CC BY
38
УДК 539.216 538.2
Ю. В. Г орюнов, Р. А. Юсупов ОСЦИЛЛЯЦИИ КРИТИЧЕСКОЙ ТЕМПЕРАТУРЫ СВЕРХПРОВОДЯЩЕЙ ГЕТЕРОСТРУКТУРЫ Ф/У/Рв, ОБУСЛОВЛЕННЫЕ ОСЦИЛЛИРУЮЩИМ СПАРИВАНИЕМ В ФРАГМЕНТЕ Ф=Рв/Сг/Рв
На примере гетероструктуры Ф/У/Ре продемонстрировано влияние направления намагниченности ферромагнитных (Р) слоев на сверхпроводящую (Э) критическую температуру (Тс) Р/Б/Р гетероструктуры в условиях, близких к наблюдению возвратной сверхпроводимости. Ф - хорошо известная многослойная система Ре/Сг/Ре с осциллирующим обменным спариванием Ре-слоев через слой хрома. Обнаружены осцилляции Тс в зависимости от толщины слоя хрома.
Наиболее интересными шагами в течение последних лет в развитии теории Б/Р-гетероструктур Радовича [1] было экспериментальное доказательство существования п-фазной сверхпроводимости [2], предсказание [3] и обнаружение [4] эффекта возвратной сверхпроводимости в слоистых Б/Р системах [5]. На данной стадии развития эксперимента в этой области становится актуальной проверка предсказываемых теорией [6-8] эффектов внутренней [7] и внешней [9] компенсации обменных полей для Куперовских пар в слоях, составляющих сверхпроводящие гетероструктуры. Эксперименты 1.У.Ои и Ко [10] на ЫЬ-СиМ системе были выполнены в условиях, далеких от оптимальных. Кроме того, применение в качестве ферромагнитного слоя неупорядоченного сплава может нарушать когерентность в системе в силу хаотичности обменного потенциала, создаваемого примесными магнитными атомами.
Нами проведен эксперимент, затрагивающий оба вида эффекта компенсации обменных полей. Идея такого эксперимента была подсказана работой [11]. В этой работе посредством поляризационной электронной микроскопии было наглядно показано изменение направления намагниченности верхнего Рв-слоя с изменением толщины клинообразного Сг-слоя, отделяющего этот Рв-слой от однородно намагниченного Рв-вискера. Для демонстрации влияния взаимных направлений намагниченности Р-слоев в наноструктуре Р/Б/Р мы использовали наноструктуру Ф= Рв/Сг/Рв (с изменяющимся направлением намагниченности верхнего Рв-слоя) в качестве нижнего Рв-слоя в наноструктуре Рв/У/Рв. Таким образом, были приготовлены две основные демонстрационные серии образцов в идентичных условиях: 8976 - чистая Р/Б/Р-структура, и 8982 - Ф/Б/Р-структура, где Ф -фрагмент Рв/Сг/Рв с клинообразным слоем хрома. Кроме этого, на подготовительном этапе было приготовлено несколько «пристрелочных» серий образцов, данные измерений которых поддерживают основные измерения. Параметры приготовленных серий образцов приведены в табл. 1. Образцы готовились методом радиочастотного распыления при температуре подложки 300 0С, как описано в [5] или более детально в [12].
Температуры перехода в сверхпроводящее состояние образцов без слоя хрома
были измерены по сопротивлению четырех контактным методом. Влияние толщины слоя ванадия на Тс гетероструктуры Ре/У/Ре было исследовано на образцах серии 8956 (табл.1). Эти измерения показали качественно ранее известную [1,13-15] зависимость Тс(с1у) с С1ус"‘ ~290 А, Тс(с1у ~5 С1ус"‘) = 4.35 К и позволили точно определить рабочий интервал толщин ванадия для серий 8976 и 8982. Из этой зависимости следует, что отклонение Тс вследствие неоднородности толщины слоя ванадия не превышает 0.13 К для периферийных образцов серий 8976 и 8982.
Зависимость Тс(Сре) от толщины Ре-слоя (рис. 1) была исследована на образцах серии 8976 с клинообразным Ре-слоем. Важная особенность этой зависимости - отсутствие сверхпроводимости для трех образцов с толщинами Ре-слоя в интервале 4-11 А Ре. Таким образом был обнаружен эффект возвратной сверхпроводимости и определены оптимальные толщины (6-9 А) слоя железа для настоящей работы.
Таблица 1 - Влияние толщины слоя ванадия на Tc гетероструктуры Fe/V/Fe
№ Подложка, S-слой F- слой AF-слой R(300K)/
серии чередован ие слоев, защитный слой Толщи на, Ä Скор. напыл., Ä /с Толщи на, Ä Скор. напыл., Ä /с Толщин а, Ä, Скор. напыл., Ä /с R(5K)
S 956 Стекло / Fe /V/ Fe 20 Ä Pd 250 -1300, ванади й 0.35 15, 15 0.16 - - 4
S 976 MgO (001) / Fe/V/Fe 20 Ä Pd 335, ванади й 0.6 клин 334 max 0.1 - - 12
S 979 AI2O3 (1120)/ Fe/Cr/Nb/C r/Fe 30 Ä Nb 380, ниобий 0.3 30 0.1 клин, 3-30 max 0.15 3
S 982 MgO (001) / Fe/Cr/Fe/V /Fe 60 Ä V 340, ванади й 0.6 8, 8, 20 0.1 клин, 0.8-15 max 0.15 12
Температуры перехода в сверхпроводящее состояние образцов со слоем хрома
были определены посредством измерений магнитной восприимчивости на переменном токе. Измерения магнитной восприимчивости образцов серии 8982, содержащих фрагмент
Fe/Cr/Fe с клинообразным Cr-слоем, были проведены вдоль всего клина длиной 30 мм с шагом 3 мм. Сверхпроводящие переходы для каждого из 10 образцов серии S982 представлены на рис. 2. На этом рисунке видно, что переходы имеют
разнообразный характер: от достаточно резких
переходов до широких и двойных. Факт наблюдения для некоторых образцов узких переходов (рис.1, 2) позволяет заключить, что уширение и расплывание переходов вызвано
распределением критических температур вдоль образцов.
По-видимому, данное
распределение Tc задается монотонным
распределением толщин слоя хрома. А величина диамагнитной восприимчивости, пропорциональная при постоянной толщине
ванрдироводашрди сверхпроводящих областей образца, связана, таким образом, с соответствующим интервалом толщин слоя хрома каждого образца. На рис. 2б представлены те же самые переходы с диамагнитной восприимчивостью, выраженной в единицах толщины слоя хрома. Эти переходы расположены на соответствующих интервалах толщин слоя хрома с учетом того, что из соображений пространственной симметрии зависимость Tc(dcr) от толщины слоя хрома должна быть почти монотонной в интервале эффективных толщин слоя хрома менее, монослоя (~ 1.5Ä ). В качестве эталона для пересчета единиц магнитной восприимчивости в единицы толщины хрома взята средняя восприимчивость 1-3 образцов. Так как переход должен занимать всю область толщин хрома, относящуюся к некоторому образцу, то недостающую часть диамагнитной восприимчивости для каждого образца мы представили виртуальным переходом с Tc, ниже температурного предела криостата 1.5K. Таким образом, суммарная кривая, показанная полными кружками, представляет зависимость Tc(dcr) от толщины слоя хрома. Малые полные кружки показывают невидимую часть сверхпроводящих переходов ниже температурного предела измерительного криостата. Тонкие горизонтали разделяют интервалы толщин хрома, относящиеся к различным образцам. Толстые горизонтальные штрихи показывают величины толщин хрома, соответствующие антиферромагнитной ориентации намагниченностей в фрагменте Fe/Cr/Fe. Поворот рисунка
Рис. 1 - Зависимость температуры перехода в сверхпроводящее состояние Тс от толщины слоя железа dFe эпитаксиальной гетероструктуре МдО(001)/Ре/МРе (серия S976 из [4] или серия 6 из работы [5]): линия - расчет Л. Тагирова при параметрах теории, показанных на рисунке
\ J 0 ■
— 9 '
S ■
■— 1^
4
С-1-1,. 2
■ ■ 1 - 1 - 1 ■ 1
1 2 3 4 5
Т(о)(К)
б
Рис. 2 - Кривые переходов в сверхпроводящее состояние для всех образцов МдО(001)/Ре/Ог/Ре/ШРе (серия S982): а - измеренных по восприимчивости на переменном токе; б — измеренных в единиуах толщины слоя хрома
ориентации намагниченностей в фрагменте Fe/Cr/Fe. Поворот рисунка «на бок» дает возможность судить о характере зависимости Tc от толщины слоя хрома. Это представление может быть искажено для образцов с наибольшими толщинами хрома, поскольку для них нарушается требование малости интервала толщин хрома.
Измерения ФМР были выполнены для селективной оценки магнитного состояния отдельного Fe-слоя и фрагмента Fe/Cr/Fe. Измерения проводились на частоте 9.4 ГГц TE102 резонатора при комнатной температуре. ФМР-измерения, выполненные на серии S976, пиливерэведение спектров и угловых зависимостей для отдельного Fe-слоя в системе MgO(001)/V/Fe, наблюдаемое в [16], и позволили провести точную идентификацию сигналов ФМР от слоев в образцах серии S982. Поведение интенсивности линии ФМР фрагмента Fe/Cr/Fe хорошо согласуется с данными [11,17,18] для образцов, выращенных при температуре подложки 300oC, и расчетами [19], показывающими, что период осциллирующего спаривания в фрагменте Fe/Cr/Fe близок к двум монослоям хрома, намагниченности слоев однородны и либо параллельны, либо антипараллельны. Основываясь на этом можно заключить, что сверхпроводящие области на всей поверхности серии S982
соответствуют антипараллельному взаимному расположению намагниченностей Fe-слоев в фрагменте Fe/Cr/Fe. Важно заметить, что обнаруженное нами изменение вида угловой зависимости резонансного поля указывает на переключение оси легкого намагничивания с направления Fe[001] на направление Fe[011] для малой резонирующей части образца с толщиной хрома более 4 монослоев, что свидетельствует о неколлинеарности намагниченностей фрагмента Fe/Cr/Fe и отдельного Fe-слоя. Неколлинеарность [20] взаимного расположения намагниченностей F-слоев может влиять на форму зависимости Tc(dcr).
Влияние разделяющего слоя хрома между F- и S- слоями в F/S/F-гетероструктуре исследовано на примере системы Fe/Nb. Было установлено, что слои хрома толщиной более 10Ä полностью изолируют F-слой от S- слоя. Результаты этих измерений для серии S979 (А120з(1120) /Fe/Cr/Nb/Cr/Fe) представлены на рис. 3. Магнитные и сверхпроводящие свойства слоистой системы Fe/Nb были изучены в работе [21].
По нашему мнению, факт обнаружения в исследованных образцах осцилляций Tc в зависимости от толщины слоя хрома бесспорен. Однако причина наблюдаемого поведения Tc может быть две: либо внутренняя, либо внешняя по отношению к сверхпроводящему слою, компенсации распаривающих обменных полей. Эффект внешней компенсации [9] подобен явлению
криптоферромагнетизма [22], т.е. размещения на размере Куперовской пары большого количества мелких ферромагнитных доменов с
противоположными направлениями
намагниченности. Если намагниченности Fe-слоев в фрагменте Fe/Cr/Fe противоположны, то этот фрагмент гетероструктуры не оказывает влияния на сверхпроводимость ванадиевого слоя, как бы в магнитном отношении не существует, и вся система слоев может быть эффективно представлена как бислой S/F. В случае бислоя теория и эксперимент [13] показывают, что его Tc равна Tc F/S/F-трехслойки с двойной толщиной S-слоя, т.е. в этом случае согласно зависимости Tc(dy), представленной серией S956 (или серией 1 в [5]), должно наблюдаться существенное увеличение Tc. Однако расчеты Oh’s и Ко [9] для случая большого спин-орбитального рассеяния в магнитном слое показывают, что можно ожидать изменения Tc на примерно 0.5 K. Кроме того, против этой версии данные рис. 3 о низкой прозрачности для Куперовских пар слоя хрома толще 10Ä и данные работы [23] об отсутствии влияния ванадия на сверхпроводимость слоев хрома толщиной менее 30 Ä. Тем не
3.0 --------------------------------------------J
О 10 20 30 dCr(A)
Рис. 3 - Зависимость температуры перехода в сверхпроводящее состояние Тс от толщины слоя хрома йсг эпитаксиальной гетероструктур ы Д^Оэ/Ре/Сг/МЬ/Сг/Ре
(серия 8979). (Линия проведена для глаза. Пример перехода в сверхпроводящее состояние показан на вставке)
менее тенденцию уменьшения высоты пиков с увеличением толщины слоя хрома (рис.2б), можно объяснить уменьшением вклада этого эффекта.
Другим возможным объяснением наблюдаемых осцилляций Tc может быть эффект компенсации в ванадиевом слое противоположно направленных обменных полей (эффект спинового клапана) [7,10]. Оценка распаривающего параметра теории [7] для параллельного (Tc~1.45K) и антипараллельного (Tc~4.24K, Tco ~ 4.35K) случаев дает совпадающие величины. Однако оценка длины когерентности сверхпроводящего слоя ванадия из данных по сопротивлению (dy/^s =2.6) указывает на неприменимость теории Тагирова в этом случае. А так как поведение Tc серий S976 и S982 качественно соответствует поведению, описываемому в [7], мы предполагаем, что это описание требует уточнения в части применения концепций пространственной, временной и фазовой длин когерентности. (Например, в экспериментах Mercereau [24] было показано, что фазовая когерентность сохраняется на расстояниях более 1 м.) Действительно, из общих соображений, параметр порядка в какой-либо точке определяется фазовым сдвигом на замкнутом контуре, включающем все границы и интерфейсы в гетероструктуре. Это имеет смысл до тех пор, пока сохраняется когерентность вдоль такого контура. Его максимальная длина будет определять временную длину когерентности совершенно так же, как в интерферометре Фабри-Перо. Очевидно, что эта величина определяется свойствами металла, качеством интерфейсов и главным образом на нее оказывают влияние пароразрушающие процессы с переворотом спина. Поэтому при расчетах длины когерентности необходимо принимать во внимание длину спиновой диффузии электронов, которая может быть сравнима с толщиной S-слояг, т.е. уже в нормальном состоянии могут быть основания для компенсации пароразрушающих обменных полей, наводимых F-слоями в S-слое.
Авторы выражают благодарность директору Института физики твердого тела Рурского университета профессору H.Zabel за предоставленную возможность приготовления образцов. Работа выполнена при поддержке РФФИ (проекты No.03-02-96191 и No.03-02-16382)
Литература
1. Z. Radovic, M. Ledvij, L. Dobrosavlijevic-Grujic,A. I. Buzdin, J. R.. Clem // Phys. Rev. 1991.V.B44. P.759.
2. V. V. Ryazanov, V. A. Oboznov, A. Yu. Rusanov, A. V. Veretennikov, A. A. Golubov, J. Aarts // Phys. Rev. Lett., 2001. V.86.P.2427.
3. Khusainov M. G., Proshin Yu. N. // Phys.Rev. 1997. V.B56. P.15746; JETP 1997. V. 86.P.930. L. R. Tagirov // Physica C. 1998. V.307. P. 145.
4. I. A. Garifullin, L. R.. Tagirov, Yu. V. Goryunov, N. N. Garif’yanov, L. Lazar, K. Westerholt, H. Zabel // Materials All-Russia conference on low temperatures physics LT-32, P. SCp74, Kazan - 2000.
5. I. A. Garifullin, D. A. Tikhonov, N. N. Garif’yanov, L. Lazar, Yu. V. Goryunov, S. Ya. Khlebnikov, L. R. Tagirov, K. Westerholt, H. Zabel, // Phys.Rev. 2002. V.66.P.020505-R
6. KhusainovM.G. // JETP 1996. V.83.P.533.
7. L. R. Tagirov// Phys. Rev. Lett. 1999. V.83.P.2058.
8. Khusainov M. G.,Proshin Yu. N, Yu. A.Izyumov // Phys.Rev. 2001. V.B64.P.064522
9. S.Oh, D.Yourn, M.R.Beasley // Appl.Phys.Lett. 1997.V.71.P. 2376.
10. J. Y. Gu, C.-Y. You, J. S. Jiang, J. Pearson, Ya B. Bazaliy, S. D. Bader // Phys. Rev. Lett. 2002. V.89.P.267001.
11. J. Unguris, R.. J. Celotta, D. T. Pierce // Phys. Rev. Lett. 1991.V.67.P.140.
12. Yu. V. Goryunov // cond-mat/0305428
13. L. Lazar, K. Westerholt, H. Zabel, L. R. Tagirov, Yu. V. Goryunov, N. N. Garifyanov, I. A. Garifullin // Phys. Rev. 2000. V.B61.P.3711.
14. J. Aarts, J. M. E. Geers, E. Brück, A. A. Golubov, R. Coehoorn// Phys. Rev. 1997. V.B56.V.2779.
15. KhusainovM. G., Proshin Yu. N. // Physics-Uspekhi 2002. V.45.109.
16. Yu. V. Goryunov, N. N Garifyanov, G. G. Khaliullin, I. A. Garifullin, L. R. Tagirov, F. Schreiber, Th. Mühge, H. Zabel//Phys.Rev. 1995. V.B52. P.13450.
17. B. K. Kuanr, A. V. Kuanr, P. Grünberg, G. Nimtz // Phys.Rev.Lett. 1996. V.A221.P.245.
18. M. N. Babich, J. M. Broto, A .Fert, F. Nguyen Van Dau, F. Petroff, P. Eienne, G. Creuzet, A. Fried-erich, J. Chazelas // Phys Rev.Lett. 1988. V. 61.P.2472.
19. Klautau A. B., Legoas S. B., Muniz R. B., Frota-Pessoa R. B.// Phys. Rev. 1999. V.B60.P.3421.
20.A. Schreyer, J. F. Ankner, Th. Zeidler, H. Zabel, M. Schaffer, J. A. Wolf, P. Grünberg // Phys. Rev. 1995. V. B.52. P. 6066 .
21. Th.Mühge, K.Westerholt, H.Zabel, .N.Garifyanov, Yu.V.Goryunov, I.A.Garifullin, G.G.Khaliullin. // Phys.Rev. 1997. V.B55.P.8945; Th.Mühge, N.N.Garifyanov, Yu.V.Goryunov, K.Westerholt, I.A.Garifullin, H.Zabel // Physica C. 1998. V.296.P.325 .
22. Anderson P.W., Suhl H. // Phys. Rev. 1959.V.116.P.898.
23. Hübener M., Garifullin I.A., Tikhonov D.A., Westerholt K., Zabel H. // Phys. Cond. Matt. 2000. V. 14.P.8687; Cheng Y., StearnsM.B. //J.Appl.Phys. 1990. V.67.P.5038.
24. Vant-Hull L.L., Mercereau J.E. // Phys. Rev. Lett. 1966. V. 17.P.629.
© Ю. В. Горюнов — канд. физ.-мат. наук, ст. науч. сотр. КФТИ КНЦ РАН; Р. А. Юсупов — канд. хим. наук, доц. каф. аналитической химии, сертификации и менеджмента качества КГТУ.
