Поверхность. Рентгеновские, синхротронные и нейтронные исследования, 2021, № 11, стр. 51-57

ВВЕДЕНИЕ

Гибридные структуры ферромагнетик–сверхпроводник уже на протяжении десятилетий широко исследуют в силу их интересных физических свойств и множества возможных приложений [1–7]. К фундаментальным вопросам в первую очередь относится вопрос сосуществования сверхпроводимости и магнетизма. Проблема включает такие вопросы, как подавление сверхпроводимости полем Зеемана и обменным полем ферромагнетика, подавление сверхпроводимости при отражении сверхпроводящих пар от границы раздела сверхпроводник–ферромагнетик, роль спин-орбитального взаимодействия на границе раздела, проникновение сверхпроводимости в ферромагнетик и многое другое [2, 5, 7–17]. Многочисленные ссылки по теме могут быть найдены в недавних обзорах [5, 6, 18–21]. На основе структур ферромагнетик–сверхпроводник предложены такие низкотемпературные устройства, как фазовращатели, спиновые клапаны, магниторезистивные переключатели и другие приборы. В основе работы таких устройств лежит перемагничивание ферромагнитного слоя [3, 6, 22–24]. В настоящей работе исследуется кинетика перемагничивания двухслойных гибридных структур LSMO/YBCO и показано влияние ферромагнитного слоя на картину проникновения магнитного потока в сверхпроводник и изменение процесса перемагничивания ферромагнетика из-за наличия сверхпроводящего слоя, происходящее в магнитных полях различных ориентаций.

МЕТОДИКА ЭКСПЕРИМЕНТА

Эксперименты проводились на эпитаксиальных пленках La_0.7Sr_0.3Mn0₃ (LSMO), YBa₂Cu₃O₇ (YBCO) и двухслойных пленках La_0.7Sr_0.3Mn0₃/YBa₂Cu₃O₇ (LSMO/YBCO), изготовленных на монокристаллических подложках LaAlO₃ (LAO) ориентации (100) методом магнетронного распыления на горячую подложку (~700°C при напылении LSMO, ~780°C при напылении YBCO). Пленки LSMO были ферромагнитными в области температур 15–336 К. Пленки YBCO/LAO переходили в сверхпроводящее состояние при температуре 88 К с шириной перехода ~1 К, а в структурах YBCO/LSMO/LAO переход начинался при 87 К, но был значительно шире – ~4 К. Подробно условия изготовления пленок, их связь с кристаллической структурой и усредненной по площади образца электропроводностью изложены в [25–27].

Исследования магнитных свойств пленок и кинетики перемагничивания структур выполняли методом магнитооптической визуализации распределения магнитного потока в сверхпроводящих слоях структур и визуализации магнитной доменной структуры в магнитных слоях с помощью пленок иттрий-железистого граната (ИЖГ) с плоскостной намагниченностью, с углом вращения плоскости поляризации света около 0.01° на 1 Э магнитного поля, перпендикулярного поверхности пленки. Наблюдения проводили в поляризационно-оптическом микроскопе при раскрещенных на угол порядка 6° поляризаторе и анализаторе. Поэтому наличие перпендикулярной компоненты индукции в одном направлении приводило к просветлению изображения исследуемого образца, а в противоположном – к его затемнению. Пленку ИЖГ помещали непосредственно на плоскую поверхность исследуемого образца. Поскольку перпендикулярная компонента магнитной индукции сохраняется на границе раздела двух сред, в том числе на границе ферромагнетика (или сверхпроводника) с ИЖГ, то именно ее пространственное распределение удается наблюдать с оптическим пространственным разрешением и чувствительностью к полю не хуже 1 Гс. Визуализация магнитной доменной структуры и анализ полей рассеяния над доменными границами и на краях образцов позволяли определять направления векторов намагниченности в доменах и тип магнитных доменных границ [28]. Следует заметить, что обычно для повышения чувствительности магнитооптической визуализации на поверхность гранатовой пленки напыляют слой, отражающий свет. В данном случае этот слой применялся не всегда. В частности, при наблюдении захвата магнитного потока в структуру YBCO/LAO был использован прозрачный индикатор. Вследствие прозрачности граната можно было одновременно видеть границы двойников в LAO и распределение магнитного потока в YBCO. Но поскольку LAO тоже прозрачен, на изображение образца наслаивалось отражение от шероховатой поверхности холодного пальца криостата, на который был приклеен образец, что значительно ухудшало качество изображения, накладывая на него рябь. Во всех остальных экспериментах был использован стандартный подход. Метод магнитооптической визуализации позволяет исследовать не только квазистатику, но и динамику перемагничивания структур. Для этого проводят синхронизированную с разверткой поля (плавной или импульсной) покадровую съемку картин распределения магнитного потока с заданным интервалом времени между кадрами, а затем сравнивают (вычитают попиксельно) изображения. Из разностных картин извлекают информацию о расстоянии, пройденном границей за заданный интервал времени, т.е. о скорости смещения или дрейфа магнитных доменных границ, о стабильности или релаксации потока в сверхпроводнике.

Магнитное поле создавали с помощью катушек Гельмгольца, что обеспечивало хорошую однородность поля ~0.5% в области исследуемого образца. Совпадение с плоскостью образца при исследованиях процессов перемагничивания под действием плоскотного поля проверяли по отсутствию перпендикулярной компоненты индукции с помощью магнитооптической визуализации, чувствительность которой не хуже 1 Э. При приложении плоскотного поля ~1000 Э это обеспечивало контроль параллельности с точностью до 0.2°. Как правило, в экспериментах по исследованию кинетики перемагничивания структур использовали пилообразную развертку поля за время от 1 до 1000 с. Эксперименты проводили в области температур 15–340 К в оптическом проточном гелиевом криостате, изготовленном в ИФТТ РАН.

РЕЗУЛЬТАТЫ

Согласно рентгеновским исследованиям [25] пленки LSMO были монокристаллическими. Однако поляризационно-оптические наблюдения позволили установить, что небольшие участки исследуемых пленок манганита были задвойникованы. Двойники были сосредоточены в полосах шириной ~0.5 мм. Границы двойников были ориентированы параллельно одной из сторон прямоугольного образца (размер образца ~5 × 10 мм). Двойниковая структура наследовалась от подложки LAO. Остальная, бóльшая часть образца была свободна от двойников. Магнитная доменная структура пленок LSMO в значительной степени определялась кристаллографией пленок. При охлаждении от температуры Кюри без магнитного поля в области двойников формировались домены с плоскостной намагниченностью, ориентированной вдоль направлений типа [110]. Границы доменов совпадали с границами двойников, направление намагниченности в соседних доменах чередовалось, совпадая с [011] и [0$\overline 1 $1] (рис. 1). Домены были разделены 90°-ми границами, разворот векторов намагниченности в которых происходил в плоскости границ. Направление разворота в соседних границах чередовалось, при этом векторы средней намагниченности в соседних границах были направлены противоположно. На магнитооптическом изображении доменной структуры (рис. 1а) это видно, как чередование черных и белых доменных границ.

Рис. 1.

Спонтанная магнитная доменная структура пленки LSMO в задвойникованной (а) и свободной от двойников (б) областях. Белые стрелки показывают направление намагниченности в доменах.

В свободной от двойников области спонтанно формировалась структура из бесформенных мелкомасштабных доменов с перпендикулярной намагниченностью (рис. 1б), которая после перемагничивания плоскостным полем преобразовывалась в монодомен с намагниченностью в плоскости вдоль одного из легких плоскостных направлений намагниченности.

Пленки YBCO, изготовленные на подложках LAO, также были монокристаллическими [25]. Наличие двойников в LAO (рис. 2а) практически не сказывалось на однородности проникновения и захвата магнитного потока вдоль сверхпроводящей полоски (рис. 2б). Профиль распределения потока по образцу был типичным для тонких пленок сверхпроводника (рис. 2в). Отдельные двойниковые границы, просматривающиеся на рис. 2б в виде тонких полос справа и слева от изображения YBCO с захваченным магнитным потоком, были декорированы вихрями. Это свидетельствует о том, что пленка YBCO наследует некоторые из двойников LAO. Аналогичное декорирование двойниковых границ, но с гораздо лучшим разрешением, наблюдалось ранее на образцах YBCO с помощью метода высокоразрешающего декорирования [29, 30].

Рис. 2.

Фотография двойниковой структуры образца YBCO/LAO (а), картины распределения магнитного потока (б) и профиль распределения вертикальной компоненты индукции в YBCO, снятый в направлении, указанном черной стрелкой (в). Сквозь тонкую пленку YBCO и прозрачную подложку LAO (б) просвечивает шероховатая поверхность холодного пальца криостата, давая подобную шуму рябь. Справа и слева от полоски YBCO на фоне ряби различимы тонкие горизонтальные полоски, соответствующие границам двойников в LAO, наследуемых YBCO.

Картина проникновения и захвата потока в структуры YBCO/LSMO/LAO оказалась намного сложнее (рис. 3). Вдоль двойников магнитный поток входил в сверхпроводник на меньшую глубину, чем в областях, свободных от двойников (рис. 3а). Поперек двойников поток как бы “упирался” в двойниковые границы и “впрыскивался”, преодолевая их, прорываясь вглубь через слабые места барьеров (рис. 3б). Совершенно неожиданным оказалось, что на свободных от двойников участках образцов поток также входил в сверхпроводник не однородным фронтом, а “впрысками”, причем картины проникновения потока с двух взаимно перпендикулярных сторон выглядели идентичными (рис. 3в). Масштаб неоднородностей в распределении потока виден из профилей индукции, приведенных на рис. 3г.

Рис. 3.

Картины проникновения перпендикулярного магнитного потока в образец YBCO/LSMO/LAO в направлении вдоль (а), поперек двойников (б), а также в области образца, свободной от двойников (в), и профили распределения проникающего в образец магнитного потока (г), снятые в направлениях, показанных стрелками 1–3 (для удобства сравнения кривые 1 и 2 смещены по вертикали).

Совсем необычной оказалась картина проникновения в структуру YBCO/LSMO/LAO плоскостного магнитного поля (рис. 4). Проникая в сверхпроводник, оно преобразовывалось в перпендикулярный знакопеременный поток (рис. 4в). При достаточно высокой температуре T = 85 К фронт входящего перпендикулярного потока был довольно ровным. За полосой потока с одним перпендикулярным направлением индукции следовала полоса с противоположным направлением индукции. Затем, с затухающей амплитудой, продолжалось чередование полос с изменяющимся направлением индукции (кривая 1). В двойниковую область (рис. 4а, правая половина образца) поток проникал примерно на 20% глубже, чем в область, свободную от двойников, но принципиальных изменений в характере проникновении потока не наблюдалось. При низкой температуре (рис. 4б) картина проникновения плоскостного поля качественно воспроизводилась. Но поток входил не ровным фронтом, а “впрысками”, образуя чередующиеся капли магнитного потока с противоположным направлением индукции (рис. 4в, кривые 2, 3).

Рис. 4.

Картины проникновения плоскостного магнитного поля в образец YBCO/LSMO/LAO при температуре 85 (а) и 27 К (б) и профили распределения проникающего в образец перпендикулярного магнитного потока (в), снятые в направлениях, показанных стрелками 1–3 (для удобства сравнения кривые 1 и 2 смещены по вертикали).

ОБСУЖДЕНИЕ РЕЗУЛЬТАТОВ

В результате проведенных исследований кинетики перемагничивания гибридных структур YBCO/LSMO/LAO было установлено, что двойниковую структуру LAO наследуют пленки LSMO и YBCO, изготовленные на LAO. Было показано, что наличие двойников определяет вид доменной структуры LSMO и влияет на проникновение перпендикулярного магнитного потока в YBCO, но наличие двойников несущественно для проникновения плоскостного поля.

Рассмотрим, в чем может заключаться принципиальная разница при проникновении перпендикулярного и плоскостного магнитного поля в гибридную структуру сверхпроводник–магнетик. В экспериментах ферромагнетик – это тонкая магнитная пленка, латеральные размеры которой в 10⁷ раз отличаются от ее толщины. Поэтому размагничивающий фактор N ~ 4πM_s, где M_s – намагниченность насыщения манганита, т.е. прикладываемое к пленке перпендикулярное магнитное поле ослаблено полями рассеяния. И, как следствие, перемагничивание такой пленки в перпендикулярном поле затруднено. Напротив, фактор N для плоскостного поля пренебрежимо мал, т.е. экранировка приложенного поля отсутствует.

В области двойниковых границ в LSMO формируется доменная структура с плоскостной намагниченностью в доменах и перпендикулярной в доменных границах. Поэтому уже при охлаждении гетероструктуры LSMO/YBCO ниже T_c сверхпроводника над границами спонтанно зарождается вихревая фаза с направлением вектора индукции, соответствующим направлению полей рассеяния над доменными границами в магнетике (рис. 1). Входящие в сверхпроводник под действием перпендикулярного магнитного поля вихри свободно движутся вдоль границ по свободному от “вмороженных” вихрей пространству, но их движение поперек затруднено, так как в области границ уже имеется большая плотность вихрей, и их плотную цепочку надо преодолеть. Отсюда должно возникать сначала скопление вихрей вблизи двойниковых границ, а затем их прорыв. При прорыве вихрей можно ожидать их ускорения, а значит и повышения локальной температуры, т.е. образования локальной области с пониженными сверхпроводящими свойствами. В таком случае вихри из соседних областей, в соответствии с образовавшимся градиентом, устремятся в образовавшуюся брешь и будут проскальзывать туда до установления нового локального равновесия. Так появляются локальные “впрыски” вихрей в направлении, перпендикулярном двойниковым границам.

В области, свободной от двойников, в пленке манганита находится либо доменная структура, состоящая из мелких доменов с перпендикулярной намагниченностью (рис. 1), либо метастабильная структура с плоскостной намагниченностью, которая легко рассыпается на мелкие домены при перемагничивании [28]. Естественно предположить, что перпендикулярный магнитный поток будет проникать в сверхпроводник, взаимодействуя с полями рассеяния на этих доменах, и это будет причиной неоднородности фронта потока.

Теперь рассмотрим проникновение плоскостного поля. Как уже упоминалось, для плоскостного поля размагничивающий фактор практически нулевой. Прикладываемое плоскостное магнитное поле “втягивается” в магнитный слой. Отсюда вблизи края магнетика возникает перпендикулярная компонента индукции. Она экранируется сверхпроводником, напыленным на магнетик, т.е. на некотором расстоянии l от вдоль края сверхпроводника течет ток, создающий экранирующее магнитное поле. Но в области, удаленной от края более чем на l, этот ток, в свою очередь, создает поле обратного знака, которое подмагничивает ферромагнитный слой и тем самым вводит в сверхпроводник некоторое количество вихрей с обратной намагниченностью. По мере намагничивания ферромагнетика фронт перпендикулярного входа поля продвигается вглубь структуры. Но нормальная, характерная для магнетика узкая доменная граница на фронте перемагничивания не формируется из-за взаимодействия с вихрями. Поэтому в сверхпроводник “вползает” широкая полоса перпендикулярного потока, а перед ним – не менее широкая, но меньшая по интенсивности поля полоса потока обратного знака.

При низкой температуре имеет место тот же самый эффект, но критический ток там намного выше. Соответственно, полоса, по которой течет экранирующий ток, становится ýже и оказывается сравнимой с характерным размером доменов. Поэтому становится возможным локальное перемагничивание манганита, образование новых или расширение существующих доменов, что может приводить к фрагментарности магнитного потока. Надо отметить, что в случае магнитомягкого ферромагнетика и сильного сверхпроводника [31] аналогичных эффектов не наблюдается. Там сверхпроводник изменяет вид и тип доменных границ и приводит к эффекту “bias”, т.е. к асимметрии полей перемагничивания, а при охлаждении структур в присутствии доменных границ отчетливо наблюдается взаимодействие входящего потока с вихрями, зародившимися на границах, и появляется память исходного состояния.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Таким образом, исследована кинетика перемагничивания гибридных наноструктур LSMO/YBCO, изготовленных на монокристаллической подложке LAO в магнитных полях различной ориентации. Выявлен ряд специфических черт проникновения магнитного потока в сверхпроводник, объяснить которые удается при учете влияния полей рассеяния жесткого ферромагнетика на сверхпроводник.