КРИСТАЛЛОГРАФИЯ, 2007, том 52, № 3, с. 403-409
МАГНЕТИЗМ, СИЛЬНОКОРРЕЛИРОВАННЫЕ ЭЛЕКТРОННЫЕ СИСТЕМЫ
УДК 548.732
ОСОБЕННОСТИ МАГНИТНОГО состояния слоистои НАНОСТРУКТУРЫ ФЕРРОМАГНЕТИК-СВЕРХПРОВОДНИК Fe-V
© 2007 г. В. Л. Аксёнов1, 2, Ю. В. Никитенко2, А. В. Петренко2, В. М. Уздин3, Ю. Н. Хайдуков2, X. Цабель4
1 Российский научный центр "Курчатовский институт", Москва, Россия
2 Объединенный институт ядерных исследований, Дубна, Россия
E-mail: khaiduk@nf.jinr.ru
3 Санкт-Петербургский государственный университет, Россия
4 Рурский университет, Бохум, Германия Поступила в редакцию 27.11.2006 г.
Представлены результаты исследований магнитного состояния наноструктуры V(39 нм)/20 [V(3 нм)^е(3 нм)], проведенных методом рефлектометрии поляризованных нейтронов при температуре от 1.6 до 30 К и напряженности магнитного поля от 0.2 до 15 кЭ. Полученные данные указывают на возможное влияние сверхпроводимости слоев ванадия на магнитное упорядочение, как в глубь структуры, так и в ее плоскости.
PACS: 78.67.Pt
ВВЕДЕНИЕ
Явлению сосуществования сверхпроводимости (S) и ферромагнетизма (FM) в слоистых структурах посвящено много работ (например, обзор [1]). В S/FM структурах существует эффект близости, заключающийся в проникновении сверхпроводящих пар из S-слоя в FM-слой и установлении в нем сверхпроводящего параметра порядка (СПП) и модифицированного сверхпроводимостью ферромагнитного параметра порядка (ФПП). Помимо эффекта близости в S/FM-струк-турах возможен обратный эффект близости [2, 3], заключающийся в намагничивании S-слоя. В магнитно-неколлинеарных S/FM-структурах возможно также существование триплетной сверхпроводимости [4]. Триплетная пара, обладая ненулевым спином, способна проникать глубже в FM-слой по сравнению с куперовской парой. Сверхпроводимость может влиять также на косвенное обменное взаимодействие РККИ-типа FM-слоев через S-слои. Например, в [5] было показано, что включение сверхпроводимости не приводит к переходу ферромагнитного упорядочения в антиферромагнитное, а для величины косвенного обменного взаимодействия выполняется соотношение J(T = 0, норм. состояние) > J(T = 0) > J(T = TC). Из этого неравенства следует, что сверхпроводимость стремится уменьшить обменное взаимодействие. При этом по мере приближения к температуре сверхпроводящего перехода, обменное взаимодействие подавляется сильнее.
К настоящему времени накоплен большой экспериментальный материал по зависимости Тс, критических полей НС1 и НС2 и магнитного момента FM-слоя от параметров структуры (толщины FM- и S-слоев [6], концентрации FM-атомов [7] и др.), температуры и напряженности магнитного поля. Основными экспериментальными методами исследования являются магнитооптический эффект Керра, ферромагнитный резонанс и СКВИД-магнитометрия.
Следует отметить, что в данном случае изменения обменного взаимодействия происходят в нанометровом масштабе. Поэтому перспективным является применение рефлектометрии поляризованных нейтронов (РПН), позволяющей измерять ядерный и магнитный пространственные профили с нанометровым разрешением. По существу в данном случае РПН является единственным прямым методом измерения. В [8] сообщалось об измеренных с помощью РПН изменениях магнитного профиля в слоистой структуре Pd(1.5 нм)/У(33 нм)/Ре50У50(5 нм)/ГУ(4.5 нм)/ Fe(4.5нм)]/MgO, происходящих при переходе толстого слоя ванадия V(33 нм) в сверхпроводящее состояние.
В данной работе методом РПН исследована структура Pd(1.5 нм)/У(39 нм)/Ре(3 нм)/20 х х ^(3 нм)/Ре(3 нм)]/MgO, отличающаяся тем, что в контакте с толстым слоем ванадия V(39 нм) находится чистый слой железа Fe(3 нм). Методической особенностью данной работы является ис-
403
2*
пользование режима стоячих нейтронных волн, генерация и регистрация которого с помощью поляризованных нейтронов была впервые выполнена в [9]. Благодаря этому была определена асимметрия степени магнитной неколлинеарности вектора намагниченности относительно границы раздела S/FM.
МЕТОДИКА И ТЕХНИКА ИЗМЕРЕНИЙ
Нейтронные измерения были проведены в основном на времяпролетном спектрометре РЕМУР [10], на реакторе ИБР-2 Объединенного института ядерных исследований (Дубна, Московская область). Отдельные измерения проводились на монохроматических спектрометрах Д17 и АДАМ института им. Лауэ-Ланжевена (Гренобль, Франция) [11, 12]. При измерениях на РЕМУР в интервале длин волн нейтронов 1.5-10 Â использовался полный поляризационный анализ и позиционно-чув-ствительное детектирование. Это позволило измерить кривые зеркального и диффузного рассеяния нейтронов RV(Q) в диапазоне переданных импульсов Q = 0.002 - 0.4 Â-1. Здесь символами "ц" и "v" обозначается знак проекции спина нейтрона на направление внешнего магнитного поля H до и после рассеяния нейтронов соответственно. При проведении низкотемпературных измерений использовался криостат ОРАНЖ [13], снабженный крио-магнитом. Данный криостат позволяет устанавливать на образце температуру в диапазоне 1.6-600 К с точностью 0.02 K и магнитное поле напряженностью до 20 кЭ. Измерения проводились с магнитным полем, направленным параллельно плоскости образца. Следующая процедура использовалась при установке температуры и магнитного поля. На отогретый выше температуры сверхпроводящего перехода образец накладывалось магнитное поле напряженностью 10-15 кЭ, направленное противоположно направлению рабочего магнитного поля. Затем магнитное поле уменьшалось до нуля, и образец охлаждался до температуры 1.6 К. После этого выставлялись рабочие значения напряженности магнитного поля и температуры. Следующее измерение с нейтронами проводилось после повышения температуры до нового рабочего значения. При этом никаких манипуляций с магнитным полем не проводилось. Таким образом, снималась температурная зависимость состояния образца. Время одного нейтронного измерения составляло 4-12 ч. При этом статистическая точность счета нейтронов в одном временном канале длительностью 128 мкс составляла 20-30%. Для увеличения статистической точности в 2-3 раза экспериментальные данные суммировались по 5-10 временным каналам.
Исследуемый образец (слоистая структура) был приготовлен методом магнетронного напыления на подложке из MgO размером 20 х 20 х 1 мм. Слоистая структура состоит из относительно толстого сверхпроводящего слоя ванадия (S) толщиной 39 нм, который примыкает к периодической структуре (ПС) из двадцати (n = 20) Fe/V бислоев толщиной D = 6.3 нм. ПС играет роль генератора стоячих нейтронных волн [14].
Образец был оттестирован на рентгеновском рефлектометре в университете Упсала (Швеция). Кривая характеризуется наличием брэгговских максимумов порядков n = 1, 3 и 5. Четные порядки для данной структуры были подавлены, так как толщины слоев железа и ванадия были одинаковы. Найденные из подгонки среднеквадратичные высоты шероховатостей составляли 5.4 Ä и 4.0 Ä для интерфейсов ванадий на железе (далее V/Fe) и железо на ванадии (далее Fe/V) соответственно. Причиной таких сравнительно больших значений шероховатостей, возможно, является трехмерный рост ПС [15]. Трехмерный рост приводит к появлению суперпарамагнитных (СПМ) кластеров железа на интерфейсах.
Магнитометрические измерения при комнатной температуре были проведены в Дубне. Петли гистерезиса характеризуются наличием ступенек при значениях внешнего магнитного поля ниже поля насыщения. Данные ступеньки характерны для слоистых систем с биквадратным упорядочением (например, [16] и цитированную в ней литературу). Причиной биквадратного упорядочения в данной системе, по-видимому, являются СПМ-кластеры. При повороте образца вокруг оси, перпендикулярной его плоскости, наблюдается изменение высоты и ширины ступенек, что свидетельствует о наличии магнитной анизотропии.
Из данных [17] следует, что температура сверхпроводящего перехода толстого слоя ванадия составляет ~3.7 К. При этом для длины когерентности, глубины проникновения магнитного поля, значений первого и второго критических полей было определено расчетами ^ ~ 145 Ä, X = 870 Ä, HC1(0) = 4.7 кЭ и HC2(0) = 12.7 кЭ соответственно.
РЕЗУЛЬТАТЫ НЕЙТРОННЫХ ИЗМЕРЕНИЙ И ИХ ОБСУЖДЕНИЕ
На рис. 1 приведены температурные зависимости интегральной по первому брэгговско-му пику интенсивности зеркального отражения
I+ = Jl+( Q)dQ, измеренные при повышении
температуры от 1.7 до 30 К (кривая прямого хода) и при понижении температуры от 30 до 1.7 К
Интенсивность, отн. ед. 1.80
1.65
1.50 1.04 1.03
1.02
0 2 4 6 8 10 12 14 16 18
т, К
Рис. 1. Кривые прямого (1) и обратного хода (2) 1++(Т) и прямого хода 1+(Т) (3), полученные при Н = 1 кЭ.
(кривая обратного хода). Там же представлена зависимость прямого хода интегральной по телесному углу детектирования нейтронов интенсивности диффузного рассеяния в окрестности первого порядка отражения 1+ = | /++ (2, Q)dQdQí.
Видно, что в случае прямого хода кривая диффузного отражения антифазна кривой зеркального отражения. Отсюда следует, что в плоскости образца существуют магнитные домены, направление намагниченности в которых изменяется в зависимости от температуры. Изменения в направлении намагниченности наиболее значительны в интервале 1.6-7 К, который включает диапазон существования сверхпроводимости в слоях ванадия. Из рис. 1 видно, что при увеличении температуры выше 7 К диффузное рассеяние стремится к максимальному значению. При этом осцилляции интенсивности рассеяния нейтронов затухают. Это "высокотемпературное" состояние можно объяснить или увеличением размеров доменов, или разупорядочиванием направлений их намагниченности. Кривая обратного хода довольно гладкая вплоть до 9 К. Ниже 9 К кривая обратного хода осциллирует со значительно меньшей амплитудой, чем кривая прямого хода, демонстрируя, что "высокотемпературное" состояние практически не изменяется и сохраняется вплоть до низкой температуры 1.7 К.
На рис. 2 представлены экспериментальные зависимости коэффициента отражения нейтронов Я(О) для "++", "—", "-+" спиновых состояний при напряженности магнитного поля Н = 1кЭ и значениях температуры Т = 1.7 К (~0.5ТС), Т = 3.5 К
R++ 10-1
10
10-
10-
1-3
R--10-1
10
10
10
R-+ 10-
Для дальнейшего прочтения статьи необходимо приобрести полный текст. Статьи высылаются в формате PDF на указанную при оплате почту. Время доставки составляет менее 10 минут. Стоимость одной статьи — 150 рублей.