхрешётки с антиферромагнитной связью[42]. Также 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[44].

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 ${\displaystyle \rho _{\uparrow ,\downarrow }={\frac {2\rho _{F}}{1\pm \beta }}}$, то для никель-хромового и кобальтового слоёв знаки коэффициента спиновой асимметрии ${\displaystyle \beta }$ будут различны. При достаточной толщине слоя NiCr его вклад превысит вклад кобальтового слоя, что приведет к наблюдению инверсного эффекта[23]. Так как инверсия эффекта зависит лишь от знака произведения коэффициентов ${\displaystyle \beta }$ 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 ${\displaystyle \beta }$, что учитывается в последующем изложении[27].

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[45].

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 объёме 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 компонентов (например, кобальт и медь). На свойства таких структур сильно влияет время и температура отжига: можно получить отрицательное ГМС, которое увеличивается при увеличении температуры[35][46].

Копия ГМС-датчика, разработанного Петером Грюнбергом

Одной из основных сфер применения ГМС является измерительная техника: на базе эффекта были созданы датчики магнитного поля различного назначения (в считывающих головках накопителей на жёстких магнитных дисках, где происходит определение направления магнитного поля в ячейке, хранящей бит информации[26], биосенсорах[34], средствах детекции и измерения колебаний в МЭМС[34] и др.). Типичный датчик, использующий эффект ГМС, состоит из семи слоёв:

1. Кремниевая подложка.
2. Связующий слой.
3. Сенсорный (нефиксированный, движимый) слой.
4. Немагнитный слой.
5. Фиксирующий (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 нём определяется фиксирующим слоем из магнитотвёрдого материала, например, кобальта. Такой датчик характеризуется асимметричной петлёй Гистерезиса, что связано с наличием магнитотвёрдого слоя, фиксирующего направление намагниченности в рабочем диапазоне полей[47][48].

В спиновых клапанах также наблюдается анизотропное магнетосопротивление, которое приводит к асимметрии кривой чувствительности. Его учёт даёт значение магнетосопротивления, очень хорошо совпадающее с наблюдаемым на практике[49].

В жёстких магнитных 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 датчика 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 датчика уменьшается, и наоборот, при различных направлениях детектируется увеличение сопротивления. Таким образом определяется взаимная ориентация доменов, над которыми прошла считывающая головка[50].

В настоящее время широко используется вертикальное расположение доменов, что позволяет существенно увеличить плотность размещения битов на поверхности пластины[51]. При этом на поверхность выходит поле, образуемое самим доменом.

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. magnetic random-access memory, MRAM) состоит из структуры, подобной датчику на спиновом клапане. Значение хранимого бита может кодироваться направлением намагниченности в сенсорном слое, в данном случае выступающем в качестве носителя информации. Считывание происходит путём измерения сопротивления структуры. Преимущества подобной технологии состоят вне зависимости от источников питания[К 2], низком энергопотреблении и высоком быстродействии[26].

В типичным блоке памяти на основе магниторезистивного эффекта, хранящем один бит информации, ГМС-структура формата CIP размещается между двумя проводниками, ориентированными перпендикулярно по отношению друг к другу. Эти проводники называются линиями строк и столбцов. Импульсы электрического тока, проходящие через линии, генерируют вихревое магнитное поле, которое воздействует на ГМС-структуру. Контуры силовых линий поля по форме близки к эллипсам, а направление поля (по или против часовой стрелки) определяется направлением тока по линии. При этом используется ГМС-структура, намагниченность внутри которой ориентирована вдоль линии строки.

Таким образом, направление поля, создаваемого линией столбца, направлено практически параллельно магнитным моментам, и оно не может их развернуть. Линия строки создаёт поле, перпендикулярное им, и, вне зависимости от величины поля, может повернуть намагниченность только на 90°. При одновременном прохождении импульсов по линиям строк и столбцов суммарное магнитное поле в месте расположения структуры ГМС 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. При этом считанный бит стирается, и его нужно записать в ячейку вновь. В другой схеме информацию хранит фиксированный слой, что требует бо́льших токов для записи по сравнению с токами считывания[52].

На сегодняшний день в случае MRAM гигантский магниторезистивный эффект уступил место туннельному[53]. В подобных структурах также необходимы вентильные элементы, предотвращающие блуждающие токи между ячейками памяти. Таким вентильным элементом может быть МОП-транзистор, к стоку которого подключается ГМС-структура, к истоку — заземление, а к затвору — одна из линий, служащих для считывания[54].

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 нечувствителен к однородному магнитному полю, реагируя лишь тогда, 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[34][55].