ЖЭТФ, 2019, том 156, вып. 2 (8), стр. 310-330
© 2019
МАГНИТНЫЕ И СВЕРХПРОВОДЯЩИЕ СВОЙСТВА
НЕОДНОРОДНЫХ СЛОИСТЫХ СТРУКТУР
V/Fe0.7V0.3/V/Fe0.7V0.3/Nb И Nb/Ni0.65(0.81)Cu0.35(0.19)
В. Д. Жакетовa, Ю. В. Никитенкоa*, Ю. Н. Хайдуковb, О. В. Скрябинаc,
А. Чикd, М. М. Борисовe, Э. Х. Мухамеджановe, С. Н. Вдовичевf ,
Е. И. Литвиненкоa, А. В. Петренкоa, А. В. Чураковa
a Объединенный институт ядерных исследований
141980, Дубна, Московская обл., Россия
b Научно-исследовательский институт ядерной физики им. Д. В. Скобельцына
Московского государственного университета им. М. В. Ломоносова
119991, Москва, Россия
c Институт физики твердого тела
142432, Черноголовка, Московская обл., Россия
d Institute for Nuclear Research, Hungarian Academy of Science
H-4026, Debrecen, Hungary
e Национальный исследовательский центр «Курчатовский институт»
123182, Москва, Россия
f Институт физики микроструктур Российской академии наук
603087, Нижний Новгород, Россия
Поступила в редакцию 3 декабря 2018 г.,
после переработки 1 февраля 2019 г.
Принята к публикации 14 февраля 2019 г.
Исследованы
неоднородные
ферромагнитно-сверхпроводящие
слоистые
гетероструктуры
V/Fe0.7V0.3/V/Fe0.7V0.3/Nb и Nb/Ni0.65(0.81) Cu0.35(0.19) , содержащие магнитные кластеры и ферро-
магнитные домены. Магнитные и сверхпроводящие свойства структур зависели от толщины магнитного
слоя, величины магнитного слоя и времени с момента изготовления структур. Наблюдались взаимо-
действие кластеров с доменной структурой, диамагнетизм и перемагничивание магнитного слоя при
сверхпроводящем переходе в ферромагнитно-сверхпроводящей гетероструктуре и сверхпроводящий пе-
реход в магнитном слое. Магнитные и резистивные свойства гетероструктур изменялись на протяжении
недель и месяцев.
DOI: 10.1134/S0044451019080108
триплетная сверхпроводимость [13,14] и другие. Су-
ществуют отдельные экспериментальные исследова-
ния, направленные на обнаружение и исследование
1. ВВЕДЕНИЕ
этих явлений. В этих исследованиях, как прави-
Для ферромагнитно-сверхпроводящих (FS) сло-
ло, использовались макроскопические методы, та-
истых гетероструктур предсказан ряд новых яв-
кие как измерение магнитного момента и сопро-
лений, обусловленных взаимодействием ферромаг-
тивления структуры. Взаимодействие ферромагне-
нитного и сверхпроводящего параметров порядка.
тизма и сверхпроводимости проявляется в одновре-
Это криптоферромагнетизм [1-6], обратный эффект
менном изменении магнитных и сверхпроводящих
близости [7-9], спонтанная вихревая фаза [10-12],
свойств контактирующих ферромагнитного и сверх-
проводящего слоев. В реальных структурах грани-
* E-mail: nikiten@nf.jinr.ru
310
ЖЭТФ, том 156, вып. 2 (8), 2019 Магнитные и сверхпроводящие свойства неоднородных слоистых структур. . .
цы раздела слоев являются достаточно протяжен-
2.1. Пространственный профиль
ными и сравнимыми со значениями ферромагнит-
На рис. 1 представлен пространственный про-
ной и сверхпроводящей когерентных длин. Это обу-
филь структуры V/FeV/V/FeV/Nb, измеренный с
словливает то, что при контакте ферромагнитного
пространственным разрешением 1 нм методом атом-
и сверхпроводящего слоев наряду с изменением их
но-нейтральной масс-спектрометрии [20]. Из пред-
свойств изменяются свойства области в окрестности
ставленных зависимостей видно, что два магнитных
границы раздела. В этой связи, задача исследова-
слоя Fe0.7V0.3 не разрешимы, они образуют один
ний состоит, прежде всего, в определении магнит-
слой. Тем не менее нейтронные исследования пока-
ного и сверхпроводящего пространственных профи-
зывают, что магнитная структура состоит из двух
лей всей структуры в зависимости от внешних па-
отдельных магнитных моментов.
раметров. Для определения пространственного про-
филя вектора намагниченности слоистой структуры
Границы слоев ниобия и ванадия имеют протя-
используется рефлектометрия поляризованных ней-
женность по глубине, близкую к ширине магнитного
тронов, имеющая нанометровое разрешение [15].
слоя. Протяженность границ слоев по глубине воз-
растает при удалении от подложки из кремния. Так,
В ряде работ [16,17] отмечается, что характерис-
для ближайшей к подложке границы со слоем нио-
тики FS-структур с течением времени существенно
бия ее протяженность, определяемая как расстоя-
изменяются, что затрудняет их экспериментальное
ние, на котором концентрация элемента изменяется
изучение и дальнейшее применение. В этой связи
в диапазоне 50-100 %, составляет 10 нм, в то вре-
становится важным как определение изменения с
мя как для дальней границы слоя ниобия - 20 нм.
течением времени свойств структуры, так и выяс-
Магнитный слой (2 слоя FeV и между ними слой V)
нение причин, вызывающих временную нестабиль-
имеет толщину 20 нм, что в 6.3 раз больше толщи-
ность. В данной работе были проведены исследова-
ны, которая должна была быть, исходя из количе-
ния FS-структур разного состава, выполненные раз-
ства наносимых элементов. В результате взаимно-
личными методами на протяжении нескольких ме-
го проникновения элементов слой из атомов железа
сяцев, проведено сравнение их характеристик. Вы-
оказывается дополнительно разбавленным в 14 раз
явлены значительные изменения магнитного и ядер-
атомами ниобия и ванадия, так что в пределах ши-
ного пространственных профилей в глубину струк-
рины пространственного распределения содержание
туры, магнитной структуры в плоскости магнитно-
атомов железа составляет 7 %. В результате, струк-
го слоя, критической сверхпроводящей температуры
тура представляет собой неоднородный разбавлен-
структуры и магнитного слоя, а также сопротивле-
ный ферромагнетик, окруженный сверхпроводящи-
ния структуры.
ми слоями ниобия и ванадия.
Концентрация, %
2. ИССЛЕДОВАНИЯ СТРУКТУРЫ
Nb
Si
V
100
Ta(20 нм)/V(150 нм)/Fe0.7V0.3(1 нм)/V(1.2 нм)/
Fe0.7V0.3(1 нм)/Nb(150 нм)/Si
Fe
Ta
Результаты исследований структуры Ta(20 нм)/
10
O
V(150 нм)/Fe0.7V0.3(1 нм)/V(1.2 нм)/Fe0.7V0.3(1 нм)/
Nb(150
нм)/Si (сокращенно V/FeV/V/FeV/Nb)
C
представлены в работах [18,19]. Здесь мы приводим
H
некоторые новые данные. Структура изготовлена
1
в центре Гельмгольца (Берлин, Германия). При
изготовлении структуры на слой ниобия толщиной
150 нм последовательно наносились слои Fe0.7V0.3,
0.1
V и Fe0.7V0.3 в количестве, соответствующем при
0
50
100
150
200
250
300
350
плотности объемного материала толщине слоев 1,
z, нм
1.2 и 1 нм. Далее наносился слой ванадия толщиной
Рис.
1.
Пространственный профиль структуры
150 нм. На данную структуру для предотвращения
V/FeV/V/FeV/Nb: координата z
=
0
соответствует
ее окисления наносился слой тантала толщиной
поверхности структуры
20 нм.
311
В. Д. Жакетов, Ю. В. Никитенко, Ю. Н. Хайдуков и др.
ЖЭТФ, том 156, вып. 2 (8), 2019
2.2. Синхротронные измерения
I, c-1
Экспериментальная интенсивность рассеяния
105
синхротронного излучения I(Q) при скользя-
щем падении под углом θ аппроксимировалась
зависимостью [21-23]
104
N (Qy, G1, R1, B1, P1, R2, G2, B2, P2, C) =
⎛
⎞
103
-P1
(
)
⎜
⎟
1
⎜
Qy
⎟
= G1 exp
-
R21Q2
+B1
⎜
)3⎟
×
y
3
⎝
(QyR1
⎠
102
erf
√
6
(
)
(
)
1
1
× exp
-
R22Q2
+ G2 exp
-
R22Q2
+
101
y
y
3
3
0.1
1
⎛
⎞
-P2
Qy, нм-1
⎜
⎟
⎜
Qy
⎟
Рис.
2. (В
цвете онлайн) Экспериментальная (чер-
+B2
⎜
)3⎟
+ C.
⎝
⎠
(QyR2
ный цвет) и расчетная (красный цвет) зависимости ин-
erf
√
тенсивности
рассеяния синхротронного излучения для
6
θ = 10 мрад
На рис. 2 представлены экспериментальная (черно-
го цвета) и расчетная (красного цвета) зависимо-
M. 106, ед. СГСМ
сти интенсивности рассеяния синхротронного излу-
0
чения с длиной волны 1.4Å для угла скольжения
θ = 10 мрад от переданного волнового вектора Qy,
-1
направленного в плоскости структуры перпендику-
лярно падающему пучку. При данном угле сколь-
-2
жения излучение достигает магнитного слоя и рас-
-3
сеивается на его структурных неоднородностях. В
результате подгонки расчета к экспериментальным
M. 106, ед. СГСМ
-4
10
данным получены значения R1 = 11 нм, R2 = 4.7,
2
5
P1 = 1 и P2 = 3. Параметр 2R2 = 9.4 нм отож-
-5
2
1
дествляется с диаметром кластера в направлении
0
-6
оси y (перпендикулярна падающему пучку и лежит
1
-5
в плоскости образца). Параметр 2R1 = 22 нм есть
-7
–10
линейный размер системы кластеров.
0
2
4
6
8
10
T, K
-8
40
80
120
160
200
240
280
T, K
2.3. Магнитные измерения
Рис.
3. Зависимость магнитного момента структуры
На рис. 3 приведены зависимости магнитного мо-
V/FeV/V/FeV/Nb от температуры спустя tL = 33 мес.
мента в режимах охлаждения в нулевом магнитном
после изготовления структуры в режимах охлаждения в
поле (ZFC) и в магнитном поле H = 20 Э (FC). Вид-
нулевом поле (1) и магнитном поле H = 20 Э (2)
но, что сверхпроводящий переход в слое ниобия, в
отличие от перехода в слое ванадия, существенно
изменяет магнитный момент структуры. При T =
для двух слоев железа общей номинальной толщи-
= 8 K, большей Tc, магнитный момент создается
ной 2 нм. В режиме ZFC при T = 6 К, меньшей
только магнитным слоем, в режиме ZFC магнитный
Tc, магнитный момент структуры есть Mst (ZFC,
момент равен Mm (ZFC, 8 K) = -7.2·10-6 ед. СГСМ.
6 K) ≈ 0. При T < Tc магнитный момент структу-
Магнитный момент -7.2 · 10-6 ед. СГСМ соответ-
ры Mst является суммой магнитного момента маг-
ствует магнитной индукции Bm (8 К) = 180 Гс для
нитного слоя Mm и момента сверхпроводящего слоя
магнитного слоя реальной толщины 20 нм и 1.8 кГс
Ms. Из-за диамагнетизма сверхпроводящих слоев к
312
ЖЭТФ, том 156, вып. 2 (8), 2019 Магнитные и сверхпроводящие свойства неоднородных слоистых структур. . .
внешнему магнитному полю и диамагнетизма к мо-
ров имеет два минимума в энергии взаимодействия
менту ферромагнитного слоя должно выполняться
кластеров с магнитным полем [24], определяемых
условие
значениями угла между направлениями магнитных
моментов и магнитного поля, отличающихся друг от
Mst(ZFC, 6 К) = Mm(ZFC, 6 К)+Ms(ZFC, 6 К) =
друга углом π.
= Mm(ZFC, 8 К)(1 - σmε) - HVsσs = 0.
Если же в сверхпроводящем слое в режиме
Здесь σm(s) = 0-1 — степень диамагнетизма магнит-
ZFC все же возникает диамагнитный момент ко-
ного (сверхпроводящего) слоя, ε — доля магнитно-
нечной величины, тогда магнитный слой должен
го слоя, которая из-за эффекта близости становит-
дополнительно намагничиваться на величину 2.8 ×
ся сверхпроводящей, Vs — объем сверхпроводящего
× 10-6 ед. СГСМ. Дополнительное намагничивание
слоя.
в режиме ZFC, по-видимому, связано с тем, что в ре-
Рассмотрим случай, когда момент магнитного
жиме ZFC магнитное поле накладывается при T <
слоя не изменяется (ΔMm
= 0). Тогда момент
< Tc в то время как в режиме FC при T = 300 K.
сверхпроводящего слоя должен быть парамагнит-
Вопрос состоит еще в механизме изменения ориен-
ным по отношению к магнитному полю и равным
тации моментов. Объяснить это можно, например,
Ms(ZFC, 6 K) = 7.2 · 10-6 ед. СГСМ. Отметим в
тем, что окружающая кластеры среда с доменами
этой связи, что максимальный диамагнитный мо-
является сверхпроводящей. В этом случае рассеян-
мент сверхпроводящего слоя к магнитному полю
ное от диамагнитного момента магнитное поле на
H = 20 Э равен 2.8 · 10-6 ед.СГСМ.
кластерах будет направлено в направлении внешне-
Рассмотрим второй случай, когда весь магнит-
го магнитного поля.
ный слой при T < Tc становится сверхпроводящим
Таким образом, экспериментальные данные в
(ε = 1) и σm = σs = 1. Тогда магнитный момент
обоих режимах указывают на то, что при сверх-
магнитного слоя Mm(ZFC, 6 K) = 0, а изменение
проводящем переходе магнитный момент магнитно-
момента при переходе ΔMm = 7.2 · 10-6 ед. СГСМ.
го слоя изменяется по направлению и абсолютной
Диамагнитный момент сверхпроводящего слоя ра-
величине.
вен Ms(ZFC, 6 K) = 0.
Важным является вопрос наличия диамагнетиз-
В третьем случае предположим, что ферромаг-
ма магнитного слоя в остаточном измерительном по-
нитный слой не сверхпроводящий и σs
= 1, то-
ле H ≈ 1 Э вблизи температуры сверхпроводящего
гда имеем Mm(ZFC, 6 K)
= -Ms(ZFC, 6 K)
=
перехода при T > Tc. Можно предположить, что это
= 2.8 · 10-6 ед. СГСМ и ΔMm = 10 · 10-6 ед.СГСМ.
связано с наличием взаимодействия системы класте-
Очевидно, что первый и второй случаи не реа-
ров с ферромагнитными доменами, создающими на
лизуются. Наиболее вероятен третий случай, когда
кластерах локальное магнитное поле, направленное
изменяются магнитные моменты сверхпроводящего
противоположно внешнему магнитному полю. Су-
и магнитного слоев. Данные измерений в режиме
ществование взаимодействия подтверждается так-
FC позволяют понять, что происходит. В режиме
же тем, что моменты кластеров и момент доменной
FC имеем Mst(FC, 6 K) = 6.2 · 10-6 ед. СГСМ =
структуры, будучи направленными противополож-
= -Mm(FC, 8 K). Если полагать, что в режиме FC
но друг другу, одновременно изменяют направление
магнитный поток в сверхпроводящем слое заморо-
при сверхпроводящем переходе. Также это следует
жен из-за пиннинга и не выталкивается при сверх-
из данных нейтронных релаксационных измерений
проводящем переходе, тогда получается, что маг-
[19], в которых наблюдалась корреляция в поведе-
нитный момент магнитного слоя реверсируется при
нии магнитных моментов кластеров и плотности до-
критической температуре, не изменяясь по абсолют-
менных стенок.
ной величине. Как будет видно дальше из данных
Из данных рис. 3 также следует, что темпера-
исследований с нейтронами, реверсируется не толь-
тура слияния зависимостей FC и ZFC (температура
ко полный момент, но и направленный противопо-
блокировки) составляет Tb(20 Э) = 150 K. Далее мы
ложно ему момент доменной структуры. Объяснить
используем значение Tb при определении намагни-
такое поведение магнитного момента можно, если
ченности магнитных кластеров.
учесть что момент магнитного слоя в основном опре-
На рис. 4 представлены температурные зависи-
деляется кластерами. В результате магнитного воз-
мости магнитного момента в магнитном поле 1 кЭ.
мущения при переходе моменты кластеров перехо-
Видно, что при T = 10 K > Tc магнитный момент в
дят из состояния против поля в состояние по полю.
режиме FC равен 9.5 · 10-6 ед. СГСМ. Можно было
Известно, что система магнитных моментов класте-
думать, что в столь большом поле это есть значе-
313
В. Д. Жакетов, Ю. В. Никитенко, Ю. Н. Хайдуков и др.
ЖЭТФ, том 156, вып. 2 (8), 2019
M. 106, ед. СГСМ
M. 106, ед. СГСМ
10
10
2
2
9
1
5
8
M. 106, ед. СГСМ
1
7
40
M. 106, ед. СГСМ
0
20
2
6
0
2
0
-400
5
1
–5
-20
-800
1
4
–40
-1200
0
2
4
6
8
10
2
4
6
8
T, K
T, K
3
-10
40
80
120
160
200
240
280
40
80
120
160
200
240
280
T, K
T, K
Рис.
4. Зависимость магнитного момента структуры
Рис.
5. Зависимость магнитного момента структуры
V/FeV/V/FeV/Nb от температуры в режимах охлаждения
V/FeV/V/FeV/Nb от температуры в режимах охлаждения
в нулевом поле (1) и магнитном поле H = 1 кЭ (2) при
в нулевом поле (1) и магнитном поле H = 100 Э (2) при
tL = 33 мес.
tL = 33 мес.
Далее, в режиме FC магнитный момент при T =
ние насыщения момента. Однако при таком пред-
= 8 К равен 9 · 10-6 ед.СГСМ и при переходе к
положении нельзя объяснить данные в поле 100 Э,
T
= 6 K магнитный момент возрастает до 20 ×
где значения момента больше. Остается предполо-
× 10-6 ед. СГСМ. Положительное изменение маг-
жить, что в поле 1 кЭ момент ориентируется под
нитного момента, равное 11·10-6 ед. СГСМ, сравни-
некоторым углом к направлению магнитного поля.
мо с максимальным значением диамагнитного мо-
Это предположение имеет двойное обоснование. Во-
мента 14 · 10-6 ед. СГСМ и его нельзя связать с
первых, в этом случае находит объяснение слишком
возникающим парамагнитным моментом сверхпро-
большое значение момента в сверхпроводящем со-
водящего слоя [27]. Остается считать, что ферро-
стоянии в режиме ZFC. Оно объясняется тем, что
магнитный слой подмагничивается при сверхпрово-
возникает дополнительный диамагнитный момент к
дящем переходе.
перпендикулярной компоненте рассеянного магнит-
Оценим величину магнитного момента и намаг-
ного поля от намагниченности магнитного слоя. Во-
ниченности кластеров. В работах [28,29] приведено
вторых, как можно будет видеть дальше, магнит-
соотношение для температуры блокировки Tb(H) в
ный момент ферромагнитного слоя для структур
зависимости от величины магнитного поля:
Nb/CuNi ориентируется в магнитном поле 5 кЭ под
углом близким к 90◦.
Tb(H) = Tb(0)(1 - H/Hc)m,
(1)
Рассмотрим теперь данные измерений в магнит-
ном поле 100 Э (рис. 5). В режиме ZFC в сверхпрово-
где Tb(0) = kV/25kB, Hc = 2k/Jcl, k = HcJcl/2 —
константа кристаллической анизотропии, V — объ-
дящем состоянии возникает момент Mst(ZFC, 6 K) =
= -24 · 10-6 ед. СГСМ. Если считать, что су-
ем кластера, kB = 1.38 · 10-16 эрг/град — констан-
та Больцмана, Jcl — намагниченность насыщения
ществующий при T
= 8 К момент магнитно-
го слоя -6.5 · 10-6 ед. СГСМ не изменяется, то
кластера, m = 2 в случае небольшого поля.
диамагнитный момент сверхпроводящего слоя есть
Используя (1), при m = 2 получим для Hc
Ms(6 K)
= -17.5 · 10-6 ед.СГСМ, что близко
Hc = (H1 - ηH2)/(1 - η),
(2)
к расчетному максимальному значению Ms,max =
= -14 · 10-6 ед. СГСМ. Некоторое превышение экс-
где η = (Tb(H1)/Tb(H2))1/2.
периментального значения над расчетным может
Далее, для намагниченности имеем
быть связано с точностью установления структуры
Jcl = 2k/Hc = 50kBTb(0)/(V Hc).
(3)
относительно направления магнитного поля [25,26].
314
ЖЭТФ, том 156, вып. 2 (8), 2019 Магнитные и сверхпроводящие свойства неоднородных слоистых структур. . .
Ny
10-6
2.4. Нейтронные измерения
180
5.0
Рассеяние нейтронов, как и рассеяние синхро-
160
4.5
тронного излучения, позволяет определять парамет-
4.0
140
ры рассеивающих объектов по зависимости интен-
3.5
сивности рассеяния от переданного момента. Од-
120
3.0
нако использование нейтронов ограничено из-за
100
2.5
небольшой по сравнению с синхротронным излуче-
2.0
нием интенсивности нейтронных пучков. С другой
80
стороны, благодаря магнитному моменту, нейтроны
1.5
60
незаменимы при исследовании магнитных (ферро-
1.0
магнитные стенки) и ядерно-магнитных (кластеры)
40
0.5
объектов. На рис. 6 и 7 приведена картина рассея-
40
60
80
100
120
140
160
180
ния нейтронов в плоскости, перпендикулярной пуч-
Nz
ку нейтронов, для структуры V/FeV/V/FeV/Nb, на-
ходящейся в магнитном поле 1 кЭ при температу-
Рис. 6. Интенсивность рассеяния нейтронов для структу-
ре 10 К. Магнитные моменты ориентированы вдоль
ры V/FeV/V/FeV/Nb, зарегистрированная на перпендику-
магнитного поля. Данная картина интенсивности
лярной к горизонтально направленному пучку нейтронов
рассеяния вызвана магнитными структурами с ха-
плоскости (Ny, Nz) для поляризации P0 = +1 и длины
рактерными размерами L1,2,3 = 6.5, 21, 57 нм [18,19].
волны нейтронов λ = 3.8Å, где Ny и Nz — номера про-
Значение L1 = 6.5 нм является межплоскостным
странственных каналов соответственно в направлениях y
расстоянием в решетке кластеров. Хорошо видны
и z
первый (Ny = 140, Nz = 130), третий (Ny = 90 и
Nz = 95, Ny = 110 и Nz = 55, Ny = 60 и Nz = 120)
-6
10
и пятый (Ny = 15, Nz = 35) порядки отражения от
Ny
180
решетки. Из данного межплоскостного расстояния
4.5
L1 = 6.5 нм можно оценить расстояние между кла-
160
4.0
стерами как 9.3± 0.3 нм, что указывает на плотную
140
3.5
упаковку кластеров. Напомним в этой связи, что
3.0
для диаметра кластера из данных синхротронного
120
рассеяния получено значение 9.4 ± 0.2 нм. Параметр
2.5
100
L2 = 21 нм близок к соответствующему значению
2.0
2R2 = 22 нм, полученному из синхротронного рассе-
80
1.5
яния. Параметр L3 = 57 нм определяется только из
60
данных нейтронного рассеяния и является парамет-
1.0
ром чисто магнитной структуры, возможно, толщи-
40
0.5
ной доменной стенки. В небольшом магнитном поле
40
60
80
100
120
140
160
180
H = 25 Э при T = 10 K магнитные моменты класте-
Nz
ров ориентируются против направления магнитного
поля. Так же ориентирован полный магнитный мо-
Рис. 7. Интенсивность рассеяния нейтронов для структу-
мент, измеренный СКВИД-магнитометром (рис. 3).
ры V/FeV/V/FeV/Nb, зарегистрированная на перпендику-
Из этого следует, что намагниченность определяет-
лярной к горизонтально направленному пучку нейтронов
ся в большей степени кластерами, а не окружающей
плоскости (Ny, Nz) для поляризации P0 = -1 и длины
волны нейтронов λ = 3.8Å
кластеры магнитной средой [18].
Низкотемпературные измерения с нейтронами
проводились в течение 3.5 лет. Первые измерения
Используя значение диаметра кластера 9.4 нм,
были проведены спустя 3 месяца с момента из-
полученное из синхротронных измерений, получим
готовления образца. Данные этих измерений при-
Hc = 0.9 кЭ, Tb(0) = 183.5 и Jcl = 2.35± 0.2 кГс, что
ведены на рис. 8. На нем приведена температур-
в пределах ошибок измерения соответствует значе-
ная зависимость коэффициента рассеяния S(T ) =
нию 2.25±0.1 кГс для слоя Fe0.7V0.3 толщиной 2 нм,
= 1 - (R(T) + Tr(T))/(R(150 K) + Tr(150 K)) по-
определенному из магнитных измерений.
ляризованных нейтронов с длиной волны λ = 1.28 ±
315
В. Д. Жакетов, Ю. В. Никитенко, Ю. Н. Хайдуков и др.
ЖЭТФ, том 156, вып. 2 (8), 2019
S
S
0.7
0.05
0.6
P0 = -1
5
0.04
6
+1
0.5
0.03
17 Э
0.4
T, K
0.02
3
0.3
4
9.5 кЭ
0.01
0.2
0
0.1
+1
1
2
-0.01
01
10
100
1000
1
2
3
4
5
6
7
8
9
10
11
12
T, K
T, K
Рис. 8. Зависимость коэффициента рассеяния нейтронов
S(T) для структуры V/FeV/V/FeV/Nb при tL = 3 мес.
Рис. 10. Зависимость коэффициента рассеяния нейтронов
для H = 17 Э и H = 9.5 кЭ
S(T) для структуры V/FeV/V/FeV/Nb при tL = 3.5 г. для
H = 28 Э: λ = 2 ± 0.2Å, P0 = +1 (1); λ = 2 ± 0.2Å,
P0 = -1 (2); λ = 4.6±0.46Å, P0 = +1 (3); λ = 4.6±0.46Å,
S
P0 = -1 (4); λ = 7.2±0.72Å, P0 = +1 (5); λ = 7.2±0.72Å,
0.24
P0 = -1 (6)
3
0.20
SR
0.2
0.16
2
0.12
0.1
1
0.08
1
0
0.04
0
1
10
100
1000
-0.1
2
T, K
Рис. 9. Зависимость коэффициента рассеяния нейтронов
S(T) для структуры V/FeV/V/FeV/Nb при tL = 1.5 мес.:
-0.2
1
2
3
4
5
6
7
магнитные состояния H
= 17 Э (1), H
= 17 Э по-
, Å
сле предварительного намагничивания в поле 2 кЭ (2),
H = 1 кЭ (3)
Рис.
11. Спиновая асимметрия отражения SR(T )
=
= (R+ - R-)/(R+ + R-) для значений температуры 8 K
(1) и 3 K (2)
±0.015Å (рассеяние при T = 150 К равно нулю), где
R и Tr — коэффициенты отражения и пропускания
нейтронов.
ниченность только в 1.5 раза. Здесь надо сделать за-
При T = 8 К рассеяние нейтронов максималь-
мечание, что ненулевое значение поляризации рас-
но и составляет 55-59 %, при этом поляризация рас-
сеянных нейтронов определяется намагниченностью
сеянных нейтронов отрицательная и равна -0.035.
кластеров относительно намагниченности окружа-
Интенсивность рассеяния нейтронов при H = 17 Э
ющей кластеры среды. В этой связи, отрицатель-
и T = 8 K (рис. 8) по сравнению с H = 5 кЭ и T =
ное значение поляризации при T = 8 К указыва-
= 300 K выросла в семь раз, в то время как намаг-
ет на то, что магнитные моменты кластеров ориен-
316
ЖЭТФ, том 156, вып. 2 (8), 2019 Магнитные и сверхпроводящие свойства неоднородных слоистых структур. . .
тированы против магнитного поля. Одновременно с
Концентрация, %
100
переориентацией моментов кластеров при сверхпро-
Nb
водящем переходе происходит переориентация маг-
нитного момента окружающей среды. На это указы-
вает спиновая асимметрия зеркального отражения
нейтронов SR(T ) = (R+ -R-)/(R+ +R-), приведен-
ная на рис. 11 для значений температуры 8 K (1) и
10
3 K (2). При этом моменты кластеров и окружаю-
Ni
Si
щей среды направлены встречно. При дальнейшем
O
Cu
уменьшении температуры до 1.5 K намагниченность
C
Si
(момент на направление магнитного поля) класте-
ров по абсолютной величине уменьшается, намаг-
ниченность окружающей среды возрастает, а пол-
1
ная намагниченность магнитного слоя уменьшается.
0
20
40
60
80
100
z, нм
Уменьшение намагниченности магнитного слоя при
уменьшении температуры ниже Tc является отраже-
Рис. 12. Пространственные профили элементов структуры
нием действия сверхпроводимости. Одновременно с
Ni0.65Cu0.35(4) при tL = 9 мес.
этим рассеяние нейтронов при уменьшении темпера-
Концентрация, %
туры уменьшается за счет уменьшения плотности
100
доменных стенок и разупорядочения направлений
Nb
магнитных моментов кластеров [18]. Из сравнения
рис. 8, 9 и 10 видно, что с течением времени интен-
сивность рассеяния убывает в 3 раза за 15 месяцев
и затем практически до нуля за следующие 2 года.
Это указывает на то, что с течением времени класте-
10
ры деградируют и магнитный слой становится более
Si
Ni
однородным.
O
Cu
C
Si
3. ИССЛЕДОВАНИЕ СТРУКТУР
Nb (70 нм)/Ni0.65Cu0.35(4 нм)/Si И
Nb(70 нм)/Ni0.81Cu0.19(h)/Si, h = 2, 3, 4 нм
1
0
20
40
60
80
100
z, нм
Данные структуры изготовлены методом магне-
тронного распыления в ИФМ РАН (Нижний Нов-
Рис. 13. Пространственные профили элементов структуры
город). Подробно методика изготовления описана
Nb/Ni0.65Cu0.35(4) при tL = 15 мес.
в работе [17]. Далее будем обозначать структуры
кратко как Nb/Ni0.65Cu0.35(4) и Nb/Ni0.81Cu0.19(h),
меди и никеля становятся не симметричными отно-
где h = 2, 3, 4 — толщина слоя Ni0.81Cu0.19 в нано-
сительно друг друга, при этом профиль меди сме-
метрах.
щен к слою ниобия более сильно. Спустя еще пол-
года (рис. 13) произошли дальнейшие изменения в
3.1. Пространственные профили
распределениях никеля и меди. Так, толщина маг-
нитного слоя от значения 6.5 нм (рис. 12) выросла
На рис. 12 и 13 приведены пространственные
на 35 % до 8.8 нм. Медь еще более сильно по сравне-
профили структуры Nb/Ni0.65Cu0.35(4), измерен-
нию с никелем продиффундировала в сторону слоя
ные в разное время методом нейтральной масс-
ниобия. В результате образовались слой из раствора
спектрометрии (НМС). Видно, что существует зна-
ниобия с медью толщиной 1.5 нм и слой из раствора
чительное взаимное проникновение элементов. Да-
никеля с кремнием толщиной 5 нм.
же в центре распределения элементов Ni и Cu, со-
ставляющих ферромагнитный слой расчетной тол-
В табл.
1
приведены параметры слоев для
щиной 4 нм, содержание ниобия и кремния значи-
структур V/FeV/V/FeV/Nb, Nb/Ni0.65Cu0.35 и
тельное и в сумме составляет 30 %. Видно, что спу-
Nb/Ni0.81Cu0.19 в различные моменты времени
стя 9 месяцев после изготовления (рис. 12) профили
после их изготовления.
317
В. Д. Жакетов, Ю. В. Никитенко, Ю. Н. Хайдуков и др.
ЖЭТФ, том 156, вып. 2 (8), 2019
Таблица 1. Параметры слоев для различных структур
H1Cu, H2Cu,
H1Ni,
H2Ni,
C1CuNi,
C2CuNi,
Структура
H2Cu/H
H2Ni/H
1Ni
C2CuNi/C1CuNi
нм
нм
1Cu нм
нм
%
%
V/FeV/V/FeV/Nb 20(FeV)
7(Fe)
Nb/Ni0.65Cu0.35(4)
6.4
8.4
1.31
8
9.1
1.14
40
35
0.88
Nb/Ni0.81Cu0.19(2)
2.9
4.9
1.69
3.0
5.4
1.8
70.5
49.1
0.7
Nb/Ni0.81Cu0.19(3)
3.9
4.8
1.23
4.3
5.2
1.21
69.8
65.6
0.94
Nb/Ni0.81Cu0.19(4)
5.9
6.4
1.085
6.1
5.8
0.95
70.9
62.8
0.89
Примечание. V/FeV/V/FeV/Nb (tL = 18 мес.), Nb/Ni0.65Cu0.35 (индекс «1» — tL = 9 мес., индекс «2» — tL =
= 15 мес.), Nb/Ni0.81Cu0.19/Si (индекс «1» — tL = 2 нед., индекс «2» — tL = 6 мес.): H1Cu(Ni) и H2Cu(Ni) —
толщина слоя Cu(Ni) для первого и второго моментов времени; C1CuNi и C2CuNi — суммарная концентрация
меди и никеля в центре магнитного слоя соответственно в первый и второй моменты времени.
R, Ом
Из табл.
1
следует, что изменение толщины
слоев меди и никеля максимально для структуры
101
Nb/Ni0.81Cu0.19 (2), в которой магнитный слой наи-
более тонкий. В течение полугода после изготов-
100
ления толщина магнитного слоя увеличивается на
69 % для меди и на 80 % для никеля. Одновременно
3
с этим для данной структуры снижение концентра-
10-1
2
ции меди и никеля в центре магнитного слоя наи-
большее и составляет 30 %.
10-2
3.2. Резистивные измерения
10-3
1
Низкотемпературные резистивные измерения
были проведены в Институте физики твердого тела
10-4
(Черноголовка). Измерения проводились в криоста-
4
5
6
7
8
9
те He-4 по четырехточечному методу. Источником
T, K
тока, пропускаемого через структуру, служил
прецизионный источник типа Keithley 6220. Для из-
Рис.
14.
Зависимость сопротивления структуры
мерения напряжения использовался нановольтметр
Nb/Ni0.81Cu0.19(4) от температуры при H = 0: спустя две
недели после изготовления структуры (1), спустя один
Keithley 2182. Температура измерялась с помощью
месяц (2) и спустя два месяца (3)
терморезистора, установленного непосредственно
под образцом.
С течением времени, из-за процесса разделения
никеля и меди и увеличения намагниченности про-
исходит уменьшение критической сверхпроводящей
ческой температуры за 2 месяца составило 18.5 %.
температуры структуры. На рис. 14 приведены тем-
Кроме изменения Tc изменялись также сопротивле-
пературные зависимости сопротивления структуры
ние при температуре как выше, так и ниже Tc, при
Nb/Ni0.81Cu0.19(4) в отсутствие внешнего магнитно-
этом отношение ρ = R(T > Tc)/R(T < Tc) в течение
го поля (H = 0) при различных значениях tL. Вид-
двух месяцев изменилось от значения 104 до 101. По-
но, что с течением времени существенно изменяется
скольку скорость изменения Tc и ρ выше скорости
критическая температура Tc. Если для свежеприго-
изменения пространственных профилей структуры
товленной структуры Tc составляла 8.4 К, то спустя
(рис. 12, 13), можно предположить, что изменение
2 недели она была 8.2 К, спустя месяц уже 7.5 К, а
Tc и ρ обусловлено изменением неоднородной маг-
спустя 2 месяца только 6.85 К. Изменение крити-
нитной структуры в плоскости слоев.
318
ЖЭТФ, том 156, вып. 2 (8), 2019 Магнитные и сверхпроводящие свойства неоднородных слоистых структур. . .
R, Ом
R, Ом
101
5
1
4
2, 3
100
2, 3
3
5
4
1
3
2
10-1
2
10-2
1
0
10-3
4
5
6
7
8
9
6
7
8
9
10
T, K
T, K
Рис. 16. Зависимость сопротивления: спустя две недели
Рис.
15.
Зависимость сопротивления структуры
для структур Nb/Ni0.81Cu0.19(4) (1), Nb/Ni0.81Cu0.19(3)
Nb/Ni0.81Cu0.19(4) от температуры при H
= 100 Э
(2) и Nb/Ni0.81Cu0.19(2) (3); спустя месяц после изготов-
спустя две недели после изготовления структуры
(1),
ления для структуры Nb/Ni0.81Cu0.19(2) при H = 0 (4) и
спустя месяц (2) и спустя два месяца (3); Tc = 6.85 К
H = 100 Э (5)
На рис. 15 приведены температурные зависимо-
тя месяц после изготовления была еще на 0.96 K
сти сопротивления в магнитном поле H = 100 Э.
меньше, чем при H = 0.
Как следует из сравнения Tc при H = 0 и H = 100 Э,
Таким образом, значение температуры перехода
подмагниченный магнитным полем ферромагнит-
оказалось зависящим от толщины магнитного слоя,
ный слой уменьшает Tc структуры на 0.65 K по
величины магнитного поля и времени с момента из-
сравнению с размагниченным. Видно, что магнит-
готовления структуры.
ное поле, так же как и время, уменьшает Tc. С те-
чением времени, как мы видели раньше, образуется
фракция чистого никеля, намагниченность насыще-
3.3. Синхротронные измерения
ния которого выше намагниченности раствора нике-
ля с медью. Таким образом, в обоих случаях, по-ви-
Структуры Nb/Ni0.81Cu0.19(h) характеризуются
димому, изменение Tc обусловлено величиной намаг-
тремя размерными параметрами R1, R2 и R3. В этом
ниченности.
случае зависимость интенсивности рассеяния излу-
На рис. 16 показаны зависимости сопротивле-
чения от переданного волнового вектора Qy может
ния для структур с разной толщиной магнитного
быть представлена в следующем виде [21-23]:
слоя. Видно, что для свежеприготовленных струк-
тур (зависимости 1-3) температура перехода умень-
шается с увеличением толщины магнитного слоя.
N (Qy, G1, R1, B1, P1, R2, G2, B2, P2,
Так, для структуры Nb/Ni0.81Cu0.19(4) температу-
R3, G3, B3, P3, C) =
ра перехода меньше на 0.3 K, чем для структур
⎛
⎞
Nb/Ni0.81Cu0.19(3) и Nb/Ni0.81Cu0.19(2), для кото-
-P1
рых она составила 8.52 K. Спустя месяц после из-
(
)
⎜
⎟
1
⎜
Qy
⎟
готовления температура перехода при H = 0 для
= G1 exp
-
R21Q2
+B1
×
y
⎜
)3⎟
3
⎝
(QyR1
⎠
Nb/Ni0.81Cu0.19(2) уменьшилась на 0.64 K.
erf
√
Для
сравнения
для
структуры
6
(
)
(
)
Nb/Ni0.81Cu0.19(4) уменьшение температуры пе-
1
1
рехода при H = 0 за две недели составило почти
× exp
-
R22Q2
+ G2 exp
-
R22Q2
+
y
y
3
3
такую же величину 0.73 K. В магнитном поле 100 Э
температура перехода для Nb/Ni0.81Cu0.19(2) спус-
319
В. Д. Жакетов, Ю. В. Никитенко, Ю. Н. Хайдуков и др.
ЖЭТФ, том 156, вып. 2 (8), 2019
I, c-1
I, c-1
103
101
102
100
101
10-1
100
10-1
10-2
10-2
10-1
100
101
10-2
10-1
100
101
Qy, нм-1
Qy, нм-1
Рис. 17. (В цвете онлайн) Экспериментальная (черный
Рис. 18. (В цвете онлайн) Экспериментальная (черный
цвет) и расчетная (красный цвет) зависимости интенсив-
цвет) и расчетная (красный цвет) зависимости интенсив-
ности рассеяния синхротронного излучения для структуры
ности рассеяния синхротронного излучения для структуры
Nb/Ni0.81Cu0.19(2) при θ = 5 мрад. Значения парамет-
Nb/Ni0.81Cu0.19(2) при θ = 10 мрад. Значения парамет-
ров, полученные в результате подгонки эксперименталь-
ров, полученные в результате подгонки эксперименталь-
ных данных: G1 = 500, R1 = 100, B1 = 0.06, P1 = 2,
ных данных: G1 = 10, R1 = 100, B1 = 0.03, P1 = 1,
G2 = 5, R2 = 5.1, B2 = 0, P2 = 0, G3 = 3, R3 = 2,
G2 = 0.8, R2 = 5.7, B2 = 0, P2 = 0, G3 = 0.3, R3 = 4,
B3 = 2.1, P3 = 1.2, C = 0.028
B3 = 0.015, P3 = 3, C = 0.028
⎛
⎞
-P2
В табл. 2 приведены значения параметров, полу-
(
)
⎜
⎟
⎜
Qy
⎟
1
ченные в результате подгонки расчетных данных к
+B2
⎜
⎟
exp
-
R23Q2
+
)3
y
⎝
(QyR2
⎠
3
экспериментальным. Элементарные кластеры име-
erf
√
ют размер R3 = 3-4 нм. Наблюдены также структу-
6
⎛
⎞
ры из кластеров с характерным размером R2.
-P2
(
)
⎜
⎟
Значение параметра 2R1 значительно превыша-
1
⎜
Qy
⎟
+G3 exp
-
R23Q2
B3
⎜
⎟
+C.
ет значения 2R2. Для структур Nb/Ni0.81Cu0.19(4) и
y
)3
3
⎝
(QyR3
⎠
Nb/Ni0.81Cu0.19(2) он является линейным размером
erf
√
6
фрактала, а для Nb/Ni0.81Cu0.19(3) — линейным раз-
мером структуры неупорядоченно расположенных
На рис. 17 и 18 приведена характерная зависимость
кластеров.
интенсивности рассеяния синхротронного излуче-
ния, полученная для структуры Nb/Ni0.81Cu0.19(2)
при углах скольжения θ = 5 мрад и θ = 10 мрад.
3.4. Магнитный момент при H = 0
Здесь же приведена подгоночная кривая, хорошо
описывающая экспериментальные данные. Если при
На рис.
19
приведены температурные за-
θ = 5 мрад происходит полное зеркальное отраже-
висимости магнитного момента для структуры
ние от предшествующего магнитному слою слоя ни-
Nb/Ni0.65Cu0.35(4) при отсутствии магнитного по-
обия (глубина проникновения излучения составляет
ля. При T = 10 К момент отрицательный и равен
1 нм), то при 10 мрад рассеяние в большей степени
3.5 · 10-6 ед. СГСМ. При сверхпроводящем переходе
определяется магнитным слоем (глубина проникно-
(Tc
= 6 K) при первом охлаждении (кривая 1)
вения излучения превышает 100 нм). В результате
магнитный момент изменяется по абсолютной
зависимость при θ = 5 мрад достаточно гладкая, в
величине в три раза и становится равным порядка
то время как при θ = 10 мрад она является квази-
M1(T < Tc) = 11 · 10-6 ед. СГСМ (Bm = 1390 Гс
периодической.
для толщины слоя 4 нм). Объяснить столь боль-
320
ЖЭТФ, том 156, вып. 2 (8), 2019 Магнитные и сверхпроводящие свойства неоднородных слоистых структур. . .
Таблица 2. Параметры структур, полученные из интенсивности рассеяния синхротронного излучения для разных
структур
V/FeV/V/FeV/Nb Nb/Ni0.65Cu0.35(4) Nb/Ni0.81Cu0.19(4) NB/Ni0.81Cu0.19(3) Nb/Ni0.81Cu0.19(2)
R1
-
-
65
65
100
R2
11
9
5
5.3
5.7
R3
4.7
3.3
3
4
4
P1
-
-
1.3
-
1
P2
1
1.3
4
-
-
P3
3
2.9
3
3
3
Примечание. V/FeV/V/FeV/Nb при tL = 22 мес., для Ni0.65Cu0.35 при tL = 3 мес., для Ni0.81Cu0.19 при tL = 5 мес.
M. 106, ед. СГСМ
Увеличение намагниченности, в свою очередь,
15
приводит, как мы видели (см. рис. 14), к умень-
шению сверхпроводящих свойств магнитного слоя,
1
в результате чего диамагнитный момент к новому
3
положительному значению момента будет меньше,
10
чем в первом случае меньшего по абсолютной
2
величине отрицательного магнитного момента.
В результате магнитный момент окончательно
5
установится, уменьшаясь с 11 · 10-6 ед. СГСМ до
7 · 10-6
ед. СГСМ и оставаясь положительным.
При вторичном охлаждении (кривая 3) до мини-
0
мальной температуры момент устанавливается на
практически том же значении, как при первом
охлаждении (кривая 1).
Аналогичное поведение магнитного момента по-
-50
50
100
150
лучено и для других структур. Значения магнитно-
T, K
го момента при H = 0 для структур Ni0.65Cu0.35 и
Рис.
19. Зависимость магнитного момента структуры
Ni0.81Cu0.19 представлены в табл. 3.
Nb/Ni0.65Cu0.35(4) от температуры для H = 0 при tL =
Из данных табл. 3 следует, что с увеличением
= 7 мес.: 1 — первое охлаждение от T = 300 К (черный
толщины магнитного слоя намагниченность струк-
цвет), 2 — нагрев после охлаждения до T = 3 К < Tc
туры увеличивается по абсолютной величине как
(красный цвет), 3 — второе охлаждение после нагрева (си-
при T > Tc, так и при T < Tc. С уменьшением тол-
ний цвет)
щины магнитного слоя Ni0.81Cu0.19 относительное
изменение магнитного момента при переходе возрас-
шое изменение момента электродинамическим
тает. Это связано с тем, что с уменьшением толщи-
эффектом
[30] невозможно. Правильно считать,
ны магнитный слой становится более размагничен-
что весь магнитный слой является сверхпроводя-
ным при T > Tc.
щим. Проследим, как можно объяснить изменение
намагниченности в этом случае. Магнитное поле
3.5. Магнитный момент при H = 0
сверхпроводящего тока, возникающего как реакция
на отрицательный магнитный момент слоя, будет
На рис.
20
и
21
показаны температурные
направлено в положительном направлении. Это
зависимости магнитного момента структуры
поле подмагничивает магнитный слой. В резуль-
Nb/Ni0.65Cu0.35 в режимах охлаждения в маг-
тате магнитный момент по абсолютной величине
нитном поле 20 и 100 Э (FC) и без поля (ZFC),
превысил значение, которое было до перехода.
полученные при tL = 3 мес. и tL = 7 мес.
321
9
ЖЭТФ, вып. 2 (8)
В. Д. Жакетов, Ю. В. Никитенко, Ю. Н. Хайдуков и др.
ЖЭТФ, том 156, вып. 2 (8), 2019
Таблица 3. Магнитный момент магнитного слоя для структур Ni0.65Cu0.35 и Ni0.81Cu0.19 при H = 0 для T > Tc
и T < Tc и момент насыщения Msat
Толщина
M (T > Tc),
M (T < Tc), ΔM/M(T > Tc),
Msat,
Структура
магнитного
10-6 ед.СГСМ
10-6 ед. СГСМ
%
10-6 ед.СГСМ
слоя, нм
Nb/Ni0.65Cu0.35(4)
6.5
-3.5
11
214
6 (H = 100 Э)
Nb/Ni0.81Cu0.19(2)
2.95
-1.5
4
167
6.5
Nb/Ni0.81Cu0.19(3)
4.1
-6
8
33
9
Nb/Ni0.81Cu0.19(4)
6
-12
18
50
18
Таблица 4. Параметры кластеров в магнитном слое структур
Структура
dcl, нм
Tb(0), K
Hc, кЭ
Jlay, кГс
Jcl, кГс
Ni0.65Cu0.35(4)
6.6
44.1
0.422
tL = 1 мес.
0.75 ± 0.1
3.5 ± 1.0
Ni0.81Cu0.19(2)
6
35
0.983
1.6 ± 0.2
tL = 4 мес.
1.4 ± 0.5
Ni0.81Cu0.19(3)
8
90
0.451
2.2 ± 0.2
tL = 4 мес.
4.9 ± 1.5
Ni0.81Cu0.19(4)
8
142
0.403
3.0 ± 0.3
tL = 4 мес.
10.5 ± 4.0
V/FeV/V/FeV/Nb
9.4
183.5
0.9
tL = 33 мес.
2.25 ± 0.2
2.35 ± 0.2
Видно (рис. 20), что переход при tL = 3 мес.
мент равен M(20 Э, 6 K) = -14.5 · 10-6 ед. СГСМ,
происходит при температуре 8.5 K (измерения сра-
а в 5 раз большем магнитном поле H2 = 100 Э мо-
зу после изготовления структуры с помощью эф-
мент равен M(100 Э, 6 K) = -63 · 10-6 ед. СГСМ
фекта Холла дали значение 8.8 K). Это отличает-
(450 Гс для слоя 70 нм). Если допустить, что мо-
ся от значения 6.85 К, полученного в более ранних
мент магнитного слоя при сверхпроводящем пере-
(tL = 2 мес.) резистивных измерениях. Это разли-
ходе не изменяется, то отношение изменения мо-
чие связано, по-видимому, с различным вкладом от-
мента сверхпроводящего слоя за счет магнитного
дельных областей структуры в величину сопротив-
поля при переходе составляет ηs = ΔM2/ΔM1 =
ления и магнитного момента. Наличие стандартно-
= (63 - 3)/(14.5 - 4) = 5.7. Однако ηs не может
го диамагнитного отклика на изменение магнитного
быть больше H2/H1 = 5. Отсюда следует, что мо-
поля в режиме ZFC свидетельствует о преоблада-
мент магнитного слоя при переходе изменяется. Да-
нии диамагнитного момента сверхпроводящего слоя
лее, видно что моменты M1 и M2 практически равны
над моментом магнитного слоя. При T = 10 K мо-
моменту M(H = 0, 10 K), который при переходе ре-
мент связан с магнитным слоем и в режиме ZFC ра-
версируется и становится равным 7·10-6 ед. СГСМ.
вен M1(20 Э, 10 K) = -4 · 10-6 ед.СГСМ (индукция
Предполагая, что магнитный момент реверсируется
309 Гс в слое толщиной 6.5 нм) и M2(100 Э, 10 K) =
и устанавливается на уровне 7 · 10-6 ед. СГСМ, как
= -3 · 10-6 ед. СГСМ. Зависимость величины диа-
в случае H = 0, получим для отношения диамаг-
магнитного отклика от магнитного поля является
нитных моментов сверхпроводящего слоя приемле-
нелинейной. Так, в магнитном поле H1 = 20 Э мо-
мое значение ηs = (63 + 7)/(14.5 + 7) = 3.25. Значе-
322
ЖЭТФ, том 156, вып. 2 (8), 2019 Магнитные и сверхпроводящие свойства неоднородных слоистых структур. . .
M. 106, ед. СГСМ
ресекаются в поле H = 20 Э при T = 40 K и в поле
20
100 Э при T = 25 K, что указывает, как и в слу-
4
чае структуры V/FeV/V/FeV/Nb, на присутствие в
2
магнитном слое магнитных кластеров.
0
На рис. 21 приведены зависимости магнитного
M. 106, ед. СГСМ
3
момента структуры Ni0.65Cu0.35(4) от температуры
20
4
в режимах ZFC (1) и FC (2) для магнитного поля
1
2
-20
0
H = 20 Э, полученные позже, а именно, при tL =
1
= 7 мес. Видно, что Tc не изменилось по сравнению с
-20
более ранним измерением. Однако зависимости маг-
-40
-40
нитного момента изменились существенно. Так, при
–60
3
T = 10 K магнитный момент в режиме ZFC умень-
0
5
10
15
20
25
шился в полтора раза по абсолютной величине, а
–60
T, K
в режиме FC он стал даже отрицательным. При
T < Tc момент положителен в обоих режимах, а по
0
25
50
75
100
125
150
абсолютной величине он вырос в 3-10 раз, причем
T, K
в режиме ZFC он больше, чем в режиме FC. Пре-
вышение момента при T < Tc в режиме ZFC над
Рис.
20. Зависимость магнитного момента структуры
моментом в режиме FC, по-видимому, ранее экспе-
Nb/Ni0.65Cu0.35(4) от температуры при tL = 3 мес. в ре-
жимах охлаждения в нулевом поле ZFC (1, 3) и в магнит-
риментально не наблюдалось. Таким образом, мож-
ном поле FC (2, 4) при H = 20 Э (1, 2) и H = 100 Э
но констатировать, что изменение пространственно-
(3, 4)
го профиля структуры с течением времени продол-
жительностью 4 мес. приводит к существенному из-
M. 106, ед. СГСМ
менению ее магнитных характеристик.
2
Далее, зависимости ZFC и FC для H = 20 Э сли-
ваются при большей температуре, чем в первых из-
1
мерениях, а именно, при T = 60 K. Это свидетель-
ствует об уменьшении намагниченности кластеров.
0
Из этого можно сделать вывод, что никель уходит
из кластеров.
M. 106, ед. СГСМ
-1
50
В табл. 4 приведены значения намагниченности
2
кластеров Jcl, рассчитанные по формуле (3) исхо-
1
25
дя из значений температуры блокировки при двух
-2
2
значениях магнитного поля и данных о магнитном
0
1
размере кластеров dm. В таблице приведены также
-3
–25
значения намагниченности насыщения Jlay для слоя
0
5
10
15
20
25
T, K
расчетной толщины, рассчитанные исходя из значе-
-4
20
40
60
80
100
120
140
ний магнитного момента в большом магнитном поле
при T ≥ Tc. Отметим, что для раствора Ni0.65Cu0.35
T, K
намагниченность насыщения равна Jsol = 2 кГс, а
Рис.
21. Зависимость магнитного момента структуры
для раствора Ni0.81Cu0.19 — 3.75 кГс [31]. Видно, что
Nb/Ni0.65Cu0.35(4) от температуры в режимах охлажде-
выполняются соотношения Jcl ≥ Jlay. Это указыва-
ния ZFC (1) и FC (2) для H = 20 Э при tL = 7 мес.
ет на то, что содержание никеля по отношению к ме-
ди в кластерах больше, чем в слое расчетной толщи-
ны. Намагниченность слоя Jlay оказывается меньше
ние ηs будет еще меньше, если магнитный слой еще
намагниченности раствора Jsol и тем больше, чем
и подмагничивается магнитным полем. Таким об-
меньше толщина слоя.
разом, в магнитном поле 20-100 Э магнитный слой
На рис. 22- 24 для структур Nb/Ni0.81Cu0.19 при-
при сверхпроводящем переходе в режиме ZFC также
ведены зависимости магнитного момента для значе-
перемагничивается. В режиме FC момент положи-
ний магнитного поля H = 25 (1), 150 (2), 5000 Э (3).
тельный и при T > Tc, и при T < Tc, как для струк-
Для сравнения приведена также зависимость для
туры V/FeV/V/FeV/Nb. Зависимости ZFC и FC пе-
H = 0 (4). Для структур Nb/Ni0.81Cu0.19 (2) и
323
9*
В. Д. Жакетов, Ю. В. Никитенко, Ю. Н. Хайдуков и др.
ЖЭТФ, том 156, вып. 2 (8), 2019
M. 106, ед. СГСМ
M. 106, ед. СГСМ
20
5
5
4
3
5
M. 106, ед. СГСМ
3
2
80
10
5
60
4
4
40
0
3
2
20
M. 106, ед. СГСМ M. 106, ед. СГСМ
0
1
100
1
3
5
-20
0
0
2
6
10
14
T, K
1
0
-100
-800
7
-5
-200
-1600
6
-300
2
4
2
6
-400
–2400
6
2
4
6 8 10 1214
2
4
6 8 10 1214
T, K
T, K
–10
M. 106, ед. СГСМ
1200
–10
6
1
8007
400
0
20
40
60
80
100
2
6
10 14
–20
T, K
T, K
0
50
100
150
200
250
300
T, K
Рис.
24. Зависимость магнитного момента структуры
Nb/Ni0.81Cu0.19(2) от температуры в режимах ZFC и FC
Рис.
22. Зависимость магнитного момента структуры
спустя 3.5 мес. после изготовления: 1 — ZFC, H = 0; 2 —
Nb/Ni0.81Cu0.19(4) от температуры в режимах ZFC и FC
ZFC, H = 25 Э; 3 — FC, H = 25 Э; 4 — ZFC, H = 150 Э;
спустя 3.5 мес. после изготовления: 1 — H = 0; 2 — ZFC,
5 — FC, H = 150 Э; 6 — ZFC, H = 5 кЭ. На левой вставке:
H = 25 Э; 3 — FC, H = 25 Э; 4 — ZFC, H = 150 Э; 5 —
1 — ZFC, H = 0; 2 — ZFC, H = 25 Э; 3 — FC, H = 25 Э. На
FC, H = 150 Э; 6 — ZFC, H = 5 кЭ; 7 — FC, H = 5000 Э.
правой вставке: 1 — ZFC, H = 150 Э; 2 — FC, H = 150 Э;
На верхней вставке: 1 — H = 0; 2 — ZFC, H = 25 Э; 3 —
3 — ZFC, H = 5 кЭ
FC, H = 25 Э; 4 — ZFC, H = 150 Э; 5 — FC, H = 150 Э.
На нижней вставке: 1 — ZFC, H = 5 кЭ; 2 — FC, H = 5 кЭ
M. 106, ед. СГСМ
10
Nb/Ni0.81Cu0.19 (3) момент при H = 5 кЭ в режи-
ме ZFC отрицательный при T < Tc, что указывает
5
на превышение диамагнитного момента сверхпрово-
M. 106, ед. СГСМ
3
5
3
20
1
3
дящего слоя над моментом магнитного слоя. Это,
0
во-первых, связано с тем, что для малых толщин
-20
4
-40
момент магнитного слоя невелик по абсолютной ве-
0
-60
2
–80
личине. Во-вторых, в этом случае диамагнитный
2
2
4
6
8 10 12 14
момент сверхпроводящего слоя растет более силь-
T, K
1
но с увеличением магнитного поля, чем магнитный
-5
M. 106, ед. СГСМ
момент магнитного слоя. В результате при увели-
6,7
200
7
5
чении магнитного поля диамагнитный момент от
0
–2006
4
сверхпроводящего слоя становится больше по абсо-
–10
-400
-600
T, K
лютной величине момента магнитного слоя, что и
2
6
10
14
50
100
150
200
250
300
приводит в итоге к отрицательному значению сум-
T, K
марного момента. Эти данные аналогичны данным
для структуры V/FeV/V/FeV/Nb в магнитном по-
Рис.
23. Зависимость магнитного момента структуры
ле 1 кЭ (рис. 4). Для структур Nb/Ni0.81Cu0.19(4) и
Nb/Ni0.81Cu0.19(3) от температуры в режимах ZFC и FC
Nb/Ni0.81Cu0.19(3) момент на порядок меньше, чем
спустя 3.5 мес. после изготовления: 1 — H = 0; 2 — ZFC,
H = 25 Э; 3 — FC, H = 25 Э; 4 — ZFC, H = 150 Э; 5 — FC,
в магнитном поле 150 Э. При этом зависимости ZFC
H = 150 Э; 6 — ZFC, H = 5 кЭ; 7 — FC, H = 5000 Э. На
и FC совпадают, что указывает на отсутствие гис-
верхней вставке: 1 — ZFC, H = 0; 2 — ZFC, H = 25 Э; 3 —
терезиса (упругий режим изменения намагниченно-
FC, H = 25 Э. На нижней вставке: 1 — ZFC, H = 150 Э; 2 —
сти). Очевидно, что в этом случае магнитный мо-
FC, H = 150 Э; 3 — ZFC, H = 5000 Э; 4 — FC, H = 5 кЭ
мент ориентируется перпендикулярно магнитному
полю.
324
ЖЭТФ, том 156, вып. 2 (8), 2019 Магнитные и сверхпроводящие свойства неоднородных слоистых структур. . .
I, c-1
Nb/Ni0.81Cu0.19(4). Сравним данные о температуре
слияния зависимостей ZFC и FC, полученных в
212
магнитных и нейтронных измерениях. На рис. 25,
26
приведены зависимости суммарной интенсив-
ности отраженных от структуры и пропущенных
210
через структуру Nb/Ni0.81Cu0.19(4) нейтронов I в
режимах ZFC и FC. Отметим, что интенсивность
1
I = I0 - Is определяется интенсивностью рассея-
ния нейтронов Is. Видно, что зависимости имеют
208
2
характерные значения температуры, при которых
4
зависимости ZFC и FC пересекаются. Зависимости
для положительных и отрицательных значений
206
поляризации нейтронов несколько различаются.
3
Это указывает на то, что рассеяние нейтронов
0
40
80
120
160
кроме рассеяния на доменных стенках происходит
T, K
на ядерно-магнитных кластерах. Видно также, что
зависимости рассеяния от поляризации нейтронов
Рис. 25. Зависимость интенсивности отраженных от струк-
различаются как для режимов FC и ZFC, так и для
туры и пропущенных через структуру Nb/Ni0.81Cu0.19(4)
двух значений магнитного поля. При этом, если в
нейтронов I(T ) в режимах ZFC и FC при H = 25 Э для
режиме ZFC магнитные моменты ориентированы
λ = 2Å ± 10% при tL = 3.5 мес.: 1 — ZFC, P0 = +1; 2 —
в направлении магнитного поля, то в режиме
ZFC, P0 = -1; 3 — FC, P0 = +1; 4 — FC, P0 = -1
FC моменты ориентированы против направления
магнитного поля. Для температуры блокировки
I, c-1
следуют значения 150 К при H = 25 Э (рис. 25) и
70 K при 150 Э (рис. 26). Это больше на 20-25 %
значений 125 и
56
К, полученных в магнитных
178
измерениях. Сама температура блокировки прак-
2
тически не зависит от поляризации нейтронов,
а значит, определяется в основном плотностью
176
доменных стенок.
1
На рис. 27 приведены зависимости поляризаци-
3
онной асимметрии зеркального отражения нейтро-
нов в режимах ZFC и FC в магнитном поле H = 70 Э
174
для структуры Nb/Ni0.81Cu0.19(2). Для температу-
4
ры блокировки получено значение 25 K, которое
в отличие от данных рассеяния нейтронов меньше
магнитометрического значения 29 K.
172
20
40
60
80
100
Как видно, нейтронные и магнитный методы да-
T, K
ют значения температуры блокировки, совпадаю-
Рис. 26. Зависимость интенсивности отраженных от струк-
щие с точностью 20-25 %. Очевидно, что разница
туры и пропущенных через структуру Nb/Ni0.81Cu0.19(4)
в значениях температуры блокировки для магнит-
нейтронов I в режимах ZFC и FC при H = 150 Э для
ных и нейтронных измерений определяется изме-
λ = 2±0.2Å при tL = 2 мес.: 1 — ZFC, P0 = +1; 2 — ZFC,
римыми величинами. Так, в магнитных измерениях
P0 = -1; 3 — FC, P0 = +1; 4 — FC, P0 = -1
определяется магнитный момент, который является
суммой моментов кластеров и доменов. С увеличе-
нием магнитного поля вклад доменов в суммарный
3.6. Нейтронные измерения
момент возрастает. Асимметрия отражения нейтро-
В работе [32] приведены детальные нейтрон-
нов пропорциональна намагниченности, которая, в
ные исследования магнитного поведения слоистой
свою очередь, пропорциональна магнитному момен-
структуры Nb/Ni0.65Cu0.35(4). Здесь мы приве-
ту структуры. Однако при отражении нейтронов по
дем результаты новых исследований структуры
сравнению с магнитными измерениями вклад по-
Nb/Ni0.65Cu0.35(4) и исследований структуры
верхности больше по сравнению с глубинной облас-
325
В. Д. Жакетов, Ю. В. Никитенко, Ю. Н. Хайдуков и др.
ЖЭТФ, том 156, вып. 2 (8), 2019
SR
нов I(T ) от температуры, начиная с 10 K и до 1.5 K
для трех экспериментов (зависимости 1-3). В пер-
0.08
вом эксперименте (Э1, зависимость 1) при 10 K уста-
2
навливалось магнитное поле 25 Э. Во втором экспе-
рименте (Э2, зависимость 2) при T = 10 K структу-
0.04
ра намагничивалась в поле 500 Э, после чего уста-
навливалось поле 25 Э и проводилось измерение с
изменением температуры от 10 K до 1.5 K. Зависи-
0
мость 3 (Э3) получена в эксперименте с магнитным
1
полем 200 Э аналогично тому, как была получена за-
-0.04
висимость 1. Видно, что в температурном диапазоне
5-8 K зависимость 2 проходит выше зависимости 1,
а зависимость 3 — выше зависимости 2. Это объяс-
-0.08
няется тем, что в экспериментах Э2 и Э3 структура
10
100
намагничена. При T = 4 K для всех экспериментов
T, K
и при T = 9 K в эксперименте Э2 интенсивность
уменьшается из-за рассеяния нейтронов на флукту-
Рис. 27. Зависимости поляризационной асимметрии зер-
ациях намагниченности при сверхпроводящем пере-
кального отражения нейтронов в режимах ZFC (1) и
ходе и увеличении плотности доменных стенок. Ес-
FC (2) в магнитном поле H
= 70 Э для структуры
Nb/Ni0.81Cu0.19(2). Для температуры блокировки получе-
ли при T = 9 К переход происходит из-за эффекта
но значение 25 K, которое в отличие от данных рассеяния
близости в прилегающем к слою ниобия магнитном
нейтронов меньше магнитометрического значения 29 K
слое, то при T = 4 K переход реализуется во всем
магнитном слое.
На реализацию сверхпроводящего перехода ука-
I, c-1
зывает также то, что при T = 4 K и T = 9 K регист-
рируется увеличение передачи момента нейтронов
152
в сторону увеличения угла скольжения отражен-
3
ных нейтронов и уменьшения угла скольжения пре-
ломленных нейтронов. Это объясняется неупругим
148
рассеянием нейтронов на флуктуациях намагничен-
ности. Величина переданной энергии в направле-
нии перпендикулярно границам раздела составляет
2
0.2 нэВ. Следует отметить, что действительная пе-
144
редача энергии на самом деле может быть несколь-
ко больше из-за не 100-процентной вероятности про-
цесса неупругого рассеяния, а также из-за передачи
140
1
момента в других направлениях.
При уменьшении температуры начиная с T
=
0
2
4
6
8
10
= 4 K растет асимметрия зеркального отражения
T, K
нейтронов
Рис. 28. Зависимость I(T ) для структуры Ni0.65Cu0.35(4)
S+R(T, T0) = (R+(T) - R+(T0))/(R+(T) + R+(T0))
при λ = 2Å и P0 = +1 в Э1 (1), Э2 (2) и Э3 (3). Ошибки
не превышают размеров точек
в «плюс»-спиновом состоянии (поляризация нейтро-
нов в направлении вектора магнитного поля). На
рис. 29 и 30 для T0 = 10 K приведены зависимос-
тью структуры. Интенсивность рассеяния нейтро-
ти S+R при H = 25 Э и значениях T = 5 K (рис. 29)
нов также определяется кластерами и доменными
и T = 1.5 K (рис. 30). Рост асимметрии зеркально-
стенками. Однако с увеличением магнитного поля
го отражения в фиксированном спиновом состоянии
рассеяние нейтронов все больше определяется кла-
при уменьшении температуры указывает на то, что
стерами.
намагниченность окружающей кластеры среды воз-
На рис. 28 для структуры Ni0.65Cu0.35(4) приве-
растает. В то же время, как следует из рис. 28, рассе-
дена зависимость суммарной интенсивности нейтро-
яние нейтронов на доменных стенках при T = 1.5 K
326
ЖЭТФ, том 156, вып. 2 (8), 2019 Магнитные и сверхпроводящие свойства неоднородных слоистых структур. . .
SR+
I, c-1
0.10
315
0.05
2
310
0
1
-0.05
305
-0.10
2
3
4
5
6
2
4
6
8
10
, Å
T, K
Рис. 29. Асимметрия отражения нейтронов в «плюс»-спи-
Рис. 31. Температурная зависимость интенсивности нейт-
новом состоянии S+R(5 K, 10 K) для структуры
ронов для структуры Nb/Ni0.81Cu0.19(4) в магнитное поле
Ni0.65Cu0.35(4)
25 Э при длине волны нейтронов λ = 2Å и поляризации
P0 = +1 (1) и P0 = -1 (2)
SR+
0.20
ента рассеяния нейтронов в магнитном поле 25 Э
0.15
в направлении уменьшения температуры. В целом
0.10
рассеяние растет при уменьшении температуры.
Наблюдается также периодическое изменение ин-
0.05
тенсивности рассеяния. Можно видеть, что поля-
ризационно-чувствительным, т. е. связанным с клас-
0
терами, рассеяние является только при определен-
-0.05
ных значениях температуры, а именно, в диапазо-
нах 8-8.5 K и 3-4 K, где рассеяние максимально.
-0.10
Отсюда можно сделать тот же, что и для структуры
V/FeV/V/FeV/Nb, вывод, что изменение доменной
-0.15
структуры приводит к движению магнитных момен-
2
3
4
5
6
, Å
тов кластеров благодаря изменению взаимодействия
двух систем.
Рис. 30. Асимметрия отражения нейтронов в «плюс»-спи-
На рис. 32 и 33 приведена спиновая асимметрия
новом состоянии S+R(1.5 K, 10 K) для структуры
отражения SR(T) для значений температуры 9 K
Ni0.65Cu0.35(4)
(рис. 32) и 1.5 K (рис. 33). Видно, что SR(1.5 K) ≈
≈ 0.7SR(9 K). Отсюда следует, что намагниченность
окружающей кластеры среды уменьшается по по-
практически не изменяется по сравнению с T = 5 K.
рядку величины на 30 % при уменьшении темпе-
Таким образом, действие сверхпроводимости в этом
ратуры от 9 K до 1.5 K. В результате из данных
случае сводится к повороту магнитных моментов
рис. 32, 33 следует, что с уменьшением температу-
доменов к направлению магнитного поля.
ры ниже Tc домены уменьшаются по размеру. Такое
Напомним, что, в отличие от данной структуры,
поведение доменной структуры коренным образом
для структуры V/FeV/V/FeV/Nb рост намагничен-
отличается от поведения доменных структур для
ности окружающей среды происходил за счет уве-
V/FeV/V/FeV/Nb и Ni0.65Cu0.35(4). Падение намаг-
личения размера доменов.
ниченности начинается с T = 4 K. Это указывает на
На рис. 31 для структуры Nb/Ni0.81Cu0.19(4)
то, что 4 K является температурой сверхпроводяще-
приведена температурная зависимость коэффици-
го перехода магнитного слоя при H = 25 Э.
327
В. Д. Жакетов, Ю. В. Никитенко, Ю. Н. Хайдуков и др.
ЖЭТФ, том 156, вып. 2 (8), 2019
SR
I, c-1
0.15
180
0.10
178
1
0.05
2
176
0
174
-0.05
1
2
3
4
5
6
2
4
6
8
10
, Å
T, K
Рис.
32. Спиновая асимметрия отражения SR(T ) для
Рис. 34. Температурная зависимость интенсивности нейт-
структуры Nb/Ni0.81Cu0.19(4) при T = 9 K и H = 25 Э
ронов для структуры Ni0.81Cu0.19(4) в магнитном поле
75 Э при длине волны нейтронов λ = 2Å и поляризации
= -1 (2)
нейтронов P0 = +1 (1) и P0
SR
0.10
I, c-1
164
0.05
163
1
162
0
161
2
-0.05
160
1
2
3
4
5
6
, Å
159
0
5
10
15
20
Рис.
33. Спиновая асимметрия отражения SR(T ) для
T, K
структуры Nb/Ni0.81Cu0.19(4) при H = 25 Э и T = 1.5 K
Рис. 35. Температурная зависимость интенсивности нейт-
ронов для структуры Ni0.81Cu0.19(4) в магнитном поле
На рис. 34, 35 приведены интенсивности коге-
150 Э при длине волны нейтронов λ = 2Å и поляризации
рентного распространения (отражение + пропуска-
нейтронов P0 = +1 (1) и P0 = -1 (2)
ние) I(T ) в магнитном поле 75 Э (рис. 34) и 150 Э
(рис. 35). В отличие от поля 25 Э, при уменьше-
нии температуры рассеяние в магнитном поле 75 Э
ра T = 2.5 K идентифицируется нами как темпера-
и 150 Э уменьшается. Очевидно, это связано, как и в
тура сверхпроводящего перехода в магнитном слое
случае с V/FeV/V/FeV/Nb, с увеличением размеров
при H = 75 Э и H = 150 Э. На зависимостях рис. 34
доменов, когда плотность доменных стенок умень-
и 35 перед T = 2.5 K наблюдается поляризационно-
шается. При T = 2.5 K наблюдается рассеяние, как
зависимое рассеяние нейтронов, обусловленное рас-
в случае T
= 4 K при H = 25 Э для структур
сеянием на кластерах. Из рис. 34 следует, что при
Nb/Ni0.65Cu0.35(4) и Nb/Ni0.81Cu0.19(4). Температу-
H = 75 Э моменты кластеров ориентируются или
328
ЖЭТФ, том 156, вып. 2 (8), 2019 Магнитные и сверхпроводящие свойства неоднородных слоистых структур. . .
перпендикулярно полю, или по полю (T
= 3.25,
дящего перехода магнитного слоя также зависит от
6, 7 K), или против поля (T
= 1.75, 4.5, 7.5 K).
величины магнитного поля. При сверхпроводящем
При H = 150 Э моменты ориентируются или пер-
переходе в структурах наблюдалось явление пере-
пендикулярно магнитному полю, или против поля
магничивания магнитного слоя и реверс магнитного
(T = 4.5, 6.5 K). В поведении намагниченности маг-
момента в небольшом магнитном поле, а также при
нитного слоя при 75 Э и 150 Э есть различие. В
его отсутствии.
магнитном поле 75 Э, как следует из зависимостей
С течением времени кластеры деградируют, а
асимметрии SR(T), намагниченность окружающей
слои в случае структуры V/FeV/V/FeV/Nb стано-
кластеры среды уменьшается, а в магнитном поле
вятся более однородными, при этом магнитные и
150 Э — увеличивается. Таким образом, поведение
сверхпроводящие свойства структур существенно
кластеров и доменов оказывается различным для
изменяются. В структурах Nb/NiCu атомы Ni и Cu
всех значений магнитного поля. В магнитном поле
со временем разделяются по глубине, образуя от-
75 Э одновременное уменьшение намагниченности и
дельные слои. В результате разделения элементов
увеличение размеров доменов является необычным.
Ni и Cu температура сверхпроводящего перехода в
Возможно, в этом случае происходит еще и умень-
структуре Nb/Ni0.81Cu0.19(4) уменьшается.
шение намагниченности насыщения. Следует также
Наблюдалось довольно быстрое, в течение
отметить, что при длинах волн, превышающих кри-
одной-двух недель после изготовления струк-
тическую длину волны (4Å для H = 25 Э и 5Å для
тур, изменение сверхпроводящих свойств, что,
H = 75, 150 Э), еще наблюдается расщепление ней-
по-видимому, связано с изменением неоднородной
тронной волны по углу отражения, обусловленное
структуры в плоскости магнитного слоя. Изменение
из-за магнитной неколлинеарности переходами ней-
магнитных характеристик структуры происходило
трона между спиновыми состояниями в магнитном
в течение нескольких месяцев, что коррелировало
поле [33]. Анализ показывает, что этот процесс про-
с изменением пространственных распределений
исходит у поверхности структуры в магнитном поле
элементов по глубине структуры.
в несколько килоэрстед. Такое значение поля на по-
верхности слоя ниобия может возникнуть только от
Благодарности. Авторы выражают благодар-
кластеров, магнитный момент которых ориентиро-
ность В. Л. Аксенову и Л. Я. Винникову за помощь
ван перпендикулярно или под ненулевым углом к
в исследованиях и обсуждение полученных резуль-
границам раздела.
татов, М. В. Авдееву и А. В. Томчуку за обсуждение
данных синхротронного малоуглового рассеяния.
4. ЗАКЛЮЧЕНИЕ
ЛИТЕРАТУРА
Основные выводы проведенных исследований
1. P. W. Anderson and H. Suhl, Phys. Rev. 116, 898
трех типов FS-структур состоят в следующем. Маг-
(1959).
нитные слои структурно неоднородны. Магнитные
свойства структур определяются магнитными кла-
2. А. И. Буздин, Л. Н. Булаевский, ЖЭТФ 94(6), 256
стерами нанометрового размера и ферромагнитны-
(1988).
ми доменами, а также толщиной магнитного слоя.
Кластеры и домены взаимодействуют. Действие
3. F. S. Bergeret, K. B. Efetov, and A. I. Larkin, Phys.
сверхпроводимости на магнитное состояние класте-
Rev. B 62, 11872 (2000).
ров сводится к изменению ориентации их магнит-
4. A. I. Buzdin, Rev. Mod. Phys. 77, 935 (2005).
ных моментов. Действие сверхпроводимости на до-
менную структуру приводит к изменению направ-
5. E. B. Sonin, Phys. Rev. B 66, 100504-1 (2002).
ления магнитных моментов доменов и изменению
их размера. Величина магнитного поля определяет
6. E. B. Sonin and N. A. Logoboy, J. Phys.: Conf. Ser.
150, 052245 (2009).
температуру сверхпроводящего перехода в структу-
ре и действие сверхпроводимости на магнитное со-
7. F. S. Bergeret, A. F. Volkov, and K. B. Efetov, Eur.
стояние. Для структур Nb/Ni0.65(0.81)Cu0.35(0.19) при
Phys. Lett. 66, 111 (2004).
температуре ниже температуры перехода в сверх-
проводящем слое происходит сверхпроводящий пе-
8. F. S. Bergeret and N. Garcia, Phys. Rev. B 70,
реход в магнитном слое. Температура сверхпрово-
052507 (2004).
329
В. Д. Жакетов, Ю. В. Никитенко, Ю. Н. Хайдуков и др.
ЖЭТФ, том 156, вып. 2 (8), 2019
9.
M. Y. Kharitonov, A. F. Volkov, and K. B. Efetov,
20.
K. Vad, A. Csik, and G. A. Langer, Spectroscopy
Phys. Rev. B 73, 054511 (2006).
Europe 21, 13 (2009).
10.
T. K. Ng and C. M. Varma, Phys. Rev. Lett. 78, 330
21.
G. Beaucage, J. Appl. Cryst. 28, 717 (1995).
(1997).
22.
G. Beaucage, H. K. Kammler, and S. E. Pratsinis, J.
11.
E. B. Sonin and I. Felner, Phys. Rev. B 57, R14000
Appl. Crystall. 37, 523 (2004).
(1998).
23.
C. M. Sorensen and G. C. Roberts, J. Coll. Interf.
12.
S. V. Dubonos, A. K. Geim, K. S. Novoselov, and
Sci. 186, 447 (1997).
I. V. Grigorieva, Phys. Rev. B 65, 220513 (R) (2002).
24.
R. Prozorov, Y. Yeshurun, T. Prozorov, and A. Ge-
13.
F. S. Bergeret, A. F. Volkov, and K. B. Efetov, Appl.
danken, Phys. Rev. B 59, 6956 (1999).
Phys. A 89, 599 (2007).
25.
С. Monton, F. de la Cruz, and J. Guimpel, Phys. Rev.
14.
G. Novak, H. Zabel et al., Phys. Rev. B 78, 134520
B 75, 064508 (2007).
(2008).
26.
S. W. Han, J. Farmer, H. Kaiser et al., Phys. Rev.
15.
Ю. В. Никитенко, В. Г. Сыромятников, Рефлекто-
B 62, 9784 (2000).
метрия поляризованных нейтронов, Физматлит,
27.
A. E. Koshelev and A. I. Larkin, Phys. Rev. B 52,
Москва (2013).
13559 (1995).
16.
П. В. Лексин, А. А. Камашев, Н. Н. Гарифьянов
28.
E. P. Wohltarth, J. Phys. 10, 241 (1980).
и др., Материалы XX Симпозиума «Нанофизика и
наноэлектроника», Том 1, с. 77, 14-18 марта, Ниж-
29.
L. E. Wenger and J. D. Mydosh, Phys. Rev. B 29,
ний Новгород (2016).
4156 (1984).
17.
С. Н. Вдовичев, Ю. Н. Ноздрин, Е. Е. Пестов,
30.
S. Mironov, A. S. Melnikov, and A. Buzdin, Appl.
П. А. Юнин, А. В. Самохвалов, Письма в ЖЭТФ
Phys. Lett. 113, 022601 (2018).
104, 336 (2016).
31.
C. G. Robbins, H. Claus, and P. A. Beck, Phys. Rev.
18.
В. Д. Жакетов, Ю. В. Никитенко, Ф. Раду,
Lett. 22(24), 1307 (1969).
А. В. Петренко, А. Чик, М. М. Борисов, Э. Х. Му-
хамеджанов, В. Л. Аксёнов, ЖЭТФ
151,
132
32.
В. Д. Жакетов, Ю. В. Никитенко, А. В. Петренко,
(2017).
С. Н. Вдовичев, А. В. Чураков, А. Чик, ЖЭТФ
154, 594 (2018).
19.
В. Д. Жакетов, Ю. В. Никитенко, А. В. Петренко,
А. Чик, В. Л. Аксенов, Ф. Раду, ЖЭТФ 152, 565
33.
V. L. Aksenov, Yu. V. Nikitenko, and S. V. Kozhev-
(2017).
nikov, Physica B 297, 94 (2001).
330
