Экспериментальное исследование сверхпроводящих спиновых клапанов тема диссертации и автореферата по ВАК РФ 00.00.00, доктор наук Камашев Андрей Андреевич

• Камашев Андрей Андреевич
• доктор наук
• 2025

Оглавление диссертации доктор наук Камашев Андрей Андреевич

Введение

Глава 1. Оборудование и методика экспериментальных исследований

1.1. Приготовление образцов

1.1.1. Напылительное оборудование

1.1.2. Методика приготовления образцов

1.2. Характеризация магнитных свойств образцов

1.2.1. СКВИД-магнитометрия

1.2.2. Ферромагнитный резонанс

1.3. Характеризация сверхпроводящих свойств

1.3.1. Регистрация температуры перехода в сверхпроводящее состояние (Тс)

1.3.2. Исследование сверхпроводящих свойств пленок свинца

в различных гетероструктурах

1.4. Выводы главы

Глава 2. Оценка степени спиновой поляризации ферромагнитного сплава Гейслера состава Со2Сг1_жЕежА1у

2.1. Выбор ферромагнитного материала сплава Гейслера состава Со2Сг1_жРежА1у

2.2. Приготовление образцов Со^Сг1_^е^1у/Си/РЬ, где пленки сплава НА готовились при различных температурах подложки, и их характеризация

2.2.1. Приготовление образцов

2.2.1.1. Роль буферного Си-слоя

2.2.2. Электронная микроскопия

2.2.3. Магнитная характеризация образцов

2.2.4. Транспортная характеризация образцов

2.2.5. Андреевская спектроскопия точечных контактов

2.3. Исследование эффекта близости сверхпроводник/ферромагнетик в гетероструктурах Со2Сг1_жРежА1у/ Cu/Pb, где пленки сплава НА готовились при различных температурах подложки, и теоретический анализ результатов

2.3.1. Зависимость Тс от толщины Pb-слоя

2.3.2. Зависимость Тс от толщины НА-слоя

2.3.3. Обсуждение экспериментальных результатов

2.4. Выводы главы

Глава 3. Эффект сверхпроводящего спинового клапана в структурах конструкции Ру/НАдт/РЬ

3.1. Выбор конструкции и материалов для сверхпроводящего спинового клапана конструкции Ру/НАдт/РЬ

3.2. Образцы

3.3. Магнитные и сверхпроводящие свойства

3.3.1. Магнитная характеризация образцов

3.3.2. Сверхпроводящие свойства образцов

3.4. Обсуждение экспериментальных результатов

3.5. Выводы главы

Глава 4. Гигантский триплетный эффект сверхпроводящего спинового клапана в структурах конструкции НА^/Ф2/РЬ

4.1. Выбор конструкции сверхпроводящего спинового клапана конструкции нА^/Фг/РЬ

4.2. Структуры сверхпроводящего спинового клапана модели HA^/Cu/Ni/Cu/Pb

4.2.1. Образцы

4.2.2. Экспериментальные результаты

4.2.3. Обсуждение экспериментальных результатов

4.3. Структуры сверхпроводящего спинового клапана модели HA^/Al/HA^/Al/Pb

4.3.1. Образцы

4.3.2. Экспериментальные результаты

4.3.3. Обсуждение экспериментальных результатов

4.4. Выводы главы

Глава 5. Эффект сверхпроводящего спинового клапана в структурах конструкции Ф1/С/Ф2 с модифицированными интерфейсами Ф1/С и С/Ф2

5.1. Выбор моделей ССК конструкции Ф1/С/Ф2 с модифицированными интерфейсами Ф1/С и С/Ф2

5.2. Структуры сверхпроводящего спинового клапана моделей Fe/ Nb/Fe и Fe/AlaOs/Nb/AlaOs/Fe

5.2.1. Образцы

5.2.2. Экспериментальные результаты

5.3. Структуры сверхпроводящего спинового клапана конструкции Ф1/С/Ф2 с тонкими изолирующими прослойками, роль которых играют окисленные интерфейсы Ф1/С и С/Ф2

5.3.1. Структуры сверхпроводящего спинового клапана модели Со/РЬ/Со с тонкими изолирующими прослойками

5.3.1.1. Образцы

5.3.1.2. Экспериментальные результаты

5.3.1.3. Обсуждение экспериментальных результатов

5.3.2. Структуры сверхпроводящего спинового клапана модели Ке/РЬ/Ке с тонкими изолирующими прослойками

5.3.2.1. Образцы

5.3.2.2. Экспериментальные результаты

5.3.2.3. Обсуждение экспериментальных результатов

5.3.3. Выводы

5.4. Структуры сверхпроводящего спинового клапана модели Кб/

5.4.1. Образцы

5.4.2. Экспериментальные результаты

5.4.3. Обсуждение экспериментальных результатов

5.4.4. Выводы

5.5. Выводы главы

Заключение

Благодарности

Список литературы

Список публикаций автора

Список сокращений и условных обозначений

С — в зависимости от контекста: сверхпроводимость или сверхпроводник или сверхпроводящий

Ф — в зависимости от контекста: ферромагнетизм или ферромагнетик или ферромагнитный

АП — антипараллельная

П — параллельная

ССК — сверхпроводящий спиновый клапан

АФ — в зависимости от контекста: антиферромагнетизм или антиферромагнетик или антиферромагнитный

ДТК — дальнодействующая триплетная компонента

НМ — нормальный металл

ПП — перпендикулярная

НА (от англ. Heusler alloy) — сплав Гейслера

ССП — степень спиновой поляризации

НАДТ — сплав Гейслера, приготовленный при комнатной температуре подложки (300К), с малой степенью спиновой поляризации зоны проводимости

HAftoi — сплав Гейслера, приготовленный при высокой температуре подложки (600-800 К), с высокой степенью спиновой поляризации зоны проводимости

СКВИД (от англ. SQUID, superconducting quantum interference device) — сверхпроводящий квантовый интерферометр

ФМР — ферромагнитный резонанс

МЛЭ — молекулярно-лучевая эпитаксия

ПМ — полуметалл (half-metal)

Тс — температура перехода в сверхпроводящее состояние

Тслр — температура перехода в сверхпроводящее состояние сверхпроводящего спинового клапана при антипараллельной ориентации намагни-ченностей ферромагнитных слоев

Тр — температура перехода в сверхпроводящее состояние сверхпроводящего спинового клапана при параллельной ориентации намагничен-ностей ферромагнитных слоев

Трр — температура перехода в сверхпроводящее состояние сверхпроводящего спинового клапана при перпендикулярной ориентации намагни-ченностей ферромагнитных слоев

АТс — «классическая» величина эффекта сверхпроводящего спинового клапана

АТСггр — триплетная величина эффекта сверхпроводящего спинового клапана

АТСи11 — ширина рабочей температурной зоны сверхпроводящего спинового клапана

5Тс — ширина сверхпроводящего перехода

Т8иъ ~ температура подложки во время напыления

а — угол между ориентациями намагниченностей ферромагнитных слоев

К — обменное поле в ферромагнетике Р — степень спиновой поляризации зоны проводимости

~ глубина проникновения куперовских пар в ферромагнетик _ длина когерентности куперовской пары в сверхпроводнике ~ длина когерентности куперовской пары в ферромагнетике Дб1 — диффузионная константа электронов в сверхпроводнике Рр — диффузионная константа электронов в ферромагнетике

Введение

Введение диссертации (часть автореферата) на тему «Экспериментальное исследование сверхпроводящих спиновых клапанов»

Актуальность работы

Современные электронные компоненты, такие как интегральные схемы, диоды, транзисторы, оптоэлектронные компоненты и микроконтроллеры, основываются на принципах полупроводниковой электроники. Развитие этой области стало возможным благодаря фундаментальным достижениям в квантовой теории твёрдого тела и физике полупроводников [1-3]. Существенный вклад в прогресс полупроводниковой электроники внесло появление планар-ной технологии, которая позволила внедрить групповые методы обработки в производстве полупроводников. Это привело к переходу от сборки устройств из отдельных компонентов к созданию интегральных схем и других элементов на одном кристалле в рамках единого технологического цикла, что значительно повысило точность и воспроизводимость электрических параметров. Полупроводниковые технологии позволяют разрабатывать миниатюрные и высокопроизводительные устройства, применяемые в различных областях. Принцип функционирования этих устройств заключается в контроле зарядов электронов проводимости через внешние воздействия, такие как напряжение или ток, что естественным образом приведет к выходу на плато быстродействие их работы. Альтернативным подходом может стать управление спинами электронов, которые реагируют на внешние воздействия значительно быстрее, чем заряды. Это открывает перспективы для увеличения быстродействия устройств. Кроме того, согласно закону Мура в современной формулировке [4], количество транзисторов на кристалле интегральной схемы удваивается каждые два года, что указывает на приближение предела развития полупроводниковой электроники. Для дальнейшего повышения эффективности и быстродействия современных устройств необходимо искать новые принципы их функционирования и рассматривать альтернативные виды

электроники. Одним из перспективных направлений развития современной микроэлектроники может стать сверхпроводящая спинтроника, которая основана на управлении спинами электронов.

Сверхпроводящая спинтроника представляет собой направление со значительным потенциалом для будущего прогресса в электронике и информационных технологиях [5-17]. Исследования в этой области должны привести к созданию новых устройств, которые будут использовать спин электронов для передачи и хранения информации. Такие устройства будут работать быстрее и энергоэффективнее по сравнению с современными полупроводниковыми системами. Ключевым требованием к устройствам сверхпроводящей спинтроники является медленная релаксация спиновой поляризации, чтобы можно было легко и быстро управлять спиновыми токами, а также обрабатывать и считывать результаты операций с ними. Сверхпроводящие материалы в сверхпроводящей спинтронике позволяют существенно снизить дисси-пативные потери, характерные полупроводниковой электроники. За последние три десятилетия были предложены и исследованы различные логические элементы сверхпроводящей спинтроники (см., например, работы [5,18-29]). Современные устройства сверхпроводящей спинтроники построены на эффекте близости сверхпроводник/ферромагнетик (С/Ф), который возникает из-за взаимного влияния ферромагнитных и сверхпроводящих порядков в тонкопленочных гетероструктурах С/Ф (см., например, работы [5,20-23,30-56]).

Исследования взаимного влияния сверхпроводимости (С) и ферромагнетизма (Ф) ведутся с середины прошлого века. Эти два физических явления противоположны друг другу, что и вызывает особый интерес к исследованиям их существования в непосредственном контакте. Сверхпроводимость предполагает антипараллельную (АП) ориентацию спинов, так как спины электронов куперовской пары разнонаправлены, ферромагнетизм — параллельную (П) ориентацию (спины сонаправлены). Отсюда и возникает при-

родный антагонизм между сверхпроводимостью и ферромагнетизмом. Такая противоположность содержится и в базовом свойстве сверхпроводящих материалов — эффекте Мейсснера, который предполагает полное вытеснение магнитного поля из объёма проводника в сверхпроводящем состоянии.

Первоначально влияние сверхпроводимости и ферромагнетизма исследовалось в интерметаллических соединениях и сплавах (см., например, работы [57-59]). В последние десятилетия большинство исследований сместилось в сторону искусственно созданных тонкопленочных гетероструктур (см., например, работы [5-10,17,20,21,23,30,60-64]). В основном это связано с тем, что в подобных структурах появляется возможность пространственно разделить ферромагнетизм и сверхпроводимость в рамках одной системы. Возможность создания таких гетероструктур обусловлена технологическим прогрессом в приготовлении разнообразных высококачественных тонкопленочных слоистых систем с использованием различных методов: термического, электронно-лучевого, лазерного испарения, магнетронного напыления и др. (см., например, работы [65-69]).

Эффекты, возникающие в системах с чередующимися слоями сверхпроводников и ферромагнетиков, известны как эффекты близости сверхпроводник/ферромагнетик. Одним из основных проявлений этих эффектов является подавление сверхпроводимости ферромагнетизмом в тонкопленочных структурах. Энергия обменного взаимодействия Н между спинами локализованных электронов и электронов проводимости в ферромагнетике значитель-

1

но превышает энергию связи в куперовских парах , что и приводит к подавлению (разрушению) сверхпроводящего порядка в С/Ф структурах. Купе-ровские пары из сверхпроводящего слоя проникают в ферромагнитный слой лишь на небольшие расстояния, которые определяются глубиной проникнове-

1 Н = — 3(¡¿г), где 3 — обменный интеграл взаимодействия спинов локализованных электронов и электронов проводимости. ¡3 — спин локализованных электронов, а — сиин электронов проводимости

ния куперовских пар Величина глубины проникновения куперовских пар рассчитывается, как: где Др — диффузионная констан-

та электронов в ферромагнитном слое, К — обменное поле ферромагнитного слоя [70-72]. Значения не превышают десятков нанометров даже для слабых ферромагнетиков с малой величиной обменного поля (как правило ^ 10нм) [73]. Обменное поле в ферромагнитном слое не только разрушает ку-перовские пары, но и придает им конечный импульс. Энергетический сдвиг спиновых подзон ферромагнитного слоя, который определяется величиной К, приводит к сдвигу импульсов электронов куперовской пары сверхпроводящего слоя. Таким образом, суммарный импульс куперовской пары в ферромагнитном слое становится ненулевым. Это приводит к пространственной осцилляции амплитуды её волновой функции и экспоненциальному затуханию в ферромагнитном слое на масштабе глубины проникновения куперовской пары [20,21,31].

Как уже было сказано выше, эффект близости С/Ф — это эффект взаимного влияния ферромагнетизма и сверхпроводимости на свойства друг друга. Сверхпроводимость тоже в свою очередь оказывает влияние на ферромагнетизм. В двуслойных системах сверхпроводник/ферромагнетик под воздействием слоя сверхпроводника может возникать доменное или криптоферро-магнитное состояние в ферромагнитном слое [62,74,75]. Это состояние характеризуется тем, что намагниченность ферромагнитного слоя изменяется с периодом, равным длине когерентности куперовских пар в сверхпроводнике

Криптоферромагнитное состояние не оказывает значительного разрушительного влияния на сверхпроводимость, так как на куперовские пары действует усредненное значение обменного поля ферромагнитного слоя. Подобные эффекты наблюдались экспериментально для структур У/Рс11_жРеж [76]. В тонкопленочных гетероструктурах С/Ф наблюдается и эффект спинового экранирования или обратный эффект близости С/Ф. В теоретических иссле-

дованиях было установлено, что вблизи границы раздела между сверхпроводником и ферромагнетиком, при температурах ниже температуры перехода в сверхпроводящее состояние (Тс), в сверхпроводящем слое возникает спиновая поляризация, которая направлена в противоположную сторону относительно намагниченности ферромагнитного слоя. [77,78]. Этот эффект можно инте-претировать следующим образом. Рассмотрим двуслойную систему С/Ф, где толщина сверхпроводящего слоя сопоставима с длиной когерентности куперовских пар а толщина ферромагнитного слоя с глубиной проникновения куперовских пар При проникновении куперовской пары из сверхпроводящего в ферромагнитный слой один из электронов будет ориентирован вдоль направления намагниченности ферромагнетика, а другой — против, что обусловлено антипараллельностью спинов в куперовской паре. Этот процесс приводит к тому, что в сверхпроводящем слое возникает поляризация спинов электронов, направленная противоположно намагниченности ферромагнитного слоя. Глубина проникновения спиновой поляризации в сверхпроводяший слой напрямую связана с величиной длины когерентности куперовской пары. Эффект спинового экранирования экспериментально наблюдался в структурах №/У/№ и Рс11_жРеж/У/Рс11_х¥ех [79-81].

Более подробно физика процессов взаимодействия сверхпроводимости и ферромагнетизма на свойства друг друга в тонкопленочных гетерострукту-рах рассмотрена в работах [7,17,64,82,83].

Проведем достаточно грубую оценку насколько сильно подавляется сверхпроводимость в двухслойной С/Ф системе, где толщины С-слоя йв и Ф-слоя ¿р порядка величин и соответственно, и при этом ^ В этом случае эффект близости С/Ф должен быть наиболее выражен. Рассмотрим абсолютно прозрачный интерфейс С/Ф, при котором куперовские пары свободно проникают из С-слоя в Ф-слой. В этом случае выражение для эффективного обменного поля, усредненного по всему образцу, выгля-

дит следующим образом: = — Из данного выражения

можно оценить порядок толщины Ф-слоя, при которой сверхпроводимость будет полностью подавлена в С/Ф системе. Под действием Не^ электроны куперовской пары приобретают зеемановскую энергию д^вЩ1 ^ ■ Таким образом, в С/Ф системе сверхпроводимость будет полностью подавлена в случае, когда зеемановская энергия сравнится с энергией связи электронов куперовской пары Д, то есть: Д = д^вН'еЦ,^ = д^вНехДля дальнейшей оценки рассмотрим реальные параметры ферромагнитного и сверхпроводящего материалов. В данной диссертационной работе в качестве сверхпроводника преимущественно использовался свинец (РЬ) (причины использования данного материала будут изложены ниже). Для объемного сверхпроводника свинца Тс = 7.2 К, что соответствует Д ~ 1.7х10-15эрг (согласно микроскопической теории сверхпроводимости Бардина-Купера-Шриффера (БКШ) [84-86]2). В качестве ферромагнетика рассмотрим железо (Ре), для которого величина д^вНе£ ~ 10-12эрг. Отсюда следует, что сверхпроводимость РЬ-слоя будет полностью подавлена в С/Ф системе при толщине Ре-слоя ¿р ~ 1.7 • 10-3 • ¿е-Следовательно, одного монослоя железа будет достаточно, чтобы полностью подавить сверхпроводимость РЬ-слоя толщиной ~ 600 нм. Однако в реальных С/Ф системах такого сильного подавления сверхпроводимости не наблюдается, что может объясняться следующими причинами. Во-первых, существует интердиффузия между Ф- и С-материалами в С/Ф системах, что может приводить к отсутствию прямого контакта между ферромагнетиком и сверхпроводником (см., например, работу [87]). Во-вторых, отсутствие гибридизации зон проводимости Ф- и С-слоев. Это обусловлено тем, что уровни энергии зон проводимости сверхпроводящих и ферромагнитных материалов сильно отличаются друг от друга. В-третьих, для электронов проводимости в С/Ф интерфейсе существует конечность квантово-механической прозрачности.

Д = 1.75хкв Тс, где к в — постоянная Больцмана

Помимо подавления сверхпроводящего порядка в С/Ф системах под действием ферромагнетизма был обнаружен ряд и других эффектов: джозеф-соновская ^-связь в С/Ф/С системах (см., например, работы [24-29,88-92]; немонотонная зависимость критической температуры Тс от толщины Ф-слоя [93-96]; возвратная сверхпроводимость [97,98]; эффект спинового экранирования [79-81]; эффект уединенной сверхпроводимости [54-56] и др.

В рамках данной диссертационной работы наиболее интересен эффект осциляционной зависимости критической температуры Тс от толщины ферромагнитного слоя в С/Ф системах с фиксированной толщиной сверхпроводящего слоя. Существует несколько причин такого поведения. Первая причина осцилляций критической температуры Тс — механизм Ларкина-Овчинни-кова-Фульде-Феррелла (ЛОФФ) [99,100], который приводит к неустойчивости однородного сверхпроводящего порядка из-за присутствия расщепления зоны проводимости ферромагнитного слоя, обусловленного обменным полем. В сверхпроводящем слое импульсы электронов куперовской пары равны, но попадая в ферромагнитный слой они перестают быть равными, поскольку электроны пары попадают в различные подзоны (спин-вверх и спин-вниз) в зоне проводимости Ф-слоя. Таким образом, суммарный импульс куперовской пары в ферромагнитном слое становится отличным от нуля, что фактически и означает возникновение осцилляций парной волновой функции куперовской пары сверхпроводящего слоя. Впервые возникновение ЛОФФ-состояния было теоретически предсказано Буздиным и др. [71,72] для сверхрешеток С/Ф. Следующая причина — взаимная интердиффузия ферромагнитного и сверхпроводящего материалов в С/Ф гетероструктурах. Интердиффузия может приводить к формированию промежуточного немагнитного несверхпроводящего слоя между Ф- и С-слоями, свойства которого зависят от толщины Ф-слоя, что и приводит к осцилляциям критической температуры Тс. Экспериментально это было обнаружено для структур Ке ХЬ [87,101,102]. По-

следняя из возможных причин — джозефсоновская ^-связь в С/Ф/С структурах. Амплитуда парной волновой функции куперовской пары осциллирует в ферромагнитном слое, то есть она может иметь разность фаз к на границе обеих поверхностей ферромагнитного слоя при его определенной толщине [25,71,88,103]. Было показано, что критическая температураТс в С/Ф/С структурах с ^-связью может быть выше, чем в системах с нулевой разницей фаз [71]. Существуют и другие теории, предполагающие осцилляции критической температуры Тс (например, работы Прошина и Хусаинова [104-106], работы Тагирова [93,107]).

Стоит отметить, что именно интерференционные (осциляционные) явления лежат в основе принципов работы современных устройств сверхпроводящей спинтроники: джозефсоновские ^-контакты [25,88,108-112] и сверхпроводящие спиновые клапаны / вентили [82,83,113-122]. Упомянутые выше эффекты становятся еще более нетривиальными в системах с неоднородными обменными полями, например, в структурах с несколькими Ф-слоями с разнонаправленными ориентациями намагниченностей. Сверхпроводящий спиновый клапан (ССК) является как-раз таки одной из таких систем, в которой можно реализовывать различные ориентации намагниченностей Ф-слоев. Сверхпроводящая спинтроника представляет собой развивающуюся область современной электроники. Для её прогресса необходимо разработать и внедрить совершенно новую логику функционирования устройств, таких как процессоры, транзисторы и интегральные схемы. На основе структур ССК возможно создание элементов сверхпроводящей спинтроники, например, сверхпроводящих транзисторов или ключей. Таким образом, необходимость исследования различных конструкций сверхпроводящих спиновых клапанов становится особенно актуальной в контексте их дальнейшего совершенствования и интеграции в функциональные системы сверхпроводящей спинтроники. Эти исследования могут способствовать развитию новых технологий, которые в

свою очередь откроют новые горизонты в области квантовых вычислений и спинтроники. С фундаментальной точки зрения исследования взаимодействия между сверхпроводимостью и ферромагнетизмом в структурах ССК также имеют большое значение, поскольку они могут привести к открытию новых физических явлений. В системах, где эти два состояния могут сосуществовать, возникают уникальные свойства, такие как формирование новых фаз и квантовых эффектов, которые не наблюдаются в чисто сверхпроводящих или ферромагнитных материалах.

Сверхпроводящий спиновый клапан представляет собой тонкопленочную гетероструктуру, обычно состоящую из двух ферромагнитных слоев и одного сверхпроводящего слоя. Принцип функционирования сверхпроводящего спинового клапана основан на эффекте близости С/Ф и предполагает управление температурой перехода в сверхпроводящее состояние Тс путем изменения взаимной ориентации намагниченностей ферромагнитных слоев. Для изменения взаимной ориентации намагниченностей Ф-слоев необходима фиксация направления намагниченности одного из Ф-слоев или использование Ф-слоев с различными коэрцитивными силами (магнито-жесткий и маг-нито-мягкий материалы). Для фиксации намагниченности одного из Ф-сло-ев в структуре ССК обычно используют дополнительный антиферромагнитный (АФ) слой, который находится в непосредственном контакте с Ф-слоем. Благодаря обменному взаимодействию между АФ- и Ф-слоями происходит фиксация намагниченности Ф-слоя до значений магнитных полей, которые определяются величиной обменного поля смещения АФ-слоя (см. главу 1).

На сегодняшний день существует две предложенные теоретические модели конструкций сверхпроводящего спинового клапана. Первая модель конструкции сверхпроводящего спинового клапана Ф1/Ф2/С была предложена О и др. в 1997 году [113], другая модель Ф1/С/Ф2 была предложена в 1999 году Тагировым [114] и Буздиным и др. [115, 116]. Принцип работы обеих

моделей идентичен и предполагает контроль за степенью подавления сверхпроводимости путем управления средним обменным полем от Ф-слоев. В зависимости от параметров структуры ССК, температура перехода в сверхпроводящее состояние минимальна или максимальна для параллельной или антипараллельной ориентации намагниченностей Ф-слоев, соответственно. На основе этого свойства существует возможность управления сверхпроводящим состоянием (включение / выключение сверхпроводящего тока) в структуре ССК, изменяя взаимную ориентацию намагниченностей Ф-слоев.

Под «классической» величиной эффекта сверхпроводящего спинового клапана (ДТс) понимают: ДТс = — |, где температура пе-

рехода в сверхпроводящее состояние ССК при антипараллельной ориентации намагниченностей ферромагнитных слоев; — температура перехода в сверхпроводящее состояние ССК при параллельной ориентации намагниченностей ферромагнитных слоев. Полный эффект ССК реализуется только в том случае, когда величина ДТс превышает ширины сверхпроводящих переходов (5Тс) вП-и АП-ориентациях. Исторически первыми экспериментально изучались структуры ССК конструкции Ф1/С/Ф2 (см., например, работы [123-130]). В этих работах была зарегистрирована разница между Тср и , но реализовать полный эффект ССК не удавалось, поскольку во всех работах наблюдалось, что ДТс< 6Тс. Поэтому в дальнейшем основной акцент был смещен в сторону изучения структур ССК конструкциии Ф1/Ф2/С, потому что они казались более перспективными для реализации полного эффекта ССК. В случае конструкции Ф1/С/Ф2, сверхпроводящий слой «зажат» между двумя ферромагнитными слоями, что приводит к сильному подавлению сверхпроводимости в системе. Для конструкции Ф1/С/Ф2 принципиальна толщина С-слоя (хотя, очевидно, что и для конструкции Ф1/Ф2/С, она важна), но здесь небольшой сдвиг толщины С-слоя от может приводить к полному подавлению сверхпроводимости и невозможности детектирования

эффектов ССК. В рамках данной диссертационной работы будет показано, что и в конструкциях Ф1/С/Ф2 можно наблюдать значительные эффекты ССК, если модифицировать границы раздела Ф1/С и С/Ф2 (см. главу 5). Однако на первом этапе в качестве рабочей модели ССК была выбрана конструкция Ф1/Ф2/С, в которой уже было зарегистрировано большое разнообразие эффектов (см., например, работы [96,117,118,131-133]).

Впервые экспериментально реализовать полный эффект ССК удалось группе И. А. Гарифуллина в 2010 году для структуры CoOx/Fel/Cu/Fe2/In [117]. В данной работе исследовалась серия образцов СоОж(4HM)/Fel(dpе1)/ Cu(4nM)/Fe2(dPе2)/1п(230нм) с варьируемыми толщинами Fei- и Рз2-слоев. Полный эффект ССК величиной АТс = 19 мК был реализован для образца СоОж(4нм)/Ре1(2.4нм)/Си(4нм)/Ре2(0.5нм)/1п(230нм) (см. Рис. 1).

После успешной реализации полного эффекта ССК структуры конструкции Ф1/Ф2/С получили более детальный анализ. Например, была исследована зависимость величины эффекта АТс от толщины Ф2-слоя dpе 2 для структур СоОж/Ре1/Си/Ре2(^ре2)/1п [118,134]. В этих работах было экспериментально показано, что величина эффекта АТс осциллирует с изменением знака от толщины Ре2-слоя (см. Рис. 2). Этот и другие эффекты для структур ССК конструкции Ф1/Ф2/С были теоретически предсказаны Фоминовым и др. [135]. Согласно теории Фоминова и др. [135], антипараллельная ориентация намагниченностей Ф-слоев не всегда является предпочтительной для сверхпроводимости (слабое подавление Тс), как это предполагалось ранее в работе О и др. [113]. В зависимости от параметров структуры ССК конструкции Ф1/Ф2/С может реализоваться, как прямой эффект ССК > Тр), так и обратный (Тсл р < Тр) [135]. Это определяется конструктивной квантовой интерференцией парных волновых функций (прямой эффект ССК), либо деструктивной (обратный эффект ССК) [135].

Физические процессы, происходящие в структурах ССК конструкции

Рис. 1. Переключение между нормальным и сверхпроводящим состояниями для образца СоОх/Ре1(2.4нм)/Си(4нм)/Ре2(0.5нм)/1п(230нм). Магнитное иоле прикладывалось вдоль плоскости образца и переключалось между значениями Н0 = -110 Э (•) и Н0 = +110Э (о). Первая экспериментальная реализация полного эффекта ССК [117].

Рис. 2. Зависимость величины эффекта АТС от толщины Ф2-слоя dpe2- Сплошная линия — теоретическая кривая [118].

Ф1/Ф2/С при неколлинеарных ориентациях намагниченностей ферромагнитных слоев, обладают значительной сложностью и разнообразием. В результате анализа процессов, связанных с проникновением куперовских пар из сверхпроводящего слоя в ферромагнитный, было предсказано возникновение дальнодействующих триплетных компонентов (ДТК) сверхпроводящего конденсата в ферромагнитном слое [21,136,137]. В однородном ферромагнетике триплетная компонента сверхпроводящего конденсата характеризуется нулевой проекцией спина на ось квантования = 0). Однако при наличии магнитных неоднородностей проекция спина триплетной компоненты может принимать значение единицы (Бг = ±1), что приводит к её дальнодействию. Триплетная компонента с отличной от нуля проекцией спина также проявляется в структурах ССК конструкции Ф1/Ф2/С с неколлинеарными ориен-тациями намагниченностей Ф-слоев [135,138] или с пространственной зависимостью обменного поля и величины момента в ферромагнетике [37,139,140]. Когда триплетная компонента сверхпроводящего конденсата имеет нулевую проекцию спина зафиксировать её из транспортных измерений невозможно, потому что глубина проникновения куперовской пары в этом случае практически не меняется и сравнима с ^ синглетной куперовской пары в ферромагнитный слой. В случае же, когда триплетная компонента имеет проекцию спина равную единице, куперовские пары подвержены меньшему разрушению обменным полем и слабо затухают в ферромагнитном слое, то есть глубина проникновения существенно возрастает. Именно поэтому такие компоненты называют дальнодействующими. При определенной конфигурации структуры ССК конструкции Ф1/Ф2/С при генерации ДТК величина может быть сравнима с глубиной проникновения синглетной куперовской пары из С-слоя в слой нормального металла (НМ).

В теории Фоминова и др. [135], минимум в зависимости критической температуры Тс от угла а (а — угол между намагниченностями ферромаг-

нитных слоев) вблизи ортогональной ориентации намагниченностей ферромагнитных слоев указывает на генерацию ДТК сверхпроводящего конденсата в структурах ССК конструкции Ф1/Ф2/С (см. Рис. 3). При этом процессе возникает дополнительный канал для утечки куперовских пар из сверхпроводящего слоя в ферромагнтный слой, что приводит к более эффективному подавлению сверхпроводимости во всей структуре ССК, чем в случае отсутствия триплетной компоненты. Важно отметить, что ДТК сверхпроводящего конденсата формируются из синглетных, что приводит к уменьшению амплитуды последних в сверхпроводящем слое. Этот процесс истощает сверхпроводящий конденсат во всей структуре сверхпроводящего спинового клапана. В работе Фоминова и др. [135] длины когерентности сверхпроводящих и ферромагнитных слоев определяются следующим образом: ^ = л/ НИ я/2ккв ТсЯ; ^р = л/НИр/2кквТсЯ. 3. Следует подчеркнуть, что существуют и другие теоретические интерпретации аномального глубокого проникновения куперовских пар в ферромагнитный слой, что подчеркивает сложность взаимодействия между сверхпроводимостью и ферромагнетизмом в тонкопленочных структурах (см., например, работы [64,141]).

Первые эксперименты, направленные на изучение триплетных компонент куперовских пар в структурах на основе сверхпроводников и ферромагнетиков, были сосредоточены на джозефсоновских контактах (см., например, работы [34,77,142,142-150]). В этих исследованиях было обнаружено, что джо-зефсоновский ток способен протекать через ферромагнитный слой, толщина которого значительно превышает глубину проникновения куперовских пар в Ф-слой.

Список литературы диссертационного исследования доктор наук Камашев Андрей Андреевич, 2025 год

- ★ -

★

; ■

- ■ серия _

. .х. • серия •

■ ж ★ серия \

_|_ ...... ...... д J_|_ серия V ■

О 50

100 150

й А(нм)

200 250

Рис. 1.13. Зависимости температуры перехода в сверхпроводящее состояние от толщины сверхпроводящего слоя свинца Тс(йръ) для образцов серий I, II, III и IV.

pax ниже температуры Дебая зависит от температуры как Т5. Это означает, что при температурах порядка 10 К значение фононного вклада стремится к нулю. В то же время вклад от рассеяния на дефектах p^ef остается постоянным и не зависит от температуры. Таким образом, величина RRR (отношение сопротивлений) отражает уровень дефектности, структурное качество и чистоту образца. Это значение можно определить непосредственно из измерений полного сопротивления образца R при двух температурах: при комнатной температуре и температуре около 10 К. Значение RRR не зависит от размеров и геометрии образца. На Рис. 1.14 показаны зависимости RRR от толщины Pb-слоя для всех четырех серий образцов. Из Рис. 1.14 видно, что с уменьшением толщины слоя РЬ наблюдается снижение RRR, что характерно для всех серий образцов. Температурно независимый вклад от рассеяния на дефектах pdef складывается из рассеяния в объеме пленки и на ее поверхности. При малых толщинах рассеяние на поверхности пленки становится доминирующим, и значение RRR резко уменьшается. Это хорошо согласуется с ростом критического поля сверхпроводящих пленок свинца при уменьшении толщины [180], что также обуславливается ростом дефектности. При малых толщинах Pb-пленки (существенно меньших ^s) ~ поверхность пленки сама становится дефектом, что и приводит к росту критического поля и уменьшению значения RRR.

Для всех образцов структур ССК, исследованных в данной диссертационной работе (см. главы 2, 3, 4 и 5), значение RRR лежало в интервале 10 < RRR< 20. Такие высокие значения RRR свидетельствуют о высокой чистоте слоя свинца в исследуемых образцах.

1.4. Выводы главы 1

В главе 1 были представлены: основные методы напыления, используемые для приготовления исследуемых тонкопленочных гетероструктур; ме-

40

■ серия I

• серия II серия III

А серия IV

30"

£ д

• *

• а

а

101- • в *

• в й

Се 20

о

....................

О 50 100 150 200 250

</рб(нм)

Рис. 1.14. Зависимости отношения электросопротивлений от толщины сверхпроводящего слоя свинца ККЩё,ръ) для образцов серий I, II, III и IV.

тоды характеризации магнитных и сверхпроводящих свойств; описание на-пылительной установки фирмы BESTEC; основные принципы работы специализированного заливного криостата «дьюар в дьюаре», позволяющего проводить прецизионные измерения магнитных и транспортных свойств во внешнем магнитном поле в широком температурном диапазоне 1.4-300 К; процедура изготовления образцов тонкопленочных гетероструктур. Установлено, что антиферромагнитный слой СоОх после нагрева подложки (600 К < Т8иь < 800К), на которую он нанесен, теряет свои антиферромагнитные свойства и становится обычным ферромагнетиком. Замена антиферромагнитного слоя СоОх на IrMn позвояет зафиксировать намагниченность Ф-слоя, напыленного при высокой температуре подложки (Тзиъ ~ 700К). Однако величина обменного поля смещения 30 Э) оказывается недостаточной для дальнейшего применения слоя IrMn в качестве АФ-слоя в структурах ССК. Проведен сравнительный анализ эффекта близости в структурах сверхпроводник/нормальный металл, сверхпроводник/антиферромагнетик, сверхпроводник/ферромагнетик и сверхпроводник/подложка с варьируемой толщиной сверхпроводящего слоя свинца. Показано, что с уменьшением толщины слоя РЬ в этих системах уменьшаются величины Тс и RRR. Обнаружено, что АФ-слой СоОж практически не влияет на сверхпроводящие свойства образцов серии сверхпроводник/антиферромагнетик, а поведение сверхпроводящих свойств таких систем схоже с поведением сверхпроводящих свойств отдельного слоя свинца на диэлектрической подложке (сверхпроводник/подложка). Выявлены основные тенденции поведения свойств РЬ-слоя в различных конфигурациях тонкопленочных гетероструктур, что является важным для дальнейшего использования данного материала в качестве основного материала для сверхпроводящих слоев в структурах ССК.

Глава 2

Оценка степени спиновой поляризации ферромагнитного сплава Гейслера состава Co2Cri_,Fe,Al, [А4-А6]

Аннотация

Данная глава посвящена исследованиям спиновой поляризации ферромагнитного сплава Гейслера состава Со2Сг1_жРежА1у и эффекта близости сверхпроводник/ферромагнетик в гетероструктурах Co^Cr1_^e^ly/Cu/Pb. Пленки сплава Гейслера (Heusler alloy — НА) состава гото-

вились при различных температурах подложки. Установлено, что степень спиновой поляризации (ССП) электронов зоны проводимости в НА составляет порядка 30% для пленок, приготовленных при температуре подложки, равной 300 К (НАДТ — Сc^Cr^FenAl^), и 70% для пленок, приготовленных при температуре подложки 600 К (HAhoi — СossCrisFeiaAlir). Показано, что с увеличением расщепления зоны проводимости ферромагнетика (с ростом ССП) прозрачность интерфейса С/Ф для куперовских пар сверхпроводящего слоя уменьшается. Сделан вывод о том, что спиновый дисбаланс играет важную роль в физике процессов, происходящих на границе сверхпроводник/ферромагнетик. Предложен альтернативный метод оценки ССП электронов проводимости в ферромагнетиках. По результатам исследований, проведенных в главе 2, сплав Гейслера состава был выбран в

качестве основного ферромагнитного материала для структур ССК конструкции Ф1/Ф2/С (см. главы 3 и 4).

2.1. Выбор ферромагнитного материала сплава Гейслера состава Co2Cr1-xFexAly

Полуметаллические ферромагнетики (ПМ) представляют собой группу материалов, которые привлекают значительное внимание благодаря своему потенциалу в современных электронных устройствах и сверхпроводящей спинтроники [153,181,182]. В таких веществах плотность состояний на уровне Ферми для электронов с одной из проекций спинов отлична от нуля (металлическая проводимость), а с противоположной проекцией спина плотность состояний на уровне Ферми равна нулю. Уровень Ферми этих веществ лежит в щели для парциальной плотности состояний с одной из проекций спина, почему они и получили название полуметаллических ферромагнетиков («half-metallic ferromagnets») [183-185]. Таким образом, ПМ можно рассматривать как гибриды между металлами и полупроводниками. Интерес к ПМ отчасти обусловлен открытием гигантского керровского вращения плоскости поляризации в PtMnSb [186]. Этот эффект объяснялся особенностями энергетического спектра ПМ [187,188]. На сегодняшний день ПМ являются перспективными материалами для магнитооптической записи информации. Также очевидно, что ПМ представляют интерес и с точки зрения получения максимальной намагниченности насыщения, что может оказаться полезным в создании различных логических устройств сверхпроводящей спинтроники.

Эффективность работы современных магнитоэлектронных устройств зависит от степени спиновой поляризации (Р) тока [189]. Степень спиновой поляризации (ССП) зоны проводимости в полуметалле или ферромагнетике определяется, как [190]:

= Щ(ЕР) - Nl(EF)

Щ(ЕР) + Щ(Ер)' j

где ) плотность электронных состояний на уровне Ферми с соответ-

ствующим направлением спина Величина или о цепка Р может позво-

лить различить обычный ферромагнетик и полуметаллический ферромагнетик (ферромагнетик со 100%-ой величиной Р). Как с прикладной, так и с фундаментальной точки зрения важно иметь возможность напрямую и легко контролировать величину Р в ферромагнетике.

К настоящему времени известно несколько широких классов ПМ (см., например, обзоры [181,191]). К ним относятся: сплавы Гейслера (например, Со2У^ (где У — 3^-переходной металл, а Z - 8-р металл) или соединения вида ХМпБЬ (где X — N1, Р^ Со, Ре, Сг и др.)); некоторые оксиды (например, СЮ2, Ре304, Зг2РеМоОб и др.); перовскиты (например, ЬаМпОз, БгМпОз и др.); халькогениды переходных металлов (например, СгБе и др.); манганиты (например, Ьа0.78г0.3МпО3 и др.) и другие.

Если говорить про эффект близости полуметаллический ферромагнетик/сверхпроводник (ПМ/С), то на сегодняшний день существуют два концептуально противоречащих теоретических подхода к процессам, которые происходят на границе раздела С/ПМ. Первый подход Такахаши и др. [146] учитывает сопротивление интерфейса С/ПМ для электронов куперовской пары с разными спинами (спин-вверх и спин-вниз). Согласно этой теории [146], увеличение обменного расщепления в зоне проводимости ферромагнетика (что связано с ростом поляризации Р) приводит к повышению сопротивления интерфейса С/ПМ для куперовских пар из сверхпроводящего слоя. То есть в этом случае из-за спинового дисбаланса между ПМ- и С-слоями, купе-ровские пары практически не смогут проникать из сверхпроводящего слоя в слой полуметалла, и значит сверхпроводимость будет очень слабо подавляться. Второй теоретический подход Миронова и Буздина [192], который не учитывает возможный относительный сдвиг электронных зон в ПМ- и С-слоях. Согласно теории [192], для бислойных систем ПМ/С синглетные куперовские пары С-слоя должны разрушаться при достижении границы раздела С/ПМ,

поскольку один электрон пары проникает через интерфейс в ПМ, а другой с противоположным спином обычно отражается обратно в сверхпроводник. В этом случае должно наблюдаться сильное подавление Тс. Таким образом, первый теоретический подход [146] предсказывает ослабление подавления Тс в бислойной системе ПМ/С с увеличением ССП зоны проводимости ПМ-слоя, тогда как второй предсказывает обратное — сильное подавление Тс.

Данная диссертационная работа посвящена эффектам наблюдаемым в различных моделях ССК (конструкции Ф1/Ф2/С или Ф1/С/Ф2), поэтому в дальнейшем для того, чтобы не запутывать читателя вместо ПМ (полуметаллический ферромагнетик) будет зачастую фигурировать Ф (ферромагнетик с высокой степенью спиновой поляризации), как основной материал для Ф-сло-ев структур ССК (далее ПМ = Ф).

В структурах ССК очень важен подбор ферромагнитного материала для Ф-слоев. Как уже было указано во Введении, использование полуметаллического сплава Сг02 в структурах ССК СгОг/Си/М/МоСе позволило продемонстрировать большую величину триплетного эффекта [153]. При этом авторы работы [153] напрямую связывали достигнутую величину эффекта АТ^ггр с использованием полуметаллического сплава Сг02. На самом деле, для достижения большйх величин эффектов ССК (АТС или АТ*™?) необходимо выполнение двух ключевых условий в структуре сверхпроводящего спинового клапана конструкции Ф1/Ф2/С. Первое условие заключается в том, что в качестве ферромагнитного материала для Ф2-слоя должен использоваться ферромагнетик с малыми величинами обменного поля и степени спиновой поляризации зоны проводимости (слабый ферромагнетик). Глубина проникновения куперовской пары из С-слоя в Ф-слой обратно пропорциональна величине К = \fkDp/К), поэтому чем больше величина К, тем меньше величина и наоборот. Если в качестве Ф2-слоя использовать слабый ферромагнетик, то это приводит к увеличению глубины проникновения куперов-

ских пар из С-слоя в Ф2-слой. В результате сверхпроводимость всей структуры сверхпроводящего спинового клапана становится более чувствительной к магнитной части системы, что в свою очередь приводит к значительным величинам АТС. Кроме того, использование слабого ферромагнитного материала позволит работать с более толстыми Ф-слоями. Дело в том, что в случае сильных ферромагнитных материалов с большими величинами h и Р (Fe, Ni, Со и др.), величина £h может достигать значений порядка 0.5-0.8 нм, что приводит к рабочим толщинам Ф2-слоя менее 0.5нм (см. главу 3). Напылять качественные сплошные слои таких толщин достаточно непростая задача. По-

h

Р для Ф2-слоев также имеет важное технологическое значение [132,133,178].

Второе условие, необходимое для достижения большйх величин эффектов ССК (например, АТ^ггр) — это использование сильного ферромагнетика (ферромагнетика со 100%-ой величиной Р — ПМ) в качестве материала для Ф1-слоя в структурах ССК конструкции Ф1/Ф2/С. Согласно теоретическому подходу Такахаши и др. [146], в этом случае синглетные куперовские пары практически не проникают в Ф1-слой, то есть будет наблюдаться близкое к нулю значение величины А ТС (ТСЛР и Тр практически равны). Однако в случае генерации ДТК сверхпроводящего конденсата в структуре ССК должна наблюдаться противоположная картина. В этом случае триплетные компоненты сверхпроводящего конденсата (при перпендикулярной ориентации на-магниченностей Ф-слоев) как раз-таки и смогут проникать в Ф1-слой, потому что сопротивление интерфейса для них будет минимальным [146]. Таким образом, будет наблюдаться большой отток куперовских пар сверхпроводящего слоя в магнитную часть системы и наблюдаться существенная величина три-плетного эффекта ССК.

Некоторые сплавы Гейслера состава C02YZ являются ферромагнетиками и, как ожидается, могут демонстрировать Р = 100% (см., например, рабо-

ту [181]). Величина степени спиновой поляризации в сплавах Гейслера сильно зависит от условий приготовления [193,194]. Для того, чтобы приготовить пленку с большой величиной ССП, необходимо поддерживать Т8иь во время роста пленки, значительно выше комнатной температуры, и наоборот (ниже Тзиъ во время роста пленки ниже величина Р). Таким образом, сплавы Гейслера проявляют ферромагнитный дуализм и могут классифицироваться как сильные, так и слабые ферромагнитные материалы. Отсюда следует, что сплав Гейслера отлично подходит в качестве ферромагнитного материала для структур ССК конструкции Ф1/Ф2/С для достижения максимальных величин эффектов (АТС и АТ^ггр) и реализации высокой эффективности ССК. Сплав Гейслера может быть использован в различных ипостасях, и в качестве материала для Ф1-слоя, и для Ф2-слоя. В качестве сплава Гейслера (Heusler alloy — НА) был выбран состав Co^Cri-xFe^l^, потому что при оптимальных условиях приготовления в пленке такого материала можно достичь величину Р ~ 100% (см., например, работу [195]).

Для применения конкретного сплава НА (определенного состава — Со2Сг1-жРежА1у) в качестве материала для Ф-слоев структур ССК конструкции Ф1/Ф2/С необходимо оценить степень спиновой поляризации Р данного материала при различных условиях приготовления. Также исследуя эффект близости ПМ/С с использованием данного материала, приготовленного при различных условиях, можно проверить, какой из теоретических подходов, описанных выше, наиболее корректен, Такахаши и др. [146] или Миронова и Буздина [192] — это важно для дальнейшего применения сплава НА в структурах ССК.

2.2. Приготовление образцов Cc^Cr^Fe^l^/Cu/Pb, где пленки сплава НА готовились при различных температурах подложки, и их характеризация

2.2.1. Приготовление образцов

Пленки сплава Гейслера Co^Cr1_xFe^li/ обладают высоким значением степени спиновой поляризации, если во время приготовления пленки температура подложки составляет Tsuь > 600 К [193]. Пленки НА, приготовленные при более низких температурах подложки Tsub, обладают меньшей величиной Р из-за неупорядоченной структуры, то есть являются слабыми ферромагнетиками. Для исследования эффекта близости ПМ/С и определения величины Р были приготовлены четыре основные серии образцов: серия 2.1а — НАДТ(12 нм)/Си(1.5 нм)/Pb(dp&)/Si3N4(85 нм) и серия 2.2а(серия 2.3а — контрольная серия) — HAhoi(12 нм)/Си(1.5 нм)/РЬ(^р 6)/S^N4(85hm) с варьируемыми толщинами Pb-слоя в пределах от 10 до 110 нм; серия, 2.16 — НАДТ(¿нл)/Си(1.5нм)/РЬ(50 hm)/S^N4(85 нм) и серия 2.26 - {¿на)! Си(1.5 нм)/РЬ(40 hm)/S^N4(85 нм) с варьируемыми толщинами НА-слоев в пределах от 0.5 до бнм. Здесь: НАДТ — пленки сплава Гейслера, приготовленные при Tsub = 300 К; HAhot — пленки сплава Гейслера, приготовленные при Tsub = 600 К; Си(1.5нм) — буферный НМ-слой, необходимый для более качественного роста РЬ-слоя [122,178]; РЬ — сверхпроводящий слой. Рост верхнего фрагмента структур Cu/Pb проводился при пониженной температуре подложки Tsub ~ 150 К. Это было необходимо для более гладкого роста РЬ-слоя [133,178]. Для предотвращения окисления все образцы были покрыты защитным слоем S^N4. Параметры приготовленных образцов представлены в Таблице 2.1. Слои Си и РЬ были приготовлены в МЛЭ-камере, слои НА и Si^4 в камере магнетронного напыления на постоянном и переменном токе,

Таблица 2.1. Параметры приготовленных образцов серий 2.1а, 2.16, 2.2а, 2.3а и 2.26.

Номер серии Тзиь (К) (ipъ (нм) ¿НА (нм)

2.1а 300 10...110 12

2.16 300 50 0.5...6

2.2а 600 10...110 12

2.26 600 40 0.5...6

2.3а 600 10...110 12

соответственно. Скорости напыления были следующие: О.бА/с для слоев Си и 12 А/с для слоев РЬ; 0.4 А/с для слоев НА и 2 А/с для слоев 31зН4.

2.2.1.1. Роль буферного Си-слоя

В исследовании [122], в котором принимал участие автор данной диссертации, было показано, что введение тонкого антидиффузионного (буферного) слоя меди (Си) между ферромагнитным и сверхпроводящим слоями предотвращает деградацию интерфейса Ре/РЬ, увеличивает время жизни образцов и улучшает прозрачность. Авторы работы [122] показали, что быстрая деградация сверхпроводящих свойств образцов без такого буферного слоя может быть объяснена следующими причинами. Диаграмма состояний системы Ре/РЬ показывает, что эти два материала не смешиваются даже в жидком состоянии, что делает взаимную диффузию через границу раздела маловероятной. Отсутствие смешивания железа и свинца в жидком состоянии указывает на то, что они не смачивают друг друга. В структурах сверхпроводящего спинового клапана конструкции Ф1/Ф2/С слой свинца всегда наносится поверх ферромагнитных слоев. Изначально свинец формируется в виде островков, которые затем соединяются. Из-за неровностей слоя РЬ и изменяющейся тол-

щины на масштабах, превышающих длину когерентности ширины сверхпроводящих переходов становятся большими при малых значениях толщины слоя свинца. При температурах около 300 К, что составляет примерно половину температуры плавления свинца (около 600 К), коэффициент диффузии атомов свинца оказывается достаточно высоким. Это приводит к коагуляции атомов свинца в островки, что может вызывать раздвоение (уширение) сверхпроводящих переходов. Однако введение тонкого слоя меди толщиной ¿си = 1.2 нм в границу раздела Ре/РЬ предотвращает уширение сверхпроводящих переходов и сдвиг температуры перехода в сверхпроводящее состояние. Это объясняется тем, что медь, вероятнее всего, смачивает как железо, так и свинец. В результате слой свинца может наноситься гладко на поверхность меди, что благоприятно сказывается на всей структуре сверхпроводящего спинового клапана [122].

В работе [122] было показано, что введение Си-слоя толщиной ¿Си < 2 нм практически не меняет критическую температуру трехслойной системы Ф/Си/С по сравнению с двухслойной Ф/С (естественно, при близких параметрах Ф- и С-слоев обеих систем). Это может означать, что сверхпроводящий параметр структуры практически не подавляется введением тонкой прослойки меди {йСи < 2нм). Глубина проникновения куперовских пар в буферный Си-слой как минимум на порядок превышает толщину буферного слоя ¿си — 1-2 нм [122].

Поэтому для стабилизации и улучшения качества интерфейса С/Ф (где есть слой РЬ) все исследованные образцы в данной диссертационной работе, как правило, содержат тонкий буферный Си-слой ¿Си — 1-2 нм.

2.2.2. Электронная микроскопия

Для анализа морфологии слоев исследуемых структур были изучены поперечные сечения образцов с помощью просвечивающего электронного микроскопа TEM/STEM Tecnai F30, работающего при ускоряющем напряжении 300 кВ (см. Рис. 2.1). Электронно-прозрачные срезы были получены методом сфокусированного ионного пучка с использованием установки Zeiss 1540ХВ. Срезы вырезались сфокусированным пучком ионов Са энергией 30 кэВ. Наличие технического слоя (защитного слоя C/Pt-OH) (см. Рис. 2.1) обусловлено необходимостью уменьшения имплантации Са в область поверхности образцов (для уменьшения искажений в полученных изображениях). Кроме того, с помощью энергодисперсионной рентгеновской спектроскопии в аналитическом режиме был определен состав НА-слоев: НАДТ — Co6iCri3FeiiAli5 и НАш _ Co55Cri5Fei3Alir. Состав в обоих случаях был практически идентичен. Границы раздела между отдельными слоями структур отчетливо видны на полученных изображениях (см. Рис. 2.1). На основе полученных изображений можно сделать вывод, что в обоих типах структур с слоями НАДТ и HAhot толщины слоев близки по значениям, и главное, границы раздела между слоев гладкие. Энергодисперсионная рентгеновская спектроскопия не обнаружила химических различий в интерфейсах НА Си и Cu/Pb для обоих типов НА-пленок (НАДТ и HAhoi). Это указывает на то, что в границах раздела между слоями отсутствуют оксидные слои.

2.2.3. Магнитная характеризация образцов

Магнитная характеризация всех серий образцов проводилась при помощи СКВИД-магнитометра 7Т VSM. Магнитные петли гистерезиса обоих типов образцов (НАДТ (серия 2.1а) и HAhoi (серия 2.2а)) измерялись во внешнем магнитном поле, приложенном вдоль плоскости образцов, при температуре

Рис. 2.1. Изображение полученное при помощи просвечивающего электронного микроскопа ТЕМ/ЭТЕМ Тсспш РЗО для образца НАлг(12пм)/Си(1.5пм)/РЬ(20пм) (серия 2.1а). Аналогичное изображение было получено для образца НАйо4(12пм)/Си(1.5пм)/РЬ(20пм) (серия 2.2а).

Т = 10 К. На Рис. 2.2 представлены характерные магнитные петли гистерезиса для обоих типов образцов. Магнитная петля гистерезиса для образца серии 2.1а имеет выраженную прямоугольную форму. Намагниченность образца из серии 2.1а насыщается в поле ~ 10 Э. Для образца серии 2.2а полное насыщение достигается в поле ~ 1 кЭ. Существенная разница в значениях полях насыщения для образцов серий 2.1а и 2.2а может быть вызвана неоднородностью магнитного состояния слоя НАШ. Из Рис. 2.2 видно, что намагниченность насыщения для образца серии 2.1а (570эме/см3) меньше,

чем для образца серии 2.2а (850эме/см3) (для чистого железа намагничен-

3

замещение Со ^ Сг (то есть наличие атомов Сг на месте Со и наоборот) значительно уменьшает общий магнитный момент и величину степени спиновой поляризации. Из энергодисперсионной рентгеновской спектроскопии следует, что пленкам НАДТ характерно как раз-таки подобное замещение. Видимо, поэтому намагниченность насыщения для образца из серии 2.1а меньше, чем для образца из серии 2.2а. Таким образом, полученные результаты хорошо согласуются с данными в работе Миуры и др. [196].

2.2.4. Транспортная характеризация образцов

Для приготовленных серий образцов было установлено, что коэффициент остаточного сопротивления ЯЯЯ = Д300 к/Н-ю к находится в интервале 10 <ДДД< 17. Для оценки остаточного сопротивления слоя РЬ при 10 К рв = р(10 К) = 1.2-2.1дП-см было использовано табличное значение для свинца при комнатной температуре р(300К) = 21 рП-см [197]. Длина свободного пробега электронов проводимости в слое РЬ, полученная с использованием соотношений Пиппарда [179], составила около ^ ~ 17 нм. Необходимо отметить, что длина когерентности в объемном свинце составляет

-2-10 1 2

Н( кЭ)

Рис. 2.2. Петли магнитного гистерезиса М(Н) для образцов серии 2.1а НАЙТ(12пм)/ Си(1.5пм)/РЬ(40пм) (О) и серии 2.2а НА^о4(12 пм)/Си(1.5 пм)/РЬ(40 им) (#), измеренные при температуре Т 10 К. Стрелки указывают направление сканирования магнитного по-

^о = 83 нм [197]. Сравнение ls и <^0 указывает на то, что ls ^ то есть система находится в «грязном» пределе по сверхпроводящим параметрам. В этом случае длина когерентности сверхпроводника рассчитывается, как: & = л/Ыз/3.4 = 42 нм.

Были исследованы температурные зависимости удельного электросопротивления рр для одиночных пленок НАДТ и HAhot. Для НАДТ пленок было установлено, что р_р не зависит от температуры и составляет рр = 143 р^-см (например, в работе [193] рр = 220 р^-см и в работе [194] рр = 170 pfi-см для НАДТ пленок). Для HAhot пленок было установлено, что рр тоже не зависит от температуры и составляет рр = 130 р^-см (например, в работе [193] рр = 330pfi-см и в работе [194] pF = 170р^-см для HAhot).

2.2.5. Андреевская спектроскопия точечных контактов

Для оценки величины степени спиновой поляризации Р часто используют фотоэмиссионную спектроскопию [198-200]. Однако этот метод имеет разрешение в сотни мэВ, что на порядки меньше зачастую необходимого разрешения в единицы мэВ. Кроме того, фотоэмиссионная спектроскопия технологически сложный метод, требующий высокую чистоту поверхности образца. Это накладывает определенные ограничения на использование данного метода. Другой подход к определению величины Р заключается в использовании туннельной спектроскопии. Исследования, проведенные Месер-веем и др. [190,201], показали, что туннельный переход в системе ферромагнетик/изолятор/сверхпроводник (Ф/И/С) может быть эффективным для измерения степени спиновой поляризации. Также существует метод, основанный на сочетании туннельного магнитосопротивления и перехода Ф/И/Ф, который широко используется для этой цели [202]. Однако в этих подходах могут возникать ограничения и сложности, связанные с качеством структуры тун-

нельного перехода и выбором туннельного барьера. Работы [203, 204] продемонстрировали, что метод, основанный на андреевском отражении на границе между ферромагнетиком и сверхпроводником, может быть использован для прямого определения величины степени спиновой поляризации. Одним из главных преимуществ этого метода является его относительная экспериментальная простота. В отличие от ранее упомянутых методов, метод сверхпроводящих точечных контактов (андреевская спектроскопия) не требует применения внешнего магнитного поля и не предъявляет жестких требований к чистоте поверхности образца. В этом случае точечный контакт С/Ф создаётся между образцом и сверхпроводящим зондом, например, острой иглой из ниобия. При низких напряжениях дифференциальная проводимость такого контакта уменьшается с увеличением величины Р: что позволяет оценить степень спиновой поляризации. Еще одним плюсом данного метода является возможность моделирования экспериментальных результатов по андреевскому отражению на границе раздела С/Ф с использованием различных моделей, таких как модель Блондера-Тинкхама-Клапвика [205] и её модификации (см., например, работы [206-208]). Тем не менее, результаты моделирования также не всегда бывают удовлетворительными (см., например, работу [209]). Подробный анализ и сравнение всех упомянутых методов (фотоэмиссионная спектроскопия, туннельная спектроскопия, андреевская спектроскопия) для определения величины Р представлено Мазиным в работе [210].

Для определения величины Р в пленках НА (НАДТ и НА^) был выбран метод андреевской спектроскопии с использованием точечных контактов. В этом исследовании были подготовлены однослойные образцы пленок НА толщиной ¿на = 200 нм. Металлический контакт между образцом и сверхпроводящей иглой из ниобия создавался с помощью механической настройки. Игла из ниобия перемещалась с помощью микрометрического пьезоэлектрического механизма и аккуратно подводилась к поверхности образ-

ца (пленки НА). Свойства электронного транспорта при точечном контакте С/Ф показывают конверсию между куперовскими парами сверхпроводника и одночастичными носителями заряда в металле. Куперовская пара состоит из двух электронов со спином-вверх и спином-вниз, которые оба необходимы для осуществления процесса андреевского отражения. Следовательно, при дисбалансе числа электронов со спином-вверх и спином-вниз на уровне Ферми (как в ферромагнитном металле), вероятность андреевского отражения ограничивается неосновными носителями в металле. В крайнем случае (Р = 100% в ПМ) вероятность андреевского отражения стремится к нулю, поскольку нет доступных состояний электронов со спином-вниз. Вследствие этого при малых напряжениях дифференциальная проводимость С/Ф контакта стремится к нулю, что и позволяет оценить величину Р. Транспортные измерения проводились стандартным четырехконтактным методом при температурах жидкого гелия Т = 4.2 К.

Данные по зависимостям дифференциальной проводимости ¿1 /¿и от и были получены стандартным методом на постоянном токе. Сопротивление точечных контактов ХЬ НА составило порядка 60 Ом для обоих типов образцов (НАДТ и НА^). Точечные контакты были протестированы при температуре Т = 15 К, что выше критической температуры перехода в сверхпроводящее состояние ниобия (Тс = 9.25 К). В этих условиях наблюдалось постоянное дифференциальное сопротивление для всех значений напряжения. Результаты измерений, проведенных при Т = 4.2 К, представлены на Рис. 2.3(а). Для образца НАДТ дифференциальная проводимость ¿1 /¿и достигает максимума при напряжении и = ±2.5 В и постепенно уменьшается как при увеличении, так и при уменьшении и. В отличие от этого, для образца ШАш значение (II/(Ш остается практически неизмеиным при \и| > 3.5В и демонстрирует минимум при и = 0 В.

Зависимости дифференциальной проводимости ¿1/¿и(и) от напряже-

и (мВ)

Рис. 2.3. Зависимости дифференциальной проводимости ¿1/¿и от напряжения и точечных контактов ХЬ/НА: (а) экспериментальные кривые для НАЙТ (о) и ЛАШ (#) пленок; (б) теоретические кривые, рассчитанные согласно теории Стриджкерса и др. |206|. Толщины НА пленок составляли 200 им.

ния и для различных значений Р были рассчитаны с применением классической теоретической модели, предложенной Стриджкерсом и др. [206]. Эти результаты представлены на Рис. 2.3(6). Как видно из графика, при малых значениях напряжения наблюдается увеличение (II/вЛ с ростом величины Р от 30 до 70%. Для выполнения расчетов использовались следующие параметры: Т = 4.2 К, коэффициент прозрачности интерфейса С/Ф X — 0.4 и величина энергетической щели сверхпроводника А = 1.5 мэВ.

Согласно теоретическим расчетам, дифференциальная проводимость (11/(Ю при Р = 30% монотонно возрастает при изменении напряжения от -8мВ до -2мВ (см. Рис. 2.3(6)). Обратная картина наблюдается для теоретической кривой (11/(1и при Р = 70%, в этом случае дифференциальная проводимость остается неизменной. Теоретическая кривая ¿1 /¿и(и) для Р = 30% при \и| < 1.5мВ демонстрирует два максимума и один минимум (см. Рис. 2.3(6)). При величине Р = 70% кривая (и) демонстрирует

один ярко выраженный минимум с сильно затухающими максимумами. Экспериментальные кривые (11/(1и(и) на Рис. 2.3(а) показывают подобное поведение теоретическим кривым на Рис. 2.3(6), что позволяет предположить большее значение Р ~ 70 % для НАки пленок и меньшее значение Р ~ 30 % для НАДТ пленок.

Можно предположить, что буферный Си-слой в образцах серий 2.1 и 2.2 влияет на эффективную величину Р интерфейса РЬ/НА. Однако если учесть малую толщину Си-слоя (йси ~ 1.5 нм), которая при этом, как было показано ранее в работе [122], не портит интерфейс С/Ф, а даже его улучшает, вполне вероятно, что влияние Си-слоя на величину Р минимальное. Кроме того, можно предположить, что величина Р в образцах серий 2.1 и 2.2 зависит от толщины НА-слоя. Несмотря на это, вероятнее всего, пленки НА^ обладают большей величиной Р. чем пленки НАДТ.

В будущих качественных (неколичественных) обсуждениях эффекта

близости в образцах серий 2.1 и 2.2 (см. ниже), возможные отклонения величины Р от значений, оцененных по результатам андреевской спектроскопии, учитываться не будут. Таким образом, для ШАш пленок значение Р будет приниматься ~ 70 % и порядка 30 % для НАДТ пленок.

2.3. Исследование эффекта близости

сверхпроводник/ферромагнетик в гетероструктурах Со2Сг1-жЕежА1у/Си/РЬ, где пленки сплава НА готовились при различных температурах подложки, и теоретический анализ результатов

2.3.1. Зависимость Тс от толщины РЬ-слоя

На Рис. 2.4 показаны зависимости критической температуры Тс от толщины слоя РЬ ¿ръ для образцов серий 2.1а, 2.2а и 2.3а (серия 2.3а — контрольная серия образцов см. Таблицу 2.1). Из Рис. 2.4 видно, что поведение зависимости Тс(¿Ръ) выглядит следующим образом: с уменьшением толщины слоя РЬ от 110 до 80 нм значение Тс медленно уменьшается, при дальнейшем уменьшении ¿Ръ знатгение Тс начинает резко падать и снижается до нулевых значений при приближении ¿Ръ к критической толщине ¿Р^. Зависимость Тс((1Ръ) (О на Рис. 2.4) для серии 2.2а (ИАШ) сдвинута левее относительно кривой для серии 2.1а (НАДТ) (• на Рис. 2.4). Для верификации данных, полученных для образцов серии 2.2а, была изготовлена контрольная серия, образцов 2.3а с аналогичными параметрами серии 2.2а (см. Таблицу 2.1). Результаты для этой серии тоже показаны на Рис. 2.4 (^ на Рис. 2.4). Полученные результаты для образцов серии 2.3а практически полностью совпадают с данными для образцов серии 2.2а, что подтверждает хорошую воспроизво-

димость результатов.

Сдвиг между зависимостями Тс(ёрь) (см. Рис. 2.4) для образцов серий 2.1а и 2.2а / 2.3а не может быть связан с разницей намагниченностей насыщения двух материалов (НАДТ и ШАш) (см. Рис. 2.2). Образцы серии 2.2а обладали большей намагниченностью насыщения, чем образцы серии 2.1а, что, вероятнее всего, должно было проявляться в более сильном подавлении величины Тс на Рис. 2.4. Здесь же обратный эффект, большая намагниченность насыщения приводила к меньшему подавлению критической температуры. Кроме того, состав НА-слоев и химический состав границ раздела НА Си и Си/РЬ практически идентичен (см. Рис. 2.1). Следовательно, это тоже не может быть причиной существенного изменения поведения зависимостей Тс(ёрь) между образцами серий 2.1а и 2.2а / 2.3а.

На Рис. 2.5 представлены кривые сверхпроводящих переходов Я(Т) для образцов НАдт(12нм)/Си(1.5нм)/РЬ(30нм) из серии 2.1а ((I) - см. Рис. 2.4) и НА^(12нм)/Си(1.5нм)/РЬ(30нм) из серии 2.2а ((II) - см. Рис. 2.4), соответственно. Из Рис. 2.5 видно, что разница в критических температурах Тс этих двух образцов существенная и составляет более 2 К. Необходимо отметить, что параметры образцов (толщины) одинаковые за исключением материала НА-слоя (НАДТ(1) и НАШ(11)).

2.3.2. Зависимость Тс от толщины НА-слоя

На Рис. 2.6 показаны зависимости критической температуры Тс от толщины слоев НА ¿на для образцов серий 2.16 и 2.26. Анализ графика показывает, что поведение Тс((1на) для обеих серий схоже. Изначально наблюдается резкое падение Тс при увеличении ¿на, после чего достигается минимум Тс в диапазоне ¿на примерно 0.8-1.2 нм. При дальнейшем увеличении толщины слоев НА значения критической температуры Тс стабилизируются. Подобные зависимости были зарегистрированы в ряде исследований, касающихся

й ь (нм)

Рис. 2.4. Зависимости критической температуры Тс от толщины слоя РЬ йрь для образцов серий 2.1а (#), 2.2а (о) и 2.3а (*)• Сплошные линии теоретические кривые, рассчитанные согласно теории Фомипова и др. [211]. Параметры теоретических кривых представлены ниже.

2.5 3.0 3.5 4.0 4.5 5.0 Г (К)

Рис. 2.5. Кривые сверхпроводящих переходов Я(Т) для образцов НАЯТ(12 нм)/Си(1.5 им)/ РЬ(ЗОнм) из серии 2.1а (•) и НА^(12нм)/Си(1.5нм)/РЬ(30нм) из серии 2.2а (о). Здесь также представлена иллюстрация процессов, происходящих на интерфейсах С/Ф с малой (слева) и большой (справа) величинами степеней спиновой поляризации Ф-слоев, соответственно.

систем С/Ф (см., например, работы [119-121]). Важно отметить, что глубина минимума в зависимости Тс{йнл) Для образцов серии 2.16 больше, а его положение смещено в сторону больших значений ¿на по сравнению с образцами серии 2.26.

2.3.3. Обсуждение экспериментальных результатов

Полученные в данной главе экспериментальные результаты были рассмотрены в рамках теории Фоминова и др. [211]. Согласно теории [211], условия «грязного» предела были выполнены (1$ ^ £о), поэтому Тс приготовленных структур могло вычисляться в рамках линеаризованных уравнений Уза-деля для Ф- и С-слоев. Система координат задавалась следующим образом: пространство 0 < х < ¿в занято С-слоем и пространство — ¿Р < х < 0 занято Ф-слоем. Вблизи Тс нормальная функция Грина — С = sgncun. Уравнения Узаделя для аномальной функции Р принимают вид:

сР Р<?

&кТс$ -х^ — \un\Fs + А = 0, 0 <х<(13, (2.2)

(■рРр

^р-кТсв-^тт — (Ы + гЕехБ^п шП)Рр = 0, —¿р < х < 0, (2.3)

А1п^=-те (¿Н. ^

"г =кТЬ

А

= /2кТсв и 1;р = \/РР/2кТсв — длины когерентности С- и Ф-слоев, соответственно; И = уР 1/3 — диффузионные константы, которые выражены через скорость Ферми и длину свободного пробега; ип = кТ(2п + 1) с п = 0, ±1, ±2,... — частоты Мацубара; Еех (или К в данной диссертационной работе) — величина обменного расщепления зоны проводимости в ферромагнетике; Тсв — температура перехода в сверхпроводящее состояние С-слоя. Рв(Р) определена как функция Грина Р в С(Ф) области. Постоянные Планка и Больцмана приняты равными единице (Н = к в = 1)-

й (нм)

Рис. 2.6. Зависимости Тс от толщины НА-слоев ¿на для образцов серий 2.16 (▲) и 2.26 (С). Сплошные линии теоретические кривые, рассчитанные согласно теории Фомннова и др. |211|. Параметры теоретических кривых представлены ниже.

Уравнения (2.2)-(2.4) должны быть дополнены граничными условиями для внешней границы образцов:

¿Рв (^) = ¿Рр (—ёр) =0 ^ ^

и для границы раздела С/Ф [212]:

(0) ¿Рр (0) (0 п -= -, 1 = —т, (2-6)

ах ах рр£,р

^ = (0) — Рр (0), . = ^ (2.7)

Здесь: и рр — удельные сопротивления С- и Ф-материалов в нормальном состоянии; Яь — сопротивление границы С/Ф; А — площадь границы С/Ф.

Согласно зависимостям Тс(с1Рь), представленным на Рис. 2.4, критическая толщина (Зр? (толщина С-слоя, ниже которой сверхпроводимость исчезает) составляет ср^ — 23 нм для образцов серии 2.1а и ср^ — 12 нм для образцов серии 2.2а. Согласно полученным результатам по андреевской спектроскопии точечных контактов, величина Р составляет порядка 30 % для образцов серии 2.1а и порядка 70% для образцов серии 2.2а. Для сравнения веР

например, работу [204]).

В соответствии с теорией Фоминова и др. [211], результат для критической толщины С-слоя можно получить в пределе {ц'1Ь) ^ 1 как:

жгИ

= 2-е ^ (2.8)

& 1ь

Здесь 1Е = 1.78 — постоянная Эйлера. Значение = 0 соответствует полностью прозрачному интерфейсу С/Ф. Критит

геская толщина тем меньше,

1ь

Для расчетов использовались следующие параметры: рв — 1.6 р^-см, = 42 нм и рр — 13Ор^-см. По грубым оценкам длина когерентности в ферромагнетике составила ^р — 14нм. Согласно Уравнению (2.6), что параметр материалов границы (7) составляет порядка 0.034 для обеих серий образцов. Из Уравнения (2.8) можно вывести, что ^ъ порядка 0.15 для образцов серии 2.1а и 0.35 для образцов серии 2.2а (с учетом, что ¿р^ — 23 нм для образцов серии 2.1а и — 12 нм для образцов серии 2.2а). На Рис. 2.4 представлены теоретические кривые Тс((1Ръ), построенные на основе этих параметров. Как видно, теоретические данные хорошо согласуются с экспериментальными результатами (см. Рис. 2.4). Согласно Уравнению (2.7), сопротивление границы С/Ф Яь для образцов серии 2.2а практически в два раза превышает аналогичный показатель для образцов серии 2.1а. Эта значительная разница в Щ не может быть объяснена более окисленной границей раздела в образцах серии 2.2а, поскольку ранее было установлено, что на границах раздела НА Си и Си/РЬ в обеих сериях образцов не наблюдается химических различий (см. выше подпункт Электронная микроскопия). Таким образом, наличие оксидных слоев или любые другие химические изменения интерфейсов не могут служить причиной снижения коэффициента пропускания электронов в образцах серии 2.2а.

Из Уравнения (2.8) можно определить параметры материалов границы 7 и параметр прозрачности 7ь■ Однако необходимо отметить, что эти параметры согласно теории [211] не зависят от величины обменного расщепления зоны проводимости в ферромагнетике К. Величина К определяет положение минимума зависимости Тс((!р). Этот минимум связан с интерференцией падающей на границу раздела С/Ф сверхпроводящей волновой функции С-слоя и волновой функцией, отраженной от внешней поверхности Ф-слоя.

Согласно экспериментальным результатам, минимум зависимости Тс^на) для образцов серии 2.16 достигается при ¿на = 1.2 нм и при

¿НА = 0.8нм для образцов серии 2.26 (см. Рис. 2.6). Согласно грубым оценкам в рамках теории Фоминова и др. [211], величина обменного поля для образцов серии 2.16 К — 0.2 эВ и К — 0.4 эВ для образцов серии 2.26. Положение минимума на Рис. 2.6 из теоретических расчетов и экспериментальных данных хорошо согласуется, несмотря на то, что сами теоретические кривые довольно плохо описывают экспериментальные данные. Основное расхождение между теорией и экспериментом касается глубины минимума зависимостей Тс(¿на) на Рис. 2.6. Несмотря на это, приведенный выше анализ дает

1ь

щепления зоны проводимости К. Значение 1Ь увеличивается в два раза при

К

Р 1ь

заключить, что разница между сопротивлениями границ С/Ф Щ для образцов серии 2.1а и 2.2а более чем в два раза, не может быть связана с более окисленным интерфейсом Ф/С для образцов серии 2.2а (как обсуждалось выше). Значит, должна быть другая физическая причина снижения коэффициента пропускания электронов в образцах серии 2.2.

В теории Миронова и Буздина [192] не учитывался возможный относительный сдвиг между энергетическими зонами полуметалла и сверхпроводника, что может перенормировать вероятности прохождения электронов через С/Ф интерфейс. Подобные эффекты были проанализированы Такахаши и др. [146]. Согласно теории, предложенной Такахаши и др. [146], сопротивление границы раздела С/Ф для электронов куперовской пары различается в зависимости от их спина (спина-вверх и спина-вниз). Большее обменное расщепление зоны проводимости в ферромагнетике соответствует большему

К

Р 1ь

1ь Р

указывает на уменьшение прозрачности интерфейса С/Ф. В результате при больших значениях Ни Р куперовские пары в основном отражаются от границы раздела С/Ф, не разрушаясь (см. Рис. 2.5). Это наблюдение подтверждает теоретические предположения, изложенные Такахаши и др. [146]. Таким образом, спиновый дисбаланс оказывается важным фактором в процессах, происходящих на границе между сверхпроводником и ферромагнетиком.

Высокая чувствительность Тс и параметра прозрачности границы раздела 7ъ к величине степени спиновой поляризации ферромагнитного слоя в структурах НА Си РЬ (см. Рис. 2.5) позволяет предложить новый метод оценки величины Р: основанный на сравнении в изменении Тс в структурах С/Ф. Большее изменение Тс в С/Ф системе характеризуется меньшей степенью спиновой поляризации зоны проводимости ферромагнитного материала (большой прозрачностью границы раздела С/Ф (меньшей величиной %)) и наоборот. Предложенный метод является качественным, однако он значительно проще и быстрее по сравнению с такими методами, как фотоэмиссионная спектроскопия, туннельная спектроскопия и андреевская спектроскопия.

Дальнейшее расширение теории, предложенной Фоминовым и др. [211], для полуметаллических ферромагнетиков необходимо с учетом того, что вероятность проникновения электронов куперовской пары через границу С/Ф различается в зависимости от проекции спина (спина-вверх и спина-вниз). Это позволит провести количественную оценку значения степени спиновой поляризации Р на основе анализа поведения критической температуры Тс в бислоях С/Ф.

2.4. Выводы главы 2

Экспериментально исследован эффект близости в структурах НАДТ/ Си/РЬ и НА^/Си/РЬ. Показано, что зависимость температуры перехода в сверхпроводящее состояние Тс от толщины сверхпроводящ его слоя ¿Ръ чу в-

Р

слоя в С/Ф системах. Из зависимостей Тс(¿рь) были определены параметры

ь

К

Тс

ферромагнитного слоя ¿нА.

ь К

Р

нов с различными направлениями спинов (спином-вверх и спином-вниз). Этот результат склоняет давние разногласия в теоретических взглядах на процессы на границе раздела сверхпроводник/полуметалл в пользу теоретического подхода Такахаши и др. [146]. Полученные результаты требуют обобщения теории Фоминова и др. [211] для полуметаллических ферромагнетиков (силь-

К Р

Р

дящего перехода в бислоях С/Ф. Пока же предложен качественный (неколиче-

Р

Тс

методов.

По результатам главы 2 можно сделать следующие главные выводы: (1) удается управлять величиной степени спиновой поляризации сплава Гей-слера состава Со2Сг1—х^ехМу (НА) путем изменения температуры подложки во время роста пленки; (2) установлено, что величина стпени спиновой поляризации в НА составляет порядка 30 % для пленок, приготовленных при температуре подложки, равной 300 К (НАДТ — СОб^г1^е1^115), и 70 % для пленок, приготовленных при температуре подложки 600 К (НА^ — СоббСг^Ре^А!^); (3) с увеличением температуры подложки во время роста

пленки НА растет величина степени спиновой поляризации; (4) НАДТ пленки являются слабыми ферромагнетиками (с малой величиной К), а НАш пленки являются сильными ферромагнетиками (с большой величиной К); (5) НА сплав, приготовленный при различных температурах подложек, является перспективным для использования в качестве ферромагнитного материала для структур ССК конструкции Ф1/Ф2/С (НАДТ в качестве Ф2-слоя и ШАш в качестве Ф1-слоя) для достижения больших величин эффектов (АТС и АТ^ггр) и высокой эффективности сверхпроводящего спинового клапана.

Глава 3

Эффект сверхпроводящего спинового клапана в структурах конструкции Ру/НАлТ/РЬ

[А7-А9]

Аннотация

Данная глава посвящена исследованию эффекта сверхпроводящего спинового клапана в структурах сверхпроводящего спинового клапана конструкции Ф1/Ф2/РЬ, где в качестве ферромагнитного материала для Ф1-слоя использовался пермаллой (Ру = Nio.8iFeo.19), а в качестве ферромагнитного материала для Ф2-слоя сплав Гейслера Cc^Cr^FenAl^ с малой степенью спиновой поляризации зоны проводимости (НАДТ). В этих структурах удалось реализовать полный эффект сверхпроводящего спинового клапана с значительной величиной эффекта (ДТС ~ 0.085 К). Величина эффекта практически в два раза превышала соответствующие значения в аналогичных гетерострук-турах, где в качестве ферромагнитного материала для Ф2-слоя использовались сильные ферромагнетики. Теоретический анализ показал, что усиление эффекта связано с меньшим обменным полем НАДТ материала по сравнению с сильными ферромагнетиками. Малое обменное поле слоя НАДТ позволило достичь значений толщины Ф2-слоя, приближающихся к теоретически идеальному значению порядка ~ 1 нм, что являлось необходимым условием для реализации максимального проявления «классического» эффекта сверхпроводящего спинового клапана.

3.1. Выбор конструкции и материалов для сверхпроводящего спинового клапана конструкции Ру/НА^/РЬ

По результатам исследований представленных в главе 2 удалось установить, что пленки сплава Гейслера Co6iCri3FeiiAli5, приготовленные при температуре подложки равной 300 К (НАДТ), являются слабыми ферромагнетиками (с малыми величинами h и Р). Таким образом, данный материал отлично подходит в качестве ферромагнитного материала для Ф2-слоя для достижения максимальных «классических» величин эффектов АТС для структур ССК конструкции Ф1/Ф2/С (см. главу 2). Теоретический анализ экспериментальных результатов в рамках теории Фоминова и др. [135] для структур Co(VFel/Cu/Fe2/Pb [122] и СоОж/Ру1/Си/Ру2/РЬ [178] показал, что экспериментально достигнутая величина АТС для этих систем существенно меньше, чем ожидалась из теоретических соображений. Для достижения теоретически предсказанного максимума АТС необходимо использование слабого ферромагнетика в качестве материала для Ф2-слоя. Это должно позволить увеличить величину ^ в Ф2-слое и тем самым сдвинуть максимум АТС в область больших толщин Ф2-слоя. Таким образом, будут сняты некоторые технологические ограничения (пропадет необходимость изготовления Ф-слоев толщиной менее 0.5нм), связанные с приготовлением качественных структур сверхпроводящих спиновых клапанов, что может привести к увеличению величины эффекта АТС.

3.2. Образцы

Была приготовлена серия образцов 3 СоОж(3.5нм)/Ру(5нм)/Си(4нм)/ НАДТ(¿ял)/Си(1.5нм)/РЬ(70 HM)/Si3N4 (85 нм) с варьируемой толщиной

НАдт-слоя в пределах от 0.8 до 8нм на монокристаллических подложках MgO(lOO). Здесь: СоОх — антиферромагнитный слой, необходимый для фиксации направления намагниченности Ру-слоя; Ру и НАДТ — ферромагнитные слои; Си(4нм) — слой нормального металла, необходимый для разнесения на-магниченностей Ф-слоев; Си(1.5нм) — буферный НМ-слой, необходимый для более качественного роста Pb-слоя (см. главу 2); РЬ — сверхпроводящий слой. Для предотвращения окисления все образцы были покрыты защитным слоем Si3N4. Слои Со, Ру, Си и РЬ были приготовлены в МЛЭ-камере. Слои НАДТ и Si3N4 были приготовлены в камере магнетронного напыления на постоянном и переменном токе, соответственно. Скорости напыления были следующие: 0.5 А/с для слоев Со, Ру и Си и 12 А/с для слоев РЬ; 0.4 А/с для НАДТ -слоев и 2 А/с для Si3N4-onoeB. Температура подложек при напылении сплава Гейслера НАДТ была комнатной. Рост верхнего фрагмента структур Cu/Pb проводился при пониженной температуре подложки Т8иь ~ 150 К. Это было необходимо для более гладкого роста РЬ-слоя [133,178]. Оптимальная толщина антиферромагнитного слоя СоОх dc0ox = 3.5 нм была выбрана на основании предыдущих исследований (см., например, работы [82,83,121,122]). При такой толщине антиферромагнитный слой обеспечивает надежное закрепление направления намагниченности Ф-слоя вдоль плоскости внешнего магнитного поля до приложения полей в обратном направлении Н0^ах ~ 2 кЭ (см. Рис. 3.2(a)). Параметры образцов серии 3 представлены в Таблице 3.1. Структура приготовленных образцов серии 3 представлена на Рис. 3.1.

РЬ

Си

НА*Г Си

Ру

СоОх MgO

Рис. 3.1. Структура приготовленных образцов серии 3 СоОя(3.5пм)/Ру(5пм)/Си(4пм)/ НАЙТ(¿я^)/Си(1.5 пм)/РЬ(70 ш^/^зМДБб им) с варьируемой толщиной НАЙТ-слоя в пределах от 0.8 до Зим.

Таблица 3.1. Параметры исследованных образцов серии 3 СоОж(3.5пм)/Ру(5пм)/ Си(4пм)/НАЙТ (йял)/Си(1.5пм)/РЬ(70 nm)/Si3N4(85 им) с варьируемой толщиной НАЙТ-слоя в пределах от 0.8 до 8 им.

Номер образца dна (нм) АТС(К) в Н0 = 1 кЭ

3.1 0.8 0.041

3.2 1 0.085

3.3 3 0.033

3.4 4 -0.025

3.5 5 -0.043

3.6 7 -0.06

3.7 8 0.015

3.3. Магнитные и сверхпроводящие свойства

3.3.1. Магнитная характеризация образцов

Магнитная характеризация образцов проводилась при помощи СКВИД-магнитометра 7Т VSM. На первом этапе образцы охлаждались до Т = 10 К во внешнем магнитном поле 4кЭ, направленном вдоль плоскости образца («field-cooling» процедура). После такой процедуры направление намагниченности Ф1-слоя закреплялось под действием полей анизотропии АФ-слоя. Направление намагниченности Ф2-слоя оставалось свободным и следовало за направлением внешнего магнитного поля. На Рис. 3.2 представлены магнитные петли гистерезиса для образца 3.1. Подобные петли характерны для всех образцов серии 3. Измерение М(Н) осуществлялось при температуре 10 К. Намагниченность Ф2-слоя начинает уменьшаться при изменении внешнего магнитного поля от +4кЭ до +0.1 кЭ (см. Рис. 3.2(a)). В то же время направление намагниченности Ф1-слоя остается зафиксированным до значений поля

порядка -2кЭ. Это указывает на то, что взаимная ориентация намагниченно-стей ферромагнитных слоев антипараллельная в диапазоне магнитных полей от +0.1 кЭ до -2кЭ. Намагниченность Ф1-слоя срывается и поворачивается в противоположном направлении вдоль охлаждающего внешнего магнитного поля при дальнейшем изменении внешнего магнитного поля от -2 кЭ до -2.3 кЭ. Малая магнитная петля гистерезиса для образца 3.1 представлена на Рис. 3.2(6). Эта петля определяет рабочий диапазон внешних магнитных полей сверхпроводящего спинового клапана, то есть показывает при каких значениях внешнего магнитного поля намагниченности Ф-слоев параллельны или антипараллельны друг другу. Согласно Рис. 3.2(6), рабочий диапазон внешних магнитных полей для образцов серии 3 находится в пределах от +1кЭ до -1кЭ (при Н = +1кЭ намагниченности Ф-слоев параллельны, при Н = -1 кЭ антипараллельны). Для всех образцов серии 3 установлено, что поле насыщения НАдт-слоя постепенно уменьшается примерно как от 1 кЭ в образце с ¿на — 0.8 нм до 0.1 кЭ в образце с ¿на = 8 нм. Величина коэрцитивного поля НАдт-слоя также снижается с уменьшением толщины ¿на в образцах серии 3. Обнаружено резкое снижение коэрцитивного поля от 1 кЭ в образце с ¿на = 0.8 нм до 0.05 кЭ в образце с ¿на = 8нм. Амплитуда петель М(Н), обусловленная изменениями намагниченностей Ф-слоев, пропорциональна толщине соответствующих Ф-слоев. Например, на Рис. 3.2(а) наблюдается, что изменение амплитуды намагниченности М(Н) на большой магнитной петле гистерезиса, связанное с переворотом направления намагниченности Ф1-слоя, примерно в пять раз превышает изменение намагниченности М(Н) на Рис. 3.2(6), которое связанно с переворотом направления намагниченности Ф2-слоя. Эта разница в амплитудах М(Н) отражает соотношение толщин Ф-слоев в образце 3.1.

Рис. 3.2. (а) Большая и (б) малая магнитные петли гистерезиса М(Н) для образца 3.1, измеренные при Т 10 К. Штриховые линии указывают направление сканирования магнитного ноля.

3.3.2. Сверхпроводящие свойства образцов

Для исследования поведения Тс образцов от взаимной ориентации на-магниченностей Ф-слоев использовалась та же предварительная процедура измерений, что и при характеризации магнитных свойств («field-cooling» процедура). Внешнее магнитное поле прикладывалось всегда вдоль плоскости образцов. Рабочее магнитное поле изменялось в диапазоне +1 кЭ (П-ориента-ция намагниченностей Ф-слоев) до -1 кЭ (АП-ориентация намагниченностей Ф-слоев).

Оптимальная толщина С-слоя для образцов серии 3 была определена из зависимости Tc(dpb) для структур НАдт/Си/РЬ при фиксированной толщине слоя НАДТ (см. Рис. 2.4). Согласно Рис. 2.4, значение Тс быстро спадает при уменьшении dpb ДО 50 нм и резко падает ниже 1.4 К при dpb < 25 нм. Следовательно, оптимальный диапазон толщины Pb-слоя лежит в пределах от 50 до 70 нм. Оптимальная толщина С-слоя для образцов серии 3 была выбрана 60 нм.

На Рис. 3.3 представлены кривые сверхпроводящих переходов R(T) для четырех образцов серии 3 (образец 3.1 (а); образец 3.2 (б); образец 3.4 (в) и образец 3.7 (г)), измеренные при параллельной и антипараллельной ориен-тациях намагниченностей ферромагнитных слоев. На Рис. 3.4 представлена зависимость величины «классического» эффекта АТС от толщины duA для образцов серии 3. Зависимость АТС(duA) немонотонная и имеет осциллирующий характер, обусловленный квантовой интерференцией парных волновых функций сверхпроводящего конденсата вблизи сверхпроводящего слоя, отраженных от обеих поверхностей Ф2-слоя. Это может приводить к отрицательным значениям АТС при определенных толщинах Ф2-слоя (обратный эффект ССК) [118,135]. Особое внимание на Рис. 3.4 необходимо уделить тому факту, что при duA = 1 нм величина АТС достигла значения более 80 мК, что превос-

ходило результаты для аналогичных гетероструктур, где в качестве Ф2-слоя использовалось железо [122], практически в два раза. Ниже показано, что достигнутая величина эффекта АТС приближается к максимальным значениям, предсказанным теорией Фоминова и др. [135,211].

Также были проведены исследования угловых зависимостей критической температуры Тс от угла а между взаимными ориентациями намагничен-ностей Ф-слоев в образцах серии 3 во внешнем магнитном поле Н0 = 1 кЭ. Во всех образцах серии 3 наблюдались немонотонные зависимости Тс(а), имеющие характерный минимум Тс вблизи перпендикулярной ориентации намагни-ченностей ферромагнитных слоев. Это, согласно теории Фоминова и др. [135], указывает на генерацию ДТК сверхпроводящего конденсата. Наиболее значимые результаты по зависимостям Тс(а) были получены для образцов 3.2 и 3.4 (см. Рис. 3.5).

Если предположить, что ДТК отсутствуют, то можно ожидать монотонную зависимость Тс(а). Тогда, исходя из общих соображений, критическая температура Тс должна зависеть от а2 и (л — а)2 при изменении угла от 0 до к. Таким образом, зависимость Тс{а) можно выразить через Тр и Т^р следующим обр азом: Tcre^ (а) = Тр cos2(a/2) + Tfp sin2(a/2). Эти условные кривые изображены штриховыми линиями на Рис. 3.5 (правая панель). Назовем их реперными кривыми. Отклонение фактической величины Тс от реперной кривой связано с вкладом ДТК в величину эффекта сверхпроводящего спинового клапана. На Рис. 3.5 (левая панель) представлены кривые сверхпроводящих переходов для перпендикулярной и антипараллельной ориентации намагниченностей ферромагнитных слоев образца 3.2 и перпендикулярной и параллельной ориентации образца 3.4, соответственно. Для образца 3.2 величина триплетного эффекта АТ*спр = Т^р(а = 180°) — Тсрр(а = 90°) составила порядка 0.13 К (см. Рис. 3.5(a)). Для образца 3.4 величина триплетного эффекта АТ^ггр = Тр(а = 0°) — Трр(а = 90°) составила порядка 0.1 К

4.8 5.0

Г (К)

0.5

0.0

1 1 1 1 ~ й = 4 нм ■ 1 ■

' 41 Л3 ■

- / : ^ п

■ / =а . 1 . 1 (в): . 1 .

И

0.5

0.0

й = 8 нм ^ео^ФВ«*»^

м /А

П|° у АП

1 •

(=10

(Г)

4.00 4.05

4.10 4.15 Г (К)

4.20 4.20

4.25 4.30 Г (К)

4.35

Рис. 3.3. Кривые сверхпроводящих переходов для четырех образцов серии 3 с различной толщиной НАЙТ-слоя ¿на для П- (о) и АП- (#) взаимных ориситациях намагниченностей Ф-слосв: (а) ¿на 0.8 им; (б) ¿на 1 им; (в) ¿на 4 им и (г) ¿на 8 им.

<1Р, (нм)

Рис. 3.4. Зависимости величии «классического» эффекта АТС от толщины Ф2-слоя для конструкций АФ/Ф1/НМ1/Ф2/НМ2/С. Здесь: ▲ зависимость ДТС(¿на) для структур СоОж/Ру/Си/НАЙТ/Си/РЬ; ■ па основном графике и па вставке зависимость ДТС(¿ре) для структур СоОж/Гс1/Си/Гс2/Си/РЬ из работы [122]; △ па вставке зависимость ДТС(для структур СоОж/Ес1/Си/Рс2/1и из работы [134]. Сплошные и штриховая липни теоретические кривые, рассчитанные согласно теории Фомипова и др. |135, 211|. Параметры теоретических кривых представлены ниже.

Рис. 3.5. Левая панель: Кривые сверхпроводящих переходов при различных взаимных ориептациях намагниченностей Ф-слоев во внешнем магнитном иоле Н0 = 1 кЭ для двух образцов: (а) образец 3.2 для АН- и ПП-ориеитаций и (б) образец 3-4 для II- и ПП-ори-ептаций. Правая панель: Угловые зависимости Тс(а), измеренные во внешнем магнитном поле Н0 = 1 кЭ: (а) образец 3.2 и (б) образец 3.Jh Штриховые линии реперные кривые. Сплошные линии теоретические кривые, рассчитанные согласно теории Фоминова и др. 113о|. Параметры теоретических кривых представлены ниже.

(см. Рис. 3.5(6)). Для обоих образцов величина ДТ*ггр превышала величины 6ТС (см. Рис. 3.5), поэтому в обоих случаях удалось реализовать полный эффект ССК, то есть включение / выключение сверхпроводящего тока путем изменения взаимной ориентации намагниченностей Ф-слоев соответствующим образом.

3.4. Обсуждение экспериментальных результатов

Полученные экспериментальные результаты были рассмотрены в рамках теории Фоминова и др. [135,211]. Подобное рассмотрение экспериментальных результатов в рамках теории Фоминова и др. [211] уже было сделано в предыдущей главе 2, поэтому описание некоторых параметров не будет повторяться. Здесь будут перечислены основные формулы и сводная таблица теоретических параметров для различных конструкций сверхпроводящих спиновых клапанов АФ/Ф1/НМ1/Ф2/НМ2/С, полученных на базе экспериментальных данных (см. Таблицу 3.2). Было установлено, что коэффициент остаточного сопротивления в образцах серии 3 = Я30о к/Ямж находится в интервале 12 <ДДД< 15. Для оценки остаточного сопротивления РЬ-слоя при 10 К рв = р( 10 К) = 1.4-1.8 рП-см было использовано табличное значение для свинца при комнатной температуре р(300 К) = 21 рП-см [197]. Применяя соотношение Пиппарда [179], было получено следующее выражение для длины свободного пробега электронов проводимости в С-слое [122]:

<» <>= (¥)(^) ™

Здесь: 7 е — электронный удельный тепловой коэффициент; ур — скорость Ферми для электронов проводимости; I — длина свободного пробега электронов проводимости; < ... > усреднение по поверхности Ферми. Из Уравнения (3.1) можно определить длину свободного пробега коэффициент диффузии

Таблица 3.2. Теоретические параметры, полученные в рамках теории Фомипова и др. [135, 211] для аппроксимации экспериментальных результатов, представленных па Рис. 3.4.

Параметр 1 2 3

К« >2 111 К. >2 Си РЬ НА Си РЬ

рс, р^-см 0.2 1.47 1.47

¿с, нм 300 17 17

Д^ см2/с 1100 100 100

нм 170 41 41

рР, р^см 10 10 130

1р, нм 24 24 6.41

см2/с 8 3.3 21.4

£р, нм 17 17 14

нм 0.5 0.3 1.25

7 0.23 0.07 0.03

7ъ 1 0.52 0.37

для электронов проводимости Дс и длину когерентности в сверхпроводнике с учетом, т 1то = у/•■ Для Ф-слоев можно применить аналогичный подход с учетом: <^р = [211]. Параметры 7 и 7Ъ могут быть опре-

делены из Уравнений (2.6)-(2.8) (см. главу 2). Согласно расчетам получаем, что для структур СоОж/Ре1/Си/Ре2/1п из работы [134] — — 0.8 (уъ =

1); для структур СоОж/Ж/Си/Те2/Си/РЬ из работы [122] - — 1 (7ъ

= 0.52); для образцов серии 3 — — 0.7 = 0.37). Все полученные

теоретические параметры представлены в Таблице 3.2.

На Рис. 3.4 представлены экспериментальные зависимости АТС(¿р2) для образцов серии 3, где в качестве Ф2-слоя используется НАДТ, и результаты

для структур сверхпроводящих спиновых клапанов, где в качестве ферромагнитного материала использовалось железо [122,134] (предыдущие наши результаты). Сплошные и штриховая линии на Рис. 3.4 теоретические кривые, построенные с использованием параметров в Таблице 3.2. Общая особенность экспериментальных кривых для структур ССК, где в качестве ферромагнитного материала использовалось железо, в том, что при малых толщинах dpе2 экспериментальные точки лежат ниже теоретически ожидаемого максимума АТС в положительной области (прямой эффект ССК). Необходимо отметить, что разница в теоретических максимальных значениях АТС для систем па основе In и РЬ обусловлена разными значениями ТС этих материалов (Tcs = 3.4К для In и Tcs = 7.18К для РЬ). Из Рис. 3.4 видно, что для образцов с железом для достижения ожидаемого теоретического максимума необходимо дальнейшее уменьшение толщины Ре2-слоя. Согласно теории Фоминова и др. [135,211], максимум АТС достигается в интервале толщин Ре2-слоя 0.3 нм < dpе2 < 0.4 нм, что обусловлено высокой величиной h в железе. Практически невозможно приготовить сплошную пленку такой малой толщины в рабочей конструкции ССК, что препятствует достижению максимальных значений АТС для структур ССК с использованием железа и, очевидно, других сильных ферромагнитных материалов.

Другая картина наблюдается для образцов серии 3. Экспериментальные результаты для этой серии демонстрируют теоретически предсказанный максимум (см. Рис. 3.4). Использование слабого ферромагнитного материала НАДТ ослабляет жесткое условие минимальной толщины Ф2-слоя. Существенное уменьшение величин h и Р (для НАДТ h ~ 0.2 эВ и Р ~ 30%) сдвигает максимум теоретической зависимости АТС(йр2) для НАДТ в сторону больших толщин 1 нм), который достигается экспериментально. При этом максимальная величина эффекта АТС для образцов серии 3 практически в два раза превышает максимальные значения АТС для структур ССК, где в

качестве ферромагнитного материала использовалось железо.

Из Рис. 3.4 видно, что существует значительное расхождение между теоретическими кривыми и экспериментальными результатами для всех структур ССК при большйх толщинах ¿р 2 в отрицательной об ласти А Тс (обратный эффект ССК). Основной причиной более глубокого экспериментального минимума, наблюдаемого в отрицательной области АТс по сравнению с теорией, может быть конечная прозрачность границы Ф1/Си/Ф2 для куперовских пар С-слоя, которая не учитывается в рамках теории Фоминова и др. [135,211].

Отдельно стоит отметить интересный результат, полученный для образца 8.4 (см. Рис. 3.5(6)). Для данного образца величина «классического» эффекта ССК составила АТс = -0.025 К, тогда как величина триплетного эффекта равнялась АТ^ггр = 0.1 К, то есть триплетный эффект ССК играл ключевую роль в реализации полного эффекта ССК. Подобный большой триплетный вклад в реализацию полного эффекта сверхпроводящего спинового клапана был зарегистрирован впервые.

3.5. Выводы главы 3

Исследован эффект сверхпроводящего спинового клапана в структурах СоОж/Ру/Си/НАлт/Си/РЬ конструкции Ф1/Ф2/С, где в качестве ферромагнитного материала для Ф2-слоя использовался слабый ферромагнетик НАДТ — Соб1Сг1зРепА115.

Основные результаты, полученные в рамках главы 3: (1) для образцов с ¿на = 1 и 4нм был обнаружен полный эффект сверхпроводящего спинового клапана; (2) для образца ¿На = 4нм впервые реализован полный эффект ССК, в котором ключевую роль сыграл триплетный эффект; (3) показано, что использование в качестве Ф2-слоя слабого ферромагнетика НАДТ — Со6^г1^е1^115 с малой степенью спиновой поляризации зоны проводимости

значительно увеличивает (практически в два раза) величину «классического» эффекта сверхпроводящего спинового клапана ДТС по сравнению с аналогичными системами ССК, где в качестве Ф2-слоя используются сильные ферромагнетики, например, железо; (4) обнаружено качественное и количественное (в области положительных величин ДТС ) согласие между теорией и экспериментом; (5) согласно теоретическому анализу, экспериментально достигнутая величина эффекта ДТС близка к максимальному возможному значению ДТС для структур ССК конструкции Ф1/Ф2/С; (6) из теоретического анализа становится очевидным, что дальнейшая оптимизация ферромагнитного материала для Ф2-слоя не приведет к существенному увеличению значения ДТс.

На основе полученных результатов можно сделать главный вывод, что для дальнейшего увеличения величин эффектов ССК (ДТС и ДТ^ггр) необходима оптимизация параметров ферромагнитного материала для Ф1-слоя в структурах сверхпроводящего спинового клапана конструкции Ф1/Ф2/С, так как возможный теоретический максимум ДТС уже достигнут оптимизацией выбора ферромагнитного материала для Ф2-слоя.

Глава 4

Гигантский триплетный эффект сверхпроводящего спинового клапана в структурах конструкции НА^/Ф2/РЬ

[А 10-А13]

Аннотация

В данной главе представлены результаты исследований эффекта сверхпроводящего спинового клапана для двух серий образцов ССК конструкции НАШ/Ф2/РЬ, где в качестве ферромагнитного материала для Ф1-слоя был использован сплав Гейслера состава Со55Сг15Ре13А117 с высокой степенью спиновой поляризации зоны проводимости (ИАШ). Первая серия образцов — НАш/Си/№/Си/РЬ, где в качестве ферромагнитного материала для Ф2-слоя использовался никель (N1). Вторая серия образцов — НА^/А1/НАДТ/А1/ РЬ, где в качестве ферромагнитного материала для Ф2-слоя использовался НАДТ — Со6^г1^е1^115. В первой серии образцов установлено, что разница в кривых сверхпроводящих переходов, измеренных при параллельной и перпендикулярной ориентации намагниченностей слоев ИАШ и N1, достигает 0.5К. Все исследованные образцы серии НА^/Си/№/Си/РЬ показали, что зависимости температуры перехода в сверхпроводящее состояние Тс от угла а между намагниченностями ферромагнитных слоев имеют выраженный минимум при ортогональной ориентации намагниченностей ферромагнитных слоев. Этот минимум связан с дальнодействующими триплетными компонентами сверхпроводящего конденсата в ферромагнетике. При перпендикулярной ориентации намагниченностей НА^-слой, обладающий высокой степенью спиновой поляризации, концентрирует в себе спин-поляризованные

куперовские пары между слоями НА^ и N1. Полученные данные для первой серии образцов подчеркивали значительный потенциал модели сверхпроводящего спинового клапана с НАШ в роли ферромагнитного материала для Ф1-слоя в структурах сверхпроводящего спинового клапана конструкции Ф1/Ф2/С. Создание и исследование второй серии образцов последовало после успешной реализации гигантского триплетного эффекта ССК в первой серии. Во второй серии образцов (НА^/А1/НАДТ/А1/РЬ) в магнитной части структуры использовался один и тот же исходный материал (сплав Гей-слера состава Со^Г1-жРе^12/), но приготовленный при различных условиях. Сочетание различных свойств ферромагнитных слоев (НАШ и НАДТ) усилило генерацию дальнодействующих триплетных компонент сверхпроводящего конденсата, что позволило реализовать триплетный эффект ССК, превышающий величину 1 К с шириной рабочей температурной зоны АТ1и11 порядка 0.6К.

4.1. Выбор конструкции сверхпроводящего спинового клапана конструкции НА^/Ф2/РЬ

В предыдущей главе 3 было показано, что оптимальный подбор ферромагнитного материала для Ф2-слоя в структурах ССК конструкции Ф1/Ф2/С фактически позволил достичь возможных максимальных величин «классического» эффекта АТС. Теоретически предсказанный максимум, согласно теории Фоминова и др. [135,211], был экспериментально достигнут в конструкции СоОж /Ру/Си/НАдт/Си/РЬ (см. главу 3). Таким образом, для дальнейшего увеличения величин эффектов и, главное, эффективности сверхпроводящего спинового клапана необходим оптимальный подбор ферромагнитного материала для Ф1-слоя. Как уже было сказано в главе 2, для достижения максимальных триплетных эффектов в структурах ССК конструкции

Ф1/Ф2/С необходимо использование в качестве ферромагнитного материала для Ф1-слоя сильного ферромагнетика (ферромагнетика с большими величинами К и Р). Эта идея отчасти была апробирована в работе [153] для струк-2

СЮ2. В работе [153] величина эффекта АТ^ггр составила порядка 0.6-0.8 К. По результатам главы 2 было установлено, что пленки сплава Гейслера состава Со55Сг15Ре13А117, приготовленные при высоких температурах подложки iT.suЪ > 600 К), являются сильными ферромагнетиками с высокой степенью спиновой поляризации зоны проводимости.

Для достижения максимальных величин эффектов и высокой эффективности сверхпроводящего спинового клапана в качестве ферромагнитного материала для Ф1-слоя был выбран сплав Гейслера (ИАШ), который напылялся при температурах подложки 600 К < Т8иЪ < 800 К.

В главе 4 последовательно изучались две серии образцов НА^/Си/№/ Си/РЬ (серия 4.1) и ЕАШ/А1/ЕАНТ /А1/РЬ (серия 4-2). Изложение экспериментальных результатов по этим сериям будет хронологически сохранено.

4.2. Структуры сверхпроводящего спинового клапана модели НАКо7Си/№/Си/РЬ

4.2.1. Образцы

Была приготовлена серия образцов 4-1 Та(5нм)/НАш(20нм)/Си(4нм)/ N¡(¿N1 )/Си(1.5нм)/РЬ(105 нм)/813^(85нм) с варьируемой толщиной слоя N1 в пределах от 0.6 до 2.5нм на монокристаллических подложках К^О(ЮО). Здесь: Та — буферный слой, необходимый для оптимального роста всей структуры сверхпроводящего спинового клапана; ИАШ и N1 — ферромагнитные слои, соответственно; Си(4нм) — слой нормального металла, необходимый

для разнесения намагниченностей Ф-слоев; Си(1.5нм) — буферный НМ-слой, необходимый для более качественного роста Pb-слоя (см. главу 2); РЬ — сверхпроводящий слой. Для предотвращения окисления все образцы были покрыты защитным слоем Слои Та, Ni, Си и РЬ были приготовлены

в МЛЭ-камере. Слои HAhot и S^N4 были приготовлены в камере магнетрон-ного напыления на постоянном и переменном токе, соответственно. Скорости напыления были следующие: 0.5 А/с для слоев Та, Ni и Си и 12 А/с для слоев РЬ; 0.4 А/с для слоев HAhot и 2 А/с для слоев S^N4. Температура подложки Т8иь при напылении НА^-слоя поддерживалась в пределах 600 К < Tsub < 800 К, что согласно результатам, представленным в главе 2, позволяет предположить высокую степень спиновой поляризации данного слоя в пределах от 70 до 80% [164]. Рост верхнего фрагмента структур Си(4нм)/№(^)/ Си(1.5 нм)/РЬ(105 нм) осуществлялся при пониженной температуре подложки Тзиъ ~ 150 К. Данная температура была выбрана для обеспечения более гладкого роста РЬ-слоя [133,178]. Кроме того, это способствовало увеличению естественной разницы коэрцитивных сил ферромагнитных слоев (см. ниже). Параметры образцов серии 4-1 представлены в Таблице 4.1. Структура приготовленных образцов серии 4-1 представлена на Рис. 4.1.

В структурах сверхпроводящих спиновых клапанов конструкции Ф1/Ф2/С традиционно в качестве антиферромагнитного слоя, необходимого для фиксации намагниченности Ф1-слоя, используется оксид кобальта (см., например, работы [122,133,178] и ссылки в них). Однако при высоких температурах подложки, необходимых для роста слоя HAhot, слой СоОж разрушается

и превращается в обычный ферромагнитник Со, что делает невозможным

h

использовать другие материалы, такие как IrMn, в качестве антиферромагнитного слоя не дали положительные результаты в отношении фиксации направления намагниченности Ф1-слоя с необходимым уровнем обменного поля

РЬ

Си N1 Си

НА

ко1

Та

Рис. 4.1. Структура приготовленных образцов серии Та(5пм)/НАйо4(20пм)/Си(4пм)/ >Л(^г)/Си(1.5 пм)/РЬ(105 пм)/81зМ4(85 им) с варьируемой толщиной Мьслоя в пределах от 0.6 до 2.5 им.

Таблица 4.1. Параметры исследованных образцов серии 4-1 Та(5пм)/НАйо4(20пм)/ Си(4пм)/Х1(^м)/Си(1.5пм)/РЬ(105 пм)/81зХ4(85пм) с варьируемой толщиной слоя М в пределах от 0.6 до 2.5 им. Величина триплстиого эффекта АТ^ггр, полученная в магнитном поле Н0.

Номер образца dm, нм AT?*, К Но, кЭ

4.1.1 0.6 0.05 1.0

4.1.2 0.9 0.23 2.0

4.1.3 1.3 0.13 2.0

4.1.4 1.6 0.18 2.5

4.1.5 2 0.05 1.25

4.1.6 2.5 0.51 3.5

смещения (см. главу 1). Поэтому был изменен стандартный подход к работе структур ССК конструкции Ф1/Ф2/С. Теперь направление намагниченности Ф1-слоя было свободным, тогда как направление намагниченности Ф2-слоя зафиксированным. Это было достигнуто благодаря использованию различных ферромагнитных материалов с большой разницей в коэрцитивных силах. В образцах серии 4-1 слой Ni был напылен при температуре подложки Tsub = 150 К и являлся магпито-жестким материалом, слой HAhoi, который напылялся при Тзиъ выше 600 К, обладал свойствами магнито-мягкого материала. Согласно работе [213], слой Ni толщиной d^i < 2нм обладает коэрцитивным полем порядка 2кЭ. Понижение Тзиъ до 150 К во время напыления Ni-слоя должно приводить к ещё большой величине коэрцитивного

поля, потому что с понижением температуры плотность дислокаций увели-

h

помощи СКВИД-магнитометра 7Т VSM показали, что начало насыщения намагниченности этого слоя происходит при 30 Э. При более высоких магнит-

ных полях намагниченность продолжает незначительно возрастать вплоть до магнитного поля ~ ЗкЭ. Возможно, это связано с некоторой магнитной неоднородностью ИАШ-слоя (см. главу 2). Важно отметить, что магнитный отклик от слоя N1 в образцах серии 4-1 невозможно было определить из-за его малой толщины. Это связано с существенной разницей в толщинах ферромагнитных слоев в образцах серии 4-1 (практически на порядок). Поэтому магнитный отклик от №-слоя размывался на фоне отклика от НАш-слоя в полной структуре сверхпроводящего спинового клапана.

4.2.2. Экспериментальные результаты

Были исследованы сверхпроводящие свойства образцов серии 4-1- Качество РЬ-слоя определялось по коэффициенту остаточного сопротивления ЯЯЯ = Я.3оок/Дтк- Величина ЯЯЯ для образцов серии 4-1 находилась в интервале от 10 до 15, что свидетельствовало о высоком качестве приготовленных пленок. Для оценки остаточного сопротивления РЬ-слоя при 10 К ря = р(10 К) = 1.4 — 2.1 рП-см было использовано табличное значение для свинца при комнатной температуре р(300 К) = 21 рП-см [197]. Основываясь на теории Фоминова и др. [135,211], получается, что величина £с = 41-45 нм в образцах серии 4-1 (детали расчетов см. в главах 2 и 3).

В нулевых магнитных полях величина ширины сверхпроводящих переходов варьировались в пределах от 0.02 до 0.05 К, что также свидетельствует о высоком качестве слоев РЬ в образцах серии 4-1■ С ростом величины внешнего магнитного поля величина ширины сверхпроводящих переходов 6Тс у некоторых образцов увеличилась до 0.25 К (см. ниже Рис. 4.4).

Оценить остаточное сопротивление слоя N1 в образцах серии 4-1 представляет собой непростую задачу, поскольку требовалось провести прямые измерения сопротивления слоя в приготовленных структурах сверхпроводя-

щих спиновых клапанов. Главным фактором, влияющим на остаточное сопротивление слоя N1, является релаксация электронов проводимости на поверхности, что связано с шероховатостью пленки. Для оценки остаточного сопротивления №-слоя были приготовлены отдельные пленки N1 на подложках К^О (100). Однако оказалось, что пленки N1, выращенные непосредственно на подложке К^О при комнатной температуре, несплошные при толщинах менее 10нм (при рабочих толщинах №-слоя в образцах серии 4.1). Поэтому была приготовлена дополнительная серия образцов К^О/Си(4 нм)/№(((^) с варьируемой толщиной Ш-слоя (^г в пределах от 0.6 до Знм. В этом случае качество пленок N1 оказалось существенно лучше. Удалось определить остаточное сопротивление пленки N1 р^г ~ 40-50 р^-см. Такой большой разброс значений удельного сопротивления мог быть обусловлен различной шероховатостью слоев N1 из-за их разной толщины, что также соответствовало и для образцов серии 4-1- Последующий анализ проводился с использованием минимального значения удельного сопротивления №-слоя р^г = 40 р^-см. Из теории Фоминова и др. [135,211], следует что величина диффузионной константы Брг = 2,5см2/с [122] (детали расчетов см. в главах 2 и 3).

Важным параметром для эффективной работы сверхпроводящего спинового клапана является оптимальная толщина сверхпроводящего слоя. Сверхпроводящий слой должен демонстрировать высокую чувствительность к магнитным свойствам системы, что предполагает ограничение его толщины. Только в этом случае взаимная ориентация намагниченностей ферромагнитных слоев будет существенно влиять на величину критической температуры Тс всей структуры сверхпроводящего спинового клапана. Для определения оптимальной толщины РЬ-слоя исследовалась зависимость Тс((Ръ) в образцах Та(5нм)/№(5 нм)/Си(1.5нм)/РЬ(((Р&) с варьируемой толщиной (Рь в диапазоне от 90 до 160 нм. Толщина слоя №-слоя была выбрана 5 нм, что, согласно предварительным оценкам, значительно превышает глубину проникновения

куперовских пар в этот слой. Это позволяет исключить влияние толщины слоя N1 на подавление критической температуры Тс в образцах Та/Ш/Си/РЬ, так как при данной толщине степень подавления уже достигает максимума. На Рис. 4.2 показана зависимость Тс(ёРъ) для образцов Та(5нм)/№(5нм)/ Си(1.5нм)/РЬ(^Ръ). Как видно из Рис. 4.2, значение Тс резко уменьшается при снижении толщины РЬ-слоя (1ръ до 100 нм. При (1ръ < 90 нм значение Тс опускается ниже 1.5 К. Таким образом, оптимальный диапазон толщин РЬ-слоя ¿Ръ составляет от 90 до 110 нм. Для образцов с толщиной РЬ-слоя от 90 до 100 нм значения ширины сверхпроводящих переходов 6Тс составили около 0.1 К, что может затруднить возможность реализации полного эффекта ССК. Для образца с ¿Ръ = 100 нм величина критической температуры Тс составила примерно 3 К с достаточно узкой шириной сверхпроводящего перехода 5Тс порядка 50 мК. В этом случае величина Тс достаточно сильно подавлена по сравнению с Тс объемного свинца, что тоже не является оптимальным для рабочей структуры ССК (в рабочей структуре сверхпроводящего спинового клапана Тс будет еще больше подавлена, что может исключить возможность наблюдения больших величин эффектов ССК). На основании вышеизложенного оптимальной толщиной РЬ-слоя для образцов серии 4-1 была выбрана толщина (1Ръ = 105 нм.

Анализ зависимости критической температуры Тс(ёРъ) является распространённой методикой для оценки граничных параметров структуры сверхпроводящего спинового клапана конструкции Ф1/Ф2/С в рамках теории Фо-минова и др. [135,211]. Данный подход позволяет установить критическую толщину сверхпроводящего слоя 1, при которой сверхпроводимость полностью подавляется. Из Рис. 4.2 следует, что ~ 79нм. Согласно теории Фоминова и др. [211], был определен параметр прозрачности границы Куприянова- Лукичева [212], /уъря = 0.1-0.4 (подробности см. ниже).

Исследования угловых зависимостей Тс от угла а для всех образцов се-

6 5 4

Я:3

1 О

60 70 80 90 100 110 120 130 140 150 160 170

d b (нм)

Рис. 4.2. Зависимость Tc(dpb) в структура Та(5 пм)/>П(5 iim)/Cu(1.5 iim)/Pb(dpb) с варьируемой толщиной Pb-слоя dpb в диапазоне от 90 до 160 им. Сплошная линия теоретическая кривая, рассчитанная согласно теории Фоминова и др. |135, 211|. Параметры теоретических кривых представлены ниже.

рии 4-1 проводились после процедуры «field-cooling». Охлаждение образцов в магнитном поле б кЭ обеспечивало фиксацию направления намагниченности слоя Ni вдоль поля охлаждения [213]. В тоже время направление намагниченности слоя HAhot оставалось свободным и могло изменяться (вращаться) вдоль плоскости образца. По результатам магнитных измерений, поля в 30 Э должно было быть достаточно для управления направлением намагниченности слоя HAhot. Для образца 4-1-6 во внешнем магнитном поле Н0 = 0.5 кЭ величина триплетного эффекта ССК составила ~ 0.1 К (что не оправдало ожиданий по величине эффекта, который предполагался существенно больше). Это инициировало проведение исследований в более высоких внешних магнитных полях, как, кстати, и проводились исследования в работе [153] с максимальными на тот момент величинами эффектов ССК. Был замечен неожиданный эффект: с ростом магнитного поля наблюдалось линейное увеличение величины триплетного эффекта сверхпроводящего спинового клапана АТ^гр. На Рис. 4.3 показана зависимость величины триплетного эффекта АТ^гр от внешнего магнитного поля Н0 для трех различных образцов серии 4.1.

Как видно из Рис. 4.3, величина триплетного эффекта ATj:rip демонстрирует линейный рост в небольших внешних магнитных полях вплоть до Н0 ~ 2 кЭ. После чего наблюдаются осцилляции величины около мак-

симальных значений, за которыми следует их насыщение. Такое поведение значений ATj:rtp не является разбросом экспериментальных точек, так как оно воспроизводится от образца к образцу. Подобное поведение зависимости АТ^ггр(Но) было зафиксировано для всех исследованных образцов при различных значениях поля насыщения, которое достигает 3.5 кЭ для образца 4-1.6. Стоит отметить, что схожее поведение АТ^ггр(Но) было также отмечено и Сингх и др. в работе [153]. Становится очевидным, что этот зависимый от поля эффект, наблюдаемый двумя группами на различных образцах, яв-

0.5:

0.4-

I 0.2 -< 0.1-

0-

0 12 3 4

Н (кЭ)

■ 11111111111111

• образец 4.1.2 о образец 4.1.4 ■ образец 4.1.6

Рис. 4.3. Зависимость величины триплстиого эффекта АТ^ггр от внешнего магнитного поля Н0 для трех различных образцов серии ^.1. Сплошная линия кривая для удобства наблюдения.

.0.5

0.0

" образец 416 ^^ тм /

АТт =0.51» с

0 = з.5 кэ: / (в) :

2.2 2.3 2.4 2.5 2.6 2.7 2.8 2.9

Г (К)

Рис. 4.4. Кривые сверхпроводящих переходов при параллельной и перпендикулярной ори-ентациях памагничепноетей ферромагнитных слоев для трех различных образцов серии 4-1 в соответствующих внешних магнитных нолях. Заштрихованная область рабочая температурная зона ДТ/"Н: (а) образец 4-1-2 во внешнем магиитном поле Н0 = 2кЭ; (б) образец 4-1-4 в0 внешнем магнитном поле Н0 = 2.5кЭ; (в) образец 4-1-6 во внешнем магнитном поле Н0 = 3.5 кЭ.

ляется важным обнаружением. По-видимому, такое поведение зависимости АТ^ггр(Но) является характерной чертой структур сверхпроводящего спинового клапана конструкции Ф1/Ф2/С с ферромагнитными материалами, обладающими высокой степенью спиновой поляризации.

На Рис. 4.4 представлены кривые сверхпроводящих переходов при параллельной и перпендикулярной ориентациях намагниченностей ферромагнитых слоев для трех различных образцов серии 4-1 (образцы 4-1-2{а), 4-1-4Щ и 4-1.6(в)) с максимальными величинами эффектов АТ^"р в соответствующих внешних магнитных полях. Величина эффекта АТСпр находилась в пределах от 0.18 до 0.51 К. Заштрихованными областями на Рис. 4.4 показаны ширины рабочих температурных зон АТ?и11, которые изменялись в пределах от 0.05 до 0.3 К.

На Рис. 4.5 показаны угловые зависимости Тс(а) для трех образцов серии 4-1- Близкое поведение зависимостей Тс(а), представленных на Рис. 4.5, характерно для всех образцов серии 4-1- Ранее зависимости Тс(а) с похожим поведением наблюдались в работах [119,121,122,133,134]. Отличительной особенностью зависимостей Тс(а) на Рис. 4.5 являлся значительный провал в

Тс

магниченностей ферромагнитных слоев, который не наблюдался ранее. На Рис. 4.5 штриховыми линиями показаны реперные кривые (подробности см. в главе 3).

4.2.3. Обсуждение экспериментальных результатов

Для анализа экспериментальных данных, представленных на Рис. 4.5, применялся теоретический подход, основанный на методе уравнений Узаде-ля [214], который обобщал теорию Фоминова и др. [135,211] по аналогии с работой [215]. Данный метод позволяет исследовать многослойные структуры

а (градусы)

Рис. 4.5. Зависимости Тс от угла а между взаимным направлением памагпичсппостсй и М-слосв: (а) о^зец во внешнем магнитном поле Н0 = 1 кЭ; (б) образец

4-1-4 в0 внешнем магнитном иоле Н0 = 1.5кЭ; (в) образец 4-1-6 во внешнем магнитном иоле Н0 =2 кЭ. Штриховые линии реиерпые кривые. Сплошные липни теоретические кривые, рассчитанные согласно теории Фоминова и др. |135,211|. Параметры теоретических кривых представлены ниже.

с различными характеристиками материалов слоев и произвольными параметрами граничных условий Куприянова-Лукичева [212] для всех интерфейсов структуры сверхпроводящего спинового клапана конструкции Ф1/Ф2/С. Каждый из двух интерфейсов (Ф2/С и Ф1/Ф2) описывается параметром материалов границы 7 и параметром прозрачности границы 7b. Длины когерентности Ф-слоев были введены как:

fri = J НDp 1 CF2 = J hDp2 (4 1)

*F1 ЪтгкBTcS ' 2 ЪтгkBTes [ 4

Граничные параметры Куприянова-Лукичева были определены, как в работе [215]:

PF 2 2 RbFF Л psts RbFS Л ,

IFF = -т—, IbFF = --z—, 1FS = -т—, IbFS = --z—, (4.2;

PF1 C.F1 PF1 C.F1 PF2t,F2 PF2t,F2

где p — удельное сопротивление соответствующего слоя, Л — площадь соответствующей границы, RbFF и RbFS — сопротивления границ Ф1/Ф2 и Ф2/С, соответственно.

В соответствии с теорией Фоминова и др. [211], результат для критической толщины сверхпроводящего слоя был получен в пределе

{(l/lb)(ds/Ь) << 1):

f=4+ «

Значение 7b = 0 соответствует полностью прозрачному интерфейсу С/Ф. Критическая толщина dSS"1,1 тем меньше, чем больше значение Здесь: Ps ~ 1.6^-см, ^«нми PF (НАШ) ~ 130^-см. Из Уравнения (4.2) следует, что 7FS ~ 0.034. Из Уравнения (4.3) с учетом dS; ^ ~ 79 нм следует, что /ybFS ~ 0.65. Теоретическая кривая па Рис. 4.2 была построена согласно рассчитанным параметрам. Оптимальные значения параметров, полученные

Таблица 4.2. Теоретические параметры, используемые для подгопки экспериментальных результатов па Рис. 4.2 и 4.5 для образцов серии 4-1-

Параметр образец 4.1.2 образец 4.1.4 образец 4.1.6

¿т, нм 0.9 1.6 2.5

нм 41 41 41

<^Р2, нм 6.25 6.25 6.25

<^р 1, нм 40 40 40

0.165 0.164 0.1

1ЪРв 0.4 0.35 0.1

7рр 1 1 1

1ърр 1.5 1 0.1

эВ 0.03 0.03 0.03

Къ эВ 0.39 0.39 0.39

в результате подгонки теории и эксперимента, приведены в Таблице 4.2. Из Рис. 4.2 и 4.5 видно, что теория и эксперимент достаточно неплохо согласуются.

Значительная разница в кривых сверхпроводящих переходах, полученных при П- и ПП-ориентации намагниченностей ферромагнитных слоев образцов серии 4-1, представленных на Рис. 4.4, указывает на доминирующие спин-триплетные корреляции сверхпроводящего конденсата. Анализ данных на Рис. 4.5, демонстрирует, что теоретические расчеты как по качественным, так и по количественным показателям хорошо соответствуют экспериментальным характеристикам зависимости Тс(а). Из Рис. 4.4(в) видно, что ширина рабочей температурной зоны АТ^и11 для образца 4-1-6 составляет порядка 0.3 К, что в 30 раз превышает значения для первых образцов ССК

группы Гарифулллина [117], и в 1.5 раза больше, чем в исследованиях Сип-гх и др. [153]. Как показано на Рис. 4.3, величина АТ^липейпо возрастает с увеличением внешнего магнитного поля. На первый взгляд, это может показаться неожиданным, поскольку АТ?Ц> увеличивается при полях, значительно превышающих магнитное поле насыщения намагниченности слоя НАШ. Сингх и др. [153] предположили, что это связано с магнитной неоднородностью полуметаллического ферромагнитного слоя. Действительно, как упоминалось ранее, слой НАШ демонстрирует магнитную неоднородность (см. главу 2). Это также подтверждается небольшим увеличением его намагниченности при росте внешнего магнитного поля до 3 кЭ, когда все больше микродоменов начинает участвовать в формировании общего магнитного момента слоя. Таким образом, с увеличением внешнего магнитного поля может происходить домагничивание Ф1-слоя, что приводит к более выраженному эффекту сверхпроводящего спинового клапана. Тем не менее, линейное увеличение АТ?гр с ростом магнитного поля требует более детального теоретического объяснения. Экспериментальные данные для образцов серии 4-1 показывают, что при оптимальном выборе материалов для Ф-слоев триплет-ный вклад, вероятно, всегда преобладает в величине эффекта ССК. Основываясь на полученных результатах и выводах исследования Сингх и др. [153], можно предположить, что ферромагнитные материалы с высокой степенью поляризации Р могут быть наиболее подходящими для использования в качестве Ф1-слоя в структурах сверхпроводящего спинового клапана конструкции Ф1/Ф2/С для достижения максимальных эффектов и эффективности работы ССК.