Эффект сверхпроводящего спинового клапана и его особенности в тонкопленочных структурах сверхпроводник/ферромагнетик

Актуальность работы. Взаимодействие двух антагонистичных порядков, сверхпроводимости и ферромагнетизма, является предметом интенсивных исследований уже в течение последних 40 лет. Антагонизм возникает вследствие того, что ферромагнетизм предполагает параллельную ориентацию спинов, а сверхпроводимость — антипараллельную. Первоначально их взаимное влияние изучалось в сплавах и интерметаллических соединениях. Эта ветвь исследований до сих пор остается актуальной в физике сверхпроводимости (см., например, [1, 2] и обзор [3]). В связи с революционным скачком в технике приготовления высококачественных тонкопленочных металлических пленок и сверхрешеток (см., например, [4]) в последнее время интерес сместился в область искусственно приготовленных многослойных гетерострук-тур (см., например, обзоры [5−13]). Это связано с тем, что в таких многослойных структурах сверхпроводимость и ферромагнетизм пространственно разнесены. При этом наблюдаемые в этих системах эффекты, связанные с взаимным влиянием сверхпроводимости и ферромагнетизма, называют эффектом близости сверхпроводник/ферромагнетик (С/Ф). Обменное взаимодействие в ферромагнетике, действующее на спины электронов проводимости, как правило, намного превышает энергию связи электронов с антипараллельными спинами в составе куперовских пар. Это ведет к сильному разрушению купе-ровских пар под воздействием обменного взаимодействия. Вследствие этого куперовские пары способны проникать из С слоя в Ф слой лишь на очень малую глубину, которая часто ассоциируется с длинной когерентности куперовских пар в Ф слое Эта величина, к примеру, для чистого железа составляет значение порядка 1 нм (см., например, [14]). Однако влияние обменного поля на куперовские пары состоит не только в этом. Под действием обменного поля куперовские пары в ферромагнетике приобретают конечный импульс. Ввиду этого амплитуда их волновой функции в Ф слое не только экспоненциально спадает, но и пространственно осциллирует [10, 11, 15]. Так, например, в тонкопленочных гетероструктурах С/Ф, были обнаружены такие новые физические эффекты, связанные с влиянием ферромагнетизма на сверхпроводящие свойства системы, как немонотонная зависимость температуры перехода в сверхпроводящее состояние Тс от толщины Ф слоя (см., например, [14, 16, 17]), Джозефсоновская 7г-связь для систем С/Ф/С (см., например, [18−20] и обзор [10]).

С другой стороны, было теоретически предсказано, что и сверхпроводимость может оказывать влияние на ферромагнтиный порядок в Ф слоях. В двухслойных С/Ф слоях при определенных условиях в Ф слое под воздействием сверхпроводящего С слоя может возникнуть доменное или так называемое криптоферромагнитное состояние [8, 21, 22]. Такое магнитное упорядочение оказывает не столь сильное деструктивное влияние на сверхпроводимость, как ферромагнетизм. Это связано с тем, что доменное состояние Ф слоя, при котором направление намагниченности меняется с периодом порядка длины когерентности куперовских пар [21]. Таким образом, на куперовские пары действует усредненное значение обменного поля. Это предположение было подтверждено экспериментально в системе V/Pdi-^Fea- [23]. Другим ярким примером влияния сверхпроводимости на ферромагнетизм в тонких пленках выступает эффект спинового экранирования или обратный эффект близости. В теоретических расчетах [24, 25] было показано, что для систем С/Ф при температурах ниже Tcs в С слое вблизи границы раздела С/Ф возникает спиновая поляризация с направлением, которое противоположно направлению намагниченности Ф слоя. Это приводит к тому, что при температуре ниже Tcs сверхпроводящий слой становится ферромагнитно поляризованным. Намагниченность этого слоя антипараллельна по отношению к намагниченности Ф слоя. Физический механизм этого явления можно легко понять, исходя из следующих соображений. Рассмотрим двухслойную систему С/Ф с толщиной слоя ферромагнетика порядка длины когерентности куперовских пар в Ф слое Обменное взаимодействие поляризует спины электронов проводимости в Ф слое преимущественно в одном направлении. Если один из электронов в куперовской паре находится в Ф слое, то его спин оказывается поляризован вдоль направления, заданного направлением намагниченности ферромагнетика. При этом, спин второго куперовского электрона, который расположен в С слое, ориентируется против данного направления, ввиду условия антипараллельности спинов электронов, связанных в куперовскую пару. Таким образом, в С слое возникает поляризация спинов электронов проводимости с направлением, противоположным намагниченности Ф слоя. Глубина проникновения спиновой поляризации в С слой определяется длиной когерентности куперовских пар в С слое ?5. Экспериментальное подтверждение этого явления было получено относительно недавно в системах Рс11а-Ге2-/У/Р (11хГеаи Ш/У/М [26, 27].

Благодаря интенсивным экспериментальным исследованиям, было достигнуто достаточно хорошее понимание физики процессов взаимодействия сверхпроводимости и ферромагнетизма. Для дальнейшего обсуждения необходимо привести краткое описание основ сверхпроводимости и ферромагнетизма.

Микроскопическое объяснение явления сверхпроводимости было дано в рамках теории Дж. Бардина, Л. Купера и Дж. Шриффера [28]. Эта теория основывается на ключевом понятии куперовской пары, существование которой обусловлено притяжением между двумя электронами, обладающими равными и противоположными по направлению импульсами и антипараллельными спинами. Электронами, образующие куперовскую пару, являются электроны проводимости с энергиями, близкими к уровню Ферми. Притяжение между электронами обусловлено электрон-фононным взаимодействием [29, 30], которое при определенных условиях может превысить кулоновское отталкивание между электронами и связать их в квазичастицу с нулевым спином и нулевым суммарным импульсом. Электроны в сверхпроводнике разнесены на микроспопически большое расстояние порядка сверхпроводящей длины когерентности Величина зависит от материала. Так для олова и свинца эта величина составляет ?5 тысячу ангстрем, а для высокотемпературных сверхпроводников? s ~ 50 А. Если импульсы или спины куперовских электронов направить в одну сторону, это приведет к разрушению куперовской пары и, соответственно, к подавлению сверхпроводимости. Согласно теории, энергия связи электронов в куперовской паре определяется выражением, А = 1.75 • квТС) где кв — постоянная Больцмана, равная 1.38 • 10~16 эрг/К, Тс — температура перехода в сверхпроводящее состояние. Например, для индия температура перехода Тс ~ 3.4 К, что соответствует энергии связи приблизительно Ю-15 эрг.

В случае ферромагнетизма ситуация обстоит противоположным образом. Металлический ферромагнетик обладает кристаллической решеткой, в узлах которой находятся ионы с локализованными магнитными моментами (со спином 5), которые сонаправлены между собой. В кристаллической решетке присутствуют также делоклализованные электроны проводимости со спинами сг. Между локализованными спинами S и спинами электронов проводимости о действует обменное взаимодействие с энергией Н = —Jsd{Scr), где J8d — интеграл обменного взаимодействия. Оно стремится сориентировать спины электронов проводимости в одном направлении, которое определяется направлением спинов локализованных ионов и знаком обменного интеграла Js?. Таким образом, в ферромагнитных металлах происходит поляризация спинов электронов проводимости, что ведет к расщеплению зоны проводимости на две подзоны со спином вверх и спинов вниз. В случае железа, это расщепление составляет величину порядка 1 эВ или 10~12 эрг. Это эквивалентно действию магнитного поля величиной Нех = JSd{Sz)/д^в ~ Ю8 Э, где (Sz) — среднее значение спина Sz, д — это g-фактор электронов проводимости, Ив — магнетон Бора. Стоит отметить, что данное поле не является реально существующим внутренним магнитным полем. Это воображаемое магнитное поле, которое действует только на спины электронов проводимости, не искажая их траекторию движения. Это замечание является важным моментом в понимании физических процессов, которые будут описаны ниже.

Из приведенных выше оценок очевидно, что энергия обменного Jsd взаимодействия между локализованными ионами и электронами проводимости превосходит примерно в тысячу раз энергию связи электронов в составе купо-рвских пар. Таким образом, в веществе, где действует обменное взаимодействие Jsd и присутствуют одновременно куперовские пары, должно происходить разрушение последних. Это связано с тем, что обменное взаимодействие стремится сориентировать спины электронов проводимости в одном направлении, что противоречит условию антипараллельности спинов электронов в составе куперовских пар. Вследствие этого сверхпроводимость в таких ферромагнитных металлах как Fe, Ni, Со и др. не наблюдается. В случае интерметаллических соединений это приводит к сильному подавлению сверхпроводимости ферромагнитным порядком [3]. В этой связи, удобным объектом исследования выступают тонкие пленки и гетероструктуры, в которых сверхпроводимость и ферромагнетизм пространственно разнесены.

В тонких пленках С/Ф эффект разрушения куперовских носит тот же механизм, что и в интерметаллических соединениях и сплавах при их переходе в ферромагнитное состояние (для парамагнитного состояния см. [31]). Отличие заключается в том, что ку перовские пары формируются в сверхпроводящем слое С и при определенных услових проникают в слой ферромагнетика Ф. Рассмотрим двухслойную структуру С/Ф в куперовском пределе, т. е. ситуацию, когда толщины слоев сверхпроводника ds и ферромагнетика с1р меньше, чем соответсвующие длины когерентностей ?5 и Это условие означает, что толщины обоих слоев задействованы в рассматриваемом процессе. Пусть граница раздела С/Ф обладает абсолютной прозрачностью для куперовских пар. Это условие позволяет записать выражение для эффективного обменного поля, усредненного по всему образцу при <1р «с1з: ех ~ ё3 + <1Р ~ ех<1з [)

Используя это уравнение, можно оценить толщину ферромагнитного слоя, при которой сверхпроводимость в образце будет полностью подавлена. На спины электронов в составе купровских пар действует эффективное обменное поле ЩН, в котором они приобретают зеемановскую энергию дцвЩ^ ¦ Сверхпроводимость будет подавлена в том случае, когда эта энергия достигнет энергии связи в куперовских парах А:

А = д^вНЦ/ = д"вНех^ (2)

Например, рассмотрим случай, когда в качестве слоя ферромагнетика выступает железо Ее, а в качестве сверхпроводника ниобий или свинец. Для Ее величина д^вНех ~ Ю-12 эрг. Температура перехода в сверхпроводящее состояние для ниобия или свинца Тс ~ 10 К, что соответсвует, А ~ 2 • 10″ «15 эрг. Из этого следует, что при толщине слоя железа ¿-р ~ 2 • 10~3 -?5 сверхпроводимость в такой системе будет полностью подавлена. Такая оценка показывает, что одного монослоя железа достаточно, чтобы подавить сверхпроводимость в слое ниобия или свинца толщиной 700 А. В действительности такого сильного подавления в подобных системах не наблюдается по следующим причинам.

С чем это связано? Во-первых, для некоторых мультислойных систем, в частности, для системы Ее/КЬ [32], на границе раздела между слоями Ее и 1% образуется промежуточный слой ввиду взаимной диффузии металлов. Таким образом, слой сверхпроводника не имеет прямого контакта с ферромагнетиком. Во-вторых, граница раздела С/Ф всегда обладает конечной квантово-механической прозрачностью для электронов проводимости. Это связано с тем, что электроны в составе куперовских пар, проникая в Ф слой, получают дополнительную энергию, связанную с расщеплением зоны проводимости в слое ферромагнетика Ф на две подзоны по спину. Этот случай эквивалентен классической задаче квантовой механики об отражении частицы от границы раздела двух сред с различными фермиевскими волновыми векторами [33]. И, наконец, в-третьих, зачастую отсутствует гибридизация зон проводимости Ф и С металлов, как, например, в системе Ре/РЬ [14]. Это означает, что уровни энергии зон проводимости этих металлов сильно отличаются между собой.

Исследования тонко пленочных гетероструктур С/Ф выявили еще одну интересную особенность эффекта близости сверхпроводник/ферромагнетик. Она заключается в осцилляционной зависимости температуры перехода в сверхпроводящее состояние с изменением толщины ферромагнитого слоя при фиксированной толщине слоя сверхпроводника. Выделяют следующие физические механизмы осцилляции Тс. Первый механизм связан с формированием на границе раздела С/Ф промежуточного диффузного слоя, свойства которого меняются с изменением толщины Ф слоя. Это ведет к немонотонной зависимости Тс от толщины Ф слоя [32, 34]. В приведенных работах были проведены подробные исследования трехслойной системы Ре/ЫЬ/Ре. Образцы были приготовлены методом радиочастотного распыления. В рассматриваемом случае наблюдалось немонотонное поведение Тс от толщины железа с1ре при различных неизменных толщинах ниобия (¿-лг&- (смРис- 1(а)). В результате детального анализа магнитных и сверхпроводящих свойств исследуемых образцов авторы пришли к выводу, что немонотонное поведение Тс невозможно объяснить реализацией 7г-связи, поскольку структура образцов предполагает использование лишь одного С слоя. С другой стороны, измерения намагниченности для данных образцов (см. рис. 1(6)) показали, что на границе раздела ИЬ/Ре имеется «мертвый» в магнитном отношении слой железа с толщиной порядка 7 А. Подобный эффект наблюдался ранее и был описан в работе [35] по изучению сврехрешеток 1МЬ/Ре, приготовленных методом магнетронного напыления. В результате этих исследований было установлено, что на границах Ре/№> из-за взаимной диффузии образуется немагнитный несверхпроводящий слой Ре-]МЬ. Основное влияние на сверхпроводимость слоя МЬ оказывает именно этот промежуточный слой, в котором ионы железа находятся в немагнитном состоянии с сильными спиновыми флуктуа-циями вблизи перехода в магнитное состояние. С увеличением толщины слоя железа обменное поле, влияющие на промежуточный слой Ре-ИЬ, переводит ионы железа в ферромагнитное состояние. Это состояние подавляет сверхпроводимость слабее, чем состояние с развитыми спиновыми флуктуациями. Наличие промежуточного немагнитного и несверхпроводящего слоя на границе раздела С/Ф усложняет ситуацию и препятствует изучению эффекта близости С/Ф, описываемого в теоретических моделях.

Второй причиной выступает так называемая тг-связь в С/Ф/С структурах. Амплитуда волновой функции куперовских пар осциллирует в промежуточном Ф слое. Вследствие этого при определенной толщине ферромагнетика на границе раздела С/Ф и Ф/С волновая функиция куперовских пар может иметь разность фаз, равную 7 г [18, 36−38]. Расчеты, приведенные в статье [36], показали, что в системах с 7г-связью температура перехода в сверхпроводящее состояние Тс может оказаться выше, чем в системе с нулевой разницей фаз (см. рис. 2). Третьей причиной осцилляции Тс является аналог состояния Ларкина-Овчинникова-Фульде-Феррелла (ЛОФФ) [39, 40]. Данная теоретическая модель был разработана для сверхпроводящих сред, в пределах которых действует обменное взаимодействие, и предсказывала возможность возникновения в таких среда неоднородного сверхпроводящего состояния. Поэто

2Л

А.''А *

М)=400А * а)

Рис. 1. (а) Зависимость температуры перехода в сверхпроводящее состояние Тс от толщины слоя железа йре в системе Ее/1ЧЬ/Ре. Измерения Тс проводились по изменению восприимчивости (открытые символы) и по сопротивлению (заполненные символы). Толщина слоя ниобия для всех образцов й^ь — 400 А. Вид символа соответствует серии исследованных образцов, (б) Намагниченность насыщения от измеренная при 10 К для образцов с постоянной толщиной слоя ниобия. Данные результаты взяты из работ [32, 34] му, строго говоря, для многослойных систем, в которых сверхпроводимость и ферромагнетизм пространственно разнесены, данный механизм более корректно называть «квазиодномерным состоянием типа ЛОФФ». В этом случае он приводит к пространственным осцилляциям амплитуды парной волновой функции в Ф слое. К числу работ, в которых было экспериментально обнаружено данное состояние, относится, например, работа Лазар и др. [14] (см. рис. 3).

Возникновение квазиодномерного состояние типа ЛОФФ в сверхрешетках С/Ф, которое ведет к осцилляциям Тс, было впервые теоретически предсказано Буздиным и др. в работах [36, 42]. Однако, теория для двухслойных систем С/Ф, в которых осцилляции Тс не имеют отношение к установлению 7г-связи, была разработана Ю. Н. Прошиным и М. Г. Хусаиновым в работах [43−45], а также независимо от них Л. Р. Тагировым [14, 41]. Наиболее качественное описание физики этого явления было предложено Демлером и др. [15]. Для определенности, расмотрим двухслойную систему С/Ф (см. рис. 4). В слое ферромагнетика зона проводимости расщеплена на две подзоны со спином по направлению, заданному обменным взаимодействием, и со спином против него. Предположим, что через границу раздела С/Ф, не разрушаясь, проходит куперовская пара. В ее состав входят два электрона с антипараллельными спинами и равными по абсолютной величине, но противоположно направленными импульсами къ и к. Один из ее электронов со спином вдоль выделенного обменным взаимодействие направления понижает свою потенциальную энергию, а другой — увеличивает, ввиду антипараллельности спинов куперовских электронов. При этом, для выполнения закона сохранения энергии, первый электрон должен увеличить свою кинетическую энергию, а второй — уменьшить ее. Это означает, что импульсы куперовских электронов становятся не равны между собой по абсолютной величине ф Для двух возможных куперовских пар, изображенных на рис. 4, волновые

0.6

0.5

0Л 0.3

0.2

0.5 12 3 4 5

Рис. 2. Зависимости нормированной температуры перехода в сверхпроводящее состояние Тс/Тсз для сверхрешетки С/Ф от толщины ферромагнетных слоев йм-, нормированного на длину когерентности в Ф слое [36]. Штрих-пунктирная и штриховая линии относятся к состояниям, в которых разность фаз между волновыми функциями в С слоях равны 0 и 7 г, соответственно. Температура перехода в сверхпроводящее состояние для системы определяется максимальным значением Тс/Тсз этих компонент при данной йм/^мСплошная линия, расположенная в диапазоне 0.9<�йлг/?м<1> соответствует основному состоянию с фазой 0 < <�р < 7 г. На вставке представлена зависимость фазы <�р от нормированной толщины слоев ферромагнетика, ймЦм

1-гул—г / V /

V/ А !

0.8 ч

С «10

2.2 8 0/1^=200 / / ч ./

I. (IIII

Рис. 3. Зависимость температуры перехода в сверхпроводящее состояние для системы Ре/РЬ/Ре от толщины слоев железа. Штриховая и сплошная линии соответствуют теоретическим расчетам с использованием разных моделей, описанным в работах [36] и [41]. функции ^ е+г (к2-к1)х е+гАкрх | ^ - соБ{АкЕх). (3) е-г{к2-кх)х е~гАкЕх I

Это приводит к тому, что амплитуда парной волновой функции в ферромагнетике будет не только затухать на глубине проникновения, но и осциллировать. В теоретических работах [36, 41, 44, 46] было показано, что осцилляции амплитуды парной волновой функции в Ф слое могут вести к немонотонной зависимости температуры перехода в сверхпроводящее состояние Тс при изменении толщины Ф слоя (¿-р. Если толщина слоя (1р сопоставима с глубиной проникновения куперовских пар в ферромагнетик, то, наряду с проникающей из С слоя в Ф слой парной волновой функцией, возникает волновая функция, отраженная от границы раздела ферромагнетик/вакуум. Результирующее значение амплитуды парной волоновой функции на границе С/Ф определяется характером их интерференции (конструктивной или деструктивной). Таким образом, при изменении толщины слоя ферромагнетика <1р амплитуда волновой функции в С слоя в области границы С/Ф может быть сильно или слабо подавлена, что ведет, соответственно, к минимуму или максимуму температуры перехода в сверхпроводяещее состояние Тс. Более подробное описание этого явления дано в Главе 3 данной работы, поскольку эта тематика имеет непосредственное отношение к результатам, описанным в рамках данной работы.

На основе физики эффекта разрушения куперовских пар в С/Ф системах в 1997 году группой профессора М. И. Веаз1еу [47] была предложена теоретическая модель системы, в которой подавление сверхпроводимости могло бы осуществляться контролируемым путем. Эта конструкция была названа впоследствии сверхпроводящим спиновым клапаном. Авторы качественно показали, что в системе Ф1/Ф2/С температура перехода в сверхпроводящее ft к Q> Ль — iE / С 1 Еех 1 iE j к, кkj k2? с Ф ^ .V S® Eex 1 1

— к, к2 к ki k2 k

Рис. 4. Схематическое изображение зон проводимости бислоя С/Ф в модели свободных электронов Е (к) ~ |fc|2. Ввиду спинового расщепления зон проводимости в Ф слое купров-ские пары, состоящие из электронов с импульсами l^ifei обладают суммарным импульсом AkF =k> - h ф О состояние Тс при определенных параметрах системы зависит от взаимной ориентации намагниченностей Ф1 и Ф2 слоев. Причем ее значение для параллельной ориентации намагниченностей (Р) Тр оказывается выше, чем для антипараллельной ориентации (АР) ТСАР. Физический механизм этого эффекта основывается на эффекте близости и состоит в том, что среднее значение обменного поля, действующего на куперовксие пары в ферромагнитной части системы, меньше для АР ориентации, чем для Р ориентации. Исторически, первая экспериментальная работа, посвященная реализации переключающего устройства на основе тонкопленочной системы, состоящей из С и Ф слоев, была опубликована в 1969 году Deutscher и Meunier [48]. В рамках этой работы исследовалась система FeNi/In/Fe. Было установлено, что разность в Тс между АР и Р ориентациями намагниченностей ДТС = ТАР — Тр составляют значение порядка 200 мК. Причина такого большого эффекта до сих пор не ясна. Позднее в 1996 году Clinton и Johnson [49] предложили сверхпроводящий клапан, в котором подавление сверхпроводимости осуществляется благодаря дипольным магнитным полям, формируемым на краях ферромагнитных пленок. Величина этих краевых реальных, а не обменных, магнитных полей может контролироваться путем изменения ориентации намагниченности Ф слоя, который отделен от сверхпроводника слоем изолятора. Однако данное устройство, как и система в описанной выше в экспериментальной работе [48], не имеет отношения к эффекту близости С/Ф, поскольку прямой электрический контакт сверхпроводник-ферромагнетик отсутствовал. Второй вариант модели сверхпроводящего спинового клапана был предложен в 1999 г. Таги-ровым и [50] и Буздиным и др. [51, 52]. Он несколько отличается от прежней конструкции [47], и предполагает трехслойную систему Ф/С/Ф. Было опубликовано несколько экспериментальных работ (см., например, [53−57]), в которых наблюдался эффект спинового клапана для систем Ф/С/Ф. Однако величина эффекта АТс — Т (АР — Тр во всех экспериментальных работах был, а меньше ширины перехода в сверхпроводящее состояние 5ТС. Ввиду этого полное переключение между сверхпроводящим и нормальным состояниями достигнуто так и не было. Таким образом, интерес к данной области физики вызван не только фундаментальным значением исследований, но и возможным практическим применением для нужд спинтроники. Все это подчеркивает актуальность исследований в этом направлении. Относительно недавно в работах [58] и [59] были получены данные, позволяющие утверждать, что конструкция Ф1/Ф2/С является более перспективной. Образцы представляли собой многослойную структуру из пленки ванадия V, находящегося в контакте со сверхрешеткой [Fe2Vn]2o с антиферромагнитно спаренными слоями железа. Здесь последовательность, состоящая из двух атомных слоев железа и одиннадцати атомных слоев ванадия, повторенная двадцать раз, находится в контакте с достаточно толстым слоем ванадия, способным переходить в сверхпроводящее состояние. Выбор сверхрешетки [Fe2Vn]2o в качестве магнитной части образцов был обусловлен рядом технических преимуществ по сравнению с классической трехслойной схемой Ф/Н/Ф. Одним из которых выступает четкая высококачественная граница раздела Fe/V и, соответственно, отсутствие диффузного слоя на границах слоев. При этом ее недостатком выступает высокое значение магнитного поля Hsat = 6 кЭ, которое необходимо, чтобы в сверхрешетке перевести намагниченности слоев железа в параллельную ориентацию. В данном устройстве невозможно осуществить мгновенное переключение намагниченностей между АР и Р ориентациями, поскольку переход между ними происходит плавно. Тем не менее, анализ температурной зависимости критического поля для данной системы показал, что потенциально величина эффекта сверхпроводящего спинового клапана может достигать значения 200 мК, при ширине перехода 100 мК.

Исходя из сравнения данных, полученных для обеих предложенных конструкций [47, 50], основным объектом исследования в рамках данной работы была выбрана конструкция клапана Ф1/Ф2/С [47], поскольку она представлялась наиболее перспективной для экспериментальной реализации сверхпроводящего спинового клапана.

Цель диссертационной работы заключалась в экспериментальной реализации полного эффекта сверхпроводящего спинового клапана и исследовании его особенностей в зависимости от параметров конструкции.

Выбор объекта исследований

В соответствие с поставленной задачей мы решили остановить свой выбор объекта исследования на схеме Ф1/Ф2/С. В качестве слоев сверхпроводника и ферромагнетиков использовались индий In и железо Fe, соответственно. Такой выбор обусловлен следующими обстоятельствами. Как уже упоминалось во Введение к данной работе, важную роль в эффекте близости играет качество границы раздела С/Ф. А именно, низкая шероховатость и отсутсвие диффузного и интерметаллического слоев, образованных веществами соответствующих пленок. К таким сочетаниям металлов относятся Fe/Pb и Fe/In. Для определенности, мы решили остановить свой выбор на In, поскольку тонкие пленки данного металла более стабильны и способны сохранять свои свойства в течение длительного времени в условиях атмосферного кислорода и паров воды. При этом им не требуется дополнительный защитный слой, использование которого может оказать влияние на сверхпроводящие параметры пленки. Выбор магнитной части системы Fel/Cu/Fe2 является стандартным решением подобных задач. С другой стороны, для захвата намагниченности слоя Fei в заданном направлении, т. е. для формирования обменного смещения (exchange bias) (см., например, [60, 61]) петли магнитого гистерезиса этого слоя, мы использовали СоОх с температурой Нееля Тдг близкой к комнатной температуре. Это явление широко используется в стандартных спиновых клапанах и элементах оперативной памяти (см., например, [62, 63]). Использование оксида кобальта в качестве антиферромагнитного слоя обладает рядом преимуществ, таких как простая кристаллическая структура и сильная магнитная анизотропия, обеспечивающая высокое значение обменного смещения ([64−68]). Более подробное описание условий приготовления образцов дано в Главе 1 данной работы. Таким образом, образцы сверхпроводящего спинового клапана имели структуру подложка/СоОж/Ке1/Си/Ре2/1п, которая схематически представлена на рис. 5.

Выбор последовательности нанесения слоев был сделан ввиду следующих причин. Во-первых, промежуточный слой железа должен обладать толщиной порядка единиц нанометров ввиду принципа работы сверхпроводящего спинового клапана Ф1/Ф2/С. При этом, величина эффекта сверхпроводящего спинового клапана зависит от соотношения толщины слоя сверхпроводника ds и длины когерентности в С слое. Таким образом, для наблюдения максимального эффекта djn должна быть порядка Для чистого индия эта величина составляет величину порядка нескольких сотен нанометров. Слой индия такой толщины может обладать шероховатостью в несколько единиц нанометров. Таким образом, нецелесообразно наносить слой In на подложку в первую очередь, поскольку это не позволит сформировать однородный слой Fe2 требуемой толщины. Во-вторых, такая последовательность слоев более выгодна. Известно, что для приготовления качественных слоев в процессе роста функциональную часть гетероструктур выращивают на базовом, предварительно напыленном слое, который часто встречается в английском варианте как «seed layer». При данной последовательности слоев эту роль естественным образом играет оксид кобальта. В-третьих, технология приготовления оксида кобальта связана с использованием плазменного оксиления в кислородной среде (см. Главу 1). В случае обратной последовательности слоев этот процесс сложно осуществить без окисления остальных слоев.

В соответствие с поставленной целью надо было решить следующие задачи:

Ре

СоО,

Рис. 5. Схематическое изображение образцов сверхпроводящего спинового клапана

1. Разработать технологию приготовления тонко пленочных гетерострук-тур СоОж/Ре1/Си/Ре2/1п с контролируемыми и воспроизводимыми свойствами.

2. Используя схему образцов Ф1/Ф2/С, создать оптимальный вариант сверхпроводящего спинового клапана, в котором возможно полное переключение между нормальным и сверхпроводящим состоянием.

3. Исследовать особенности эффекта сверхпроводящего спинового клапана при вариации толщин сверхпроводящего С слоя и промежуточного слоя ферромагнетика Ф2.

4. Установить механизмы, определяющие эффект спинового клапана для сверхпроводящего тока, и провести теоретический анализ полученных результатов.

Научная новизна работы состоит в следующем:

1. Впервые получено полное переключение между сверхпроводящим и нормальным состояниями в системе сверхпроводящего спинового клапана модели Ф1/Ф2/С [47]. Экспериментальная реализация данного эффекта выполнена для тонкопленочной гетероструктуры СоОх/?е1/См/?е2/п.

2. Впервые обнаружена осцилляционная зависимость с переменой знака величины эффекта сверхпроводящего спинового клапана от толщины ферромагнитного слоя Ре2 при фиксированных толщинах остальных слоев в составе исследуемых систем.

3. Обнаружена немонотонная зависимость температуры сверхпроводящего перехода Тс от толщины ферромагнитного слоя Ре2 при фиксированных толщинах остальных слоев в составе исследуемых систем.

4. На основе анализа экспериментальных данных с использованием современных теорий эффекта близости установлено, что наиболее вероятным физическим механизмом осцилляционных зависимостей является квантовая интерференция парных волновых функций на границе раздела Ф2/С.

Научная и практическая значимость:

1. Экспериментально показано, что эффект близости С/Ф в системе СоОж/Ге1/Си/Ре2/1п позволяет осуществлять полное контролируемое переключение сверхпроводящего тока.

2. Теоретическая интерпретация экспериментальных результатов позволила установить роль механизма квантовой интерференции парных волновых функций в исследуемой системе.

3. Полученные результаты могут лечь в основу конструирования сверхпроводящего спинового клапана с более высокими сверхпроводящими параметрами, а также могут служить новой ступенью в понимании физики взаимного влияния сверхпроводимости и ферромагнетизма.

Достоверность результатов работы определяется комплексным характером выполненных экспериментальных исследований, использованием современного оборудования для регистрации толщин, магнитных и транспортных свойств образцов, а также использованием оптимальной методики изготовления гетероетруктур, воспроизводимостью экспериментальных результатов и анализом полученных данных на основании современных теоретических моделей.

На защиту выносятся следующие результаты и положения:

1. Экспериментальная реализация полного эффекта сверхпроводящего спинового клапана модели Ф1/Ф2/С [47] в тонкопленочной системе СоОж/Ре1/Си/Ре2/1п.

2. Обнаружение знакопеременной осцилляционной зависимости величины эффекта сверхпроводящего спинового клапана и осцилляционной зависимости температуры перехода в сверхпроводящее состояние от толщины слоя ферромагнетика Fe2.

3. Теоретическая интерпретация экспериментальных результатов на основе явления квантовой интерференции парных волновых функций.

Личный вклад автора: Подбор оптимальных режимов приготовления образцов и их первичная характеризацияпроведение ФМР измерений для установления легкой оси намагничиванияисследование магнитных свойств образцов при помощи метода SQUID магнитометрииисследование сверхпроводящих свойств образцов при помощи четырехконтактного методаобработка, анализ и интерпретация экспериментальных данных на основе современных теоретических моделейучастие в написании, оформлении и подготовке статей в печать.

Апробация работы Основные результаты данной работы были представлены на следующих научных конференция: II International Conference for Young Scientists «Low Temperature Physics» (Kharkiv, 2011) (Отмечена в качестве лучшей в секции «Superconductivity»), The International Conference «Spin Physics, Spin Chemistry and Spin Technology» (Kazan, 2011). Данная работа также была представлена в Форуме-олимпиаде по нанотехнологиям: «V Всероссийский Интеллектуальный Форум-олимпиада по нанотехнологиям» (Москва, 2011) и была признана одной из лучших работ.

Публикации. Основные результаты диссертации опубликованы в 3 статьях, а также в материалах и тезисах вышеперечисленных конференций.

Структура и объем работы

Диссертация состоит из введения, трех глав, заключения, списка авторской литературы и списка цитируемой литературы, содержащего 106 наименований. Работа изложена на 115 страницах машинописного текста, включая 28 рисунков и 4 таблицы.

Выводы

Проведены исследования физических свойств серии образцов сверхпроводящего спинового клапана СоОа-/Ее1/Си/Ее2/1п с варьируемой толщиной слоя Ее2 с1ре2- Обнаружено, что величина эффекта сверхпроводящего спинового клапана АТС осциллирует с переменой знака при изменении ¿-ре2- Это явление наблюдается впервые. Для ряда образцов удалось получить полное переключение между сверхпроводящим и резистивным состояниями благодаря «обратному» эффекту сверхпроводящего спинового клапана. Была также исследована зависимость температуры перехода в сверхпроводящее состояние Тс (с?ре2), которая также носила осциллирующий характер. Обе экспериментальные зависимости удалось описать двумя отличающимися друг от друга теоретическими моделями, основанными на эффекте близости С/Ф. Два набора параметров, полученных в результате анализа АТс{йре2) и Тс{в, ре2), оказались очень близки друг другу. Это свидетельствует в пользу того, что механизмом наблюдаемых явлений выступает эффект близости С/Ф. А именно, осцилляции зависимостей ДТс (с^е2) и Тс{<1ре2) вызваны квантовой интерференцией парных волновых функций, отраженных от обеих границ слоя Ре2.

Заключение

В настоящей работе проведено детальное исследование эффекта сверхпроводящего спинового клапана и эффекта близости в системе СоОж/Ре/Си/Ре/1п. Основные результаты можно сформулировать следующим образом:

1. Впервые экспериментально реализован сверхпроводящий спиновый клапан, модель которого была в работе [47] Ф1/Ф2/С. В тонкопленочной системе СоОж/Ре1/Си/Ре2/1п получено полное переключение между сверхпроводящим и нормальным состояниями путем изменения взаимной ориентации намагниченностей слоев Ф1 и Ф2.

2. Проведены исследования особенностей поведения величины эффекта сверхпроводящего спинового клапана АТс = Тслр — Тср и температуры перехода в сверхпроводящее состояние Тс при изменении толщины слоя 1п и Ре2. В результате была получена знакопеременная осцилляционная зависимость величины эффекта АТс от толщины слоя ферромагнетика Ре2. Это явление наблюдается впервые. Также обнаружена осцилляционная зависимость Тс (йре2).

3. Теоретическая интерпретация зависимостей АТс (^ре2), а также анализ магнитных и транспортных свойств, показали, что наиболее вероятным физическим механизмом выступает квантовая интерференция парных волновых функций на границе раздела Ф2/С.

Результаты данных исследований могут быть полезными в дальнейшем при конструировании сверхпроводящего спинового клапана с более высокими сверхпроводящими параметрами. Исследования эффекта близости в системе Ф1/Ф2/С, проведенные в рамках данной работы, могут послужить новой ступенью в понимании механизмов взаимовлияния сверхпроводимости и ферромагнетизма.