МАГНИТНЫЙ ЭФФЕКТ БЛИЗОСТИ НА ГРАНИЦЕ …ЖЭТФ,2016,том149,вып.4,стр.852–863 c 2016 МАГНИТНЫЙ ЭФФЕКТ БЛИЗОСТИ НА

ЖЭТФ, 2016, том 149, вып. 4, стр. 852–863 c© 2016

МАГНИТНЫЙ ЭФФЕКТ БЛИЗОСТИ НА ГРАНИЦЕКУПРАТНОГО СВЕРХПРОВОДНИКА С ОКСИДНЫМ

СПИНОВЫМ КЛАПАНОМ

Г. А. Овсянников a,b*, В. В. Демидов a, Ю. Н. Хайдуков c,d, Л. Мустафа c,

К. И. Константинян a, А. В. Калабухов b,d, Д. Винклер b

aИнститут радиотехники и электроники им. В. А. Котельникова Российской академии наук125009, Москва, Россия

b Chalmers University of TechnologySE-41296, Gothenburg, Sweden

cMax-Planck Institute for Solid State ResearchD-70569, Stuttgart, Germany

dНаучно-исследовательский институт ядерной физики,Московский государственный университет им. М. В. Ломоносова

119991, Москва, Россия

Поступила в редакцию 20 октября 2015 г.

Гетероструктура, состоящая из купратного сверхпроводника YBa2Cu3O7−δ и спинового клапана руте-нат/манганит (SrRuO3/La0.7Sr0.3MnO3), была исследована методами СКВИД-магнитометрии, ферро-магнитного резонанса и нейтронной рефлектометрии. Было показано, что из-за влияния магнитногоэффекта близости в сверхпроводящей части гетероструктуры возбуждается магнитный момент, а в ком-позитной ферромагнитной прослойке происходит подавление магнитного момента. Величина намагни-ченности, возникающей в сверхпроводнике, по порядку величины совпадает как с расчетами с учетомнаведенного магнитного момента атомов Cu из-за орбитальной реконструкции на границе сверхпровод-ника с ферромагнетиком, так и в модели, учитывающей изменение плотности состояний на расстояниипорядка длины когерентности в сверхпроводнике. Полученная из эксперимента величина характернойдлины проникновения магнитного момента в сверхпроводник существенно превышает длину когерент-ности купратного сверхпроводника, что указывает на доминирование механизма наведенного магнитногомомента атомов Cu.

DOI: 10.7868/S0044451016040143

1. ВВЕДЕНИЕ

Проникновение ферромагнитных корреляций всверхпроводник (S) и сверхпроводящих корреляцийв ферромагнетик (F) при наличии контакта меж-ду ними в настоящее время привлекает повышен-ный интерес [1, 2]. В случае контакта с нормаль-ным металлом ферромагнитные корреляции из фер-ромагнетика проникают в нормальный металл намалое (порядка межатомного) расстояние из-за ло-кальности обменного взаимодействия (см., напри-мер, [3]). В работах [4–6] было показано теорети-

* E-mail: [email protected]

чески, что в сверхпроводнике на границе с ферро-магнетиком под действием обменного поля происхо-дит изменение плотности состояний из-за ее отличиядля электронов со спином вверх и электронов со спи-ном вниз. Позднее также теоретически было показа-но, что знак и величина магнитного момента, возни-кающего в сверхпроводнике, сильно зависят от пара-метров S/F-границы, таких как прозрачность грани-цы, наличие примесей и толщины слоев [7–9]. Влия-ние параметров спин-активного барьера на S/F-гра-нице на магнитный момент в сверхпроводнике бы-ло рассмотрено теоретически в [10], а возникнове-ние аномального магнитного отклика в нормальномметалле в контакте со спиновым клапаном S/F1F2,генерирующим триплетные сверхпроводящие кор-

852

http://dx.doi.org/10.7868/S0044451016040143

ЖЭТФ, том 149, вып. 4, 2016 Магнитный эффект близости на границе. . .

реляции, приведено в работе [11]. Эксперименталь-ное исследование магнитного эффекта близости вS/F-структурах на основе металлических ферромаг-нетиков и обычных сверхпроводников, проведенноеразнообразными методами (ферромагнитный резо-нанс, мюонное рассеяние, нейтронное рассеяние идр.) [12–15], в целом подтвердило выводы теории.Из структур на основе купратных сверх-

проводников, имеющих малую длину коге-рентности и анизотропную сверхпроводящующель, исследовались, в основном, сверхрешеткиYBa2Cu3O7/La2/3Ca1/3MnO3 (YBCO/LCMO), ко-торые выявили наличие магнитного момента всверхпроводнике [16–20]. На границе купратно-го сверхпроводника и магнитного материала спомощью рентгеновского дихроизма [18–20] был об-наружен индуцированный магнитный момент атомаCu, ориентированный антипараллельно атомам Mn.Было показано, что атомы Cu и Mn связаны черезграницу за счет ковалентной химической связи,приводящей к сильной гибридизации и орбитальнойреконструкции. Заметим, что характерные длиныорбитальной реконструкции значительно превы-шают межатомные расстояния и равны 8–10 нм[21,22].Теоретически возникновение магнитного момен-

та в купратном сверхпроводнике, граничащем с ман-ганитом, было рассмотрено в работе [22], где бы-ло показано, что в результате антиферромагнит-ного взаимодействия спинов x2–y2-электронов Cuс eg-электронами Mn индуцируется отрицательнаяспиновая поляризация в купратном сверхпровод-нике. Влияние такого процесса на свойства сверх-проводника значительно сильнее, чем инжекцияспин-поляризованных электронов ферромагнетика.Важным параметром для анализа происходящихпроцессов является глубина проникновения магнит-ного момента в сверхпроводник, которая не ограни-чивается изменением положения атомов на соседнихслоях границы, а определяется 8–10 атомными сло-ями сверхпроводника [20, 22].В данной работе экспериментально изучалось

изменение магнитного момента гетероструктуры,содержащей границу купратный сверхпровод-ник–ферромагнитный спиновый клапан, которыйсформирован из двух ферромагнитных слоев.Измерения магнитного момента гетероструктурпроводились СКВИД-магнитометром, нейтроннойрефлектометрией и с помощью ферромагнитногорезонанса (ФМР). Из анализа данных, полученныхс помощью этих трех методик, удалось определитьвеличину индуцированного в сверхпроводнике маг-

нитного момента и величину изменения магнитногомомента в ферромагнитном спиновом клапане. Вработе обсуждается изменение магнитных моментовв отдельных слоях гетероструктуры под влияни-ем триплетных сверхпроводящих корреляций вферромагнетике, которые возникают из-за некол-линеарной ориентации векторов намагниченностейферромагнитных пленок спинового клапана.

2. МЕТОДИКА ЭКСПЕРИМЕНТА ИОБРАЗЦЫ

Исследовались эпитаксиальные тонкопленочныегетероструктуры, состоящие из купратного сверх-проводника YBa2Cu3O7−δ (YBCO) и двух ферро-магнитных слоев, SrRuO3 (SRO) и La0.7Sr0.3MnO3

(LSMO), изготовленных с помощью лазерной абля-ции при температуре 700–800 ◦C и давлении кисло-рода 0.3–0.6 мбар. Толщина сверхпроводника нахо-дилась в диапазоне 80–200 нм, толщины ферромаг-нитных слоев варьировались от 5 до 20 нм (см. таб-лицу). Гетероструктуры покрывались сверху тон-ким (20 нм) слоем золота. Использовались подлож-ки размером 5 × 5 мм2 из (110)NdGaO3 (NGO),(001)LaAlO3 (LAO) и (LaAlO3)0.3+(Sr2AlTaO6)0.7(LSAT). Вектор намагниченности эпитаксиальнойпленки LSMO, нанесенной на подложку (110)NGOили на пленку (001)YBCO, обычно лежит в плоскос-ти подложки [23,24], в то время как для SRO-плен-ки вектор намагниченности находится вне плоскос-ти для используемых подложек [25].Детальное исследование полевой и темпера-

турной зависимостей намагниченности отдельныхпленок и гетероструктур проводилось с помощьюСКВИД-магнитометра MPMS 3 фирмы QuantumDesign в режиме VSM-моды [26]. Плоскость под-ложки устанавливалась относительно направлениямагнитного поля с точностью 1◦–2◦.Результаты измерений полевой зависимос-

ти магнитного момента m гетероструктурыAu/LSMO/SRO/YBCO (№1 в таблице) приве-дены на рис. 1 для двух направлений внешнегомагнитного поля при температуре T = 100 K, чтовыше критической температуры сверхпроводникаTC . Измерялась составляющая магнитного моментапараллельная внешнему магнитному полю H .Для магнитного поля, параллельного плоскостиподложки, основной вклад в полевую зависимостьмагнитного момента гетеротструктуры m‖(H) даетпленка LSMO, а для перпендикулярного — SRO. Назависимости m‖(H) в диапазоне полей H < 600 Эвлияние SRO-пленки не наблюдается (рис. 1a). В

853

Г. А. Овсянников, В. В. Демидов, Ю. Н. Хайдуков и др. ЖЭТФ, том 149, вып. 4, 2016

Таблица

№ Подложка dS , нм dSRO, нм dLSMO, нм Δm, 10−6 ед. СГСМ

1 (001)LaAlO3 80 20 14 10

2 (110)NdGaO3 80 17 7 (5± 1.5)

3 (110)NdGaO3 180 0 20 ≤ (1± 2)

4 (001)LSAT 150 13 25 2.5

5 (110)NdGaO3 0 14 40 −6 (110)NdGaO3 0 0 50 −

Примечание. dS — толщина пленки YBCO, dSRO — толщина пленки SRO, dLSMO — толщина пленки LSMO,Δm — изменения магнитного момента. Для гетероструктур №1 и №4 измерялось изменение m всего образца,а для гетероструктур №2 и №3 — только для ферромагнитной части. Для гетероструктуры №4 в качествесверхпроводника использовался Y0.7Ca0.3Ba2Cu3Ox. В гетероструктурах №5 и №6 сверхпроводник не напы-

лялся

0

0 0

0 2–2 4–4

12

4

–1–2

–4250–250 500–500

H, Э H, кЭ

m, 10–4 ед. СГСМ m, 10–4 ед. СГСМ

а б

Рис. 1. Петля гистерезиса гетероструктуры Au/LSMO/SRO/YBCO №1 при T = 100 К для магнитного поля, ориенти-рованного параллельно (а) и перпендикулярно (б ) плоскости подложки

то же время петля гистерезиса гетероструктурыm⊥(H) определяется пленкой SRO (рис. 1б ).

Магнитные поля насыщения ферромагнитныхпленок различаются более чем на порядок: уLSMO — в пределах 0.1–0.3 кЭ, в то время как дляSRO — 5–7 кЭ. Отметим, что магнитные параметрыпленок в гетероструктуре могут отличаться отпленок, напыленных непосредственно на подложку.В частности, поле насыщения ферромагнитныхпленок в гетероструктуре несколько меньше,чем у пленок, напыленных непосредственно наподложку [24,25].

Определенная из петли гистерезиса намагничен-ность LSMO-пленки при T = 80 K равна 2.5μB/Mn,а SRO-пленки — 1.5μB/Ru. Здесь μB — магнетонБора. Положение легкой оси намагниченности SRO-пленки близко к нормали к плоскости подложки.Неколлинеарность векторов намагниченности фер-ромагнитных пленок способствует генерации в фер-ромагнитной прослойке сверхпроводящих триплет-ных корреляций с ненулевой проекцией спина сверх-проводящих носителей [27, 28].

Гетероструктуры были исследованы также с по-мощью спектрометра магнитного резонанса BrukerER 200, работающего на частоте ω/2π = 9.7 ГГц.

854


0 60� 120� 180� 240� 300� 360�

Угол

2200

2250

HCF, Э

Рис. 2. Угловая зависимость резонансного магнитного по-ля при T = 295 K, гетероструктура №2. Сплошной линиейпоказана зависимость (1) при следующих подгоночных па-раметрах:M0 = (1.615±0.001)μB/Mn,Hu = (65.3±0.5) Э,Hc = (17.5± 0.5) Э, ϕu = (30.2 ± 2)◦, ϕc = (76.0± 0.4)◦

Измерялись спектры ферромагнитного резонансав широком диапазоне изменения температуры: от20 K до 300 К. Спектры ФМР от пленки LSMO вгетероструктурах были получены при охлажденииобразца в поле Земли. При достижении заданнойтемпературы проводилось сканирование магнитно-го поля от 0 до 4 кЭ. Спектр ФМР от пленки SRO внаших экспериментальных условиях не виден из-забольшого значения поля магнитной анизотропии ру-тената. Магнитная компонента СВЧ-поля была на-правлена перпендикулярно к плоскости подложки.Внешнее магнитное поле H всегда лежало в плоско-сти подложки (параллельная ориентация), а в экс-периментах с охлаждением образца было выставле-но вдоль оси легкого намагничивания наведеннойодноосевой анизотропии LSMO-пленки [29]. Направ-ление этой оси было предварительно определено изугловых зависимостей величины резонансного поляHCF , снятых при различных температурах в усло-виях вращения магнитного поля вокруг нормалик плоскости подложки в параллельной ориентации(рис. 2).Угловые зависимости ФМР-спектра тонкой фер-

ромагнитной пленки в параллельной ориентациипри наличии одноосной и двухосной анизотропийописываются формулой [29](

ω

γ

)2

= (H0 +Hu cos 2ϕu +Hc cos 4ϕc) ×

×(4πM0+H0+Hu cos

2 ϕu+Hc1+ cos2 2ϕc

2

), (1)

где γ — гиромагнитное отношение, Hu = 2Ku/M0,Hc = 2Kc/M0, Ku — постоянная одноосной анизот-

ропии, Kc — постоянная кубической анизотропии,параметр M0 равен равновесной намагниченности вотсутствие соседних магнитно-упорядоченных сло-ев, а ϕu и ϕc — углы, под которыми направлены осилегкого намагничивания соответственно однооснойи кубической анизотропий относительно внешнегомагнитного поля. В результате подгонки экспери-ментальных данных (рис. 2) с помощью формулы(1) удается определить следующие параметры фер-ромагнетика: Ku, Kc,M0, а также направления обе-их легких осей одноосной и кубической анизотропии(см. подписи под рис. 2).Эксперимент с поляризованными нейтронами

был проведен на монохроматическом рефлектомет-ре NREX (длина волны 0.43 нм, энергия 4.4 мэВ),расположенном на исследовательском реактореFRM II (Гархинг, Германия). Пучок поляризован-ных нейтронов (поляризация 99.99%) падал наобразец под углами скольжения θ = (0.15–1)◦.Расходимость пучка Δθ1 = 0.025◦ задавалась дву-мя диафрагмами перед образцом. Поляризацияотраженного пучка анализировалась при помощианализатора с эффективностью 98%. Внешнеемагнитное поле в эксперименте было направленов плоскости образца и нормально к плоскостирассеяния. При фиксированной температуре сни-мались данные с четырех каналов интенсивностималоуглового отражения: R++(θ), R−−(θ), R+−(θ),R−+(θ). Под «+» и «−» следует понимать знакипроекции спина нейтрона на внешнее магнитноеполе. Коэффициенты отражения без переворотаспина R++(θ) и R−−(θ) чувствительны соответ-ственно к сумме и разнице ядерного профиля(SLD) и компоненты намагниченности, лежащейв плоскости подложки и коллинеарной к внеш-нему полю (M‖). Коэффициенты отражения спереворотом спина R+−(θ), R−+(θ) чувствительнык компоненте намагниченности M⊥, лежащей вплоскости подложки и неколлинеарной к внешнемуполю. Особенностью рефлектометрии поляризо-ванных нейтронов является нечувствительностьметода к компоненте намагниченности, нормальнойк плоскости образца [30, 31]. На рис. 3a показаныкоэффициенты отражения, измеренные при T >

> TC для гетероструктуры №1. Коэффициентыотражения без переворота спина (не спин-флип,NSF-рассеяние) R++(θ) и R−−(θ) характеризу-ются наличием области полного отражения приQ < Qcrit ≈ 0.15 нм−1 и осцилляциями Кизиха,вызванными интерференцией на различных грани-цах раздела в структуре. Существенное различиеNSF-коэффициентов отражения R++(θ) и R−−(θ)

855


а

R++exp R

++mod

R– –exp R

––mod

R+–exp R

+–mod

R–+exp R

–+mod

ба

0.1 0 20 40 600.2 0.3 0.4 0.5

Q, нм–1t, нм

10–1

10–2

10–3

10–4

100

R

0

0

2

4

6

0.5

1.0

1.5

2.0

Au

LSM

O

SR

O

YBCO

M, /u.c.�B SLD, 10– –4 2нм

Рис. 3. а) Коэффициенты отражения низкоэнергетических нейтронов от гетероструктуры Au/LSMO/SRO/YBCO приT = 80 K, H = 30 Э. Расчетные кривые коэффициентов отражения показаны сплошными линиями. Расчетные зависи-мости для коэффициентов отражения с переворотом спина R+−(θ) и R−+(θ) совпадают. Стрелка указывает положениеволноводного пика, совпадающего с критическим значением переданного момента полного отражения Qcrit; б ) ядерныйпрофиль SLD (штрихпунктир) и профили магнитных моментов гетероструктуры в плоскости подложки: M‖ (сплошная

линия) и M⊥ (пунктир)

говорит о наличии коллинеарной компонентынамагниченности. В то же время в экспериментенаблюдалось сильное рассеяние с переворотомспина (спин-флип-(SF)-рассеяние), что говорит оналичии неколлинеарной компоненты намагничен-ности. Характерным для SF-рассеяния от даннойструктуры является наличие так называемого резо-нансного пика вблизи Qcrit, вызванного резонансноусиленной нейтронной стоячей волной [30–32].Подгонка экспериментальных данных по моде-

ли, предложенной в работе [27], позволила восста-новить профиль ядерной плотности длины рассея-ния (SLD), а также профиль коллинеарной и некол-линеарной компонент магнитного момента в плос-кости (рис. 3б ). Как следует из подгонки, грани-цы раздела в структуре достаточно резкие с пере-ходными областями не превышающими 2 нм. Маг-нитное состояние системы хорошо описывается маг-нитным моментом LSMO-слоя 2.5μB/Mn, направ-ленным под углом 43.3◦ к направлению внешнегополя, и компонентой SRO-намагниченности в плос-кости величиной 0.3μB/Ru, параллельной внешнемуполю. Спин-флип-рассеяние выше TC задается ком-понентой намагниченности LSMO-слоя, направлен-ной нормально к внешнему полю.

3. РЕЗУЛЬТАТЫ И ОБСУЖДЕНИЕ

В таблице приведены составы и толщины пле-нок исследованных гетероструктур, а также экс-

периментально определенные величины изменениймагнитного момента гетероструктуры −Δm. Знаку Δm соответствует увеличению (положительный)или уменьшению (отрицательный) намагниченно-стей. Величины Δm для образцов №2 и №3 по-лучены из ФМР-измерений и соответствуют из-менению намагниченности слоя SRO для гетеро-структуры №2 и LSMO-пленки для гетерострук-туры №3, остальные данные относятся к измене-нию намагниченности всей гетероструктуры. В об-разце №4 использовалась подложка LSAT, на ко-торую наносилась эпитаксиальная пленка из допи-рованного Ca купратного сверхпроводника YBCO(Y0.7Ca0.3Ba2Cu3Ox).

3.1. Магнитные измерения

На рис. 4 показано семейство температурныхзависимостей магнитного момента, параллельногоплоскости подложки, m‖, для гетероструктуры №1.Эти зависимости получены с помощью СКВИД-маг-нитометра при охлаждении в магнитном поле (ре-жим FC). Внешнее магнитное поле находилось вплоскости подложки и было направлено вдоль од-ной из ее граней. Более детальные измерения маг-нитной анизотропии показали, что грани подложкиобразуют угол 40◦–50◦ относительно легкой оси маг-нитной анизотропии LSMO. В интервале темпера-тур T < TSRO (температура сверхпроводящего пере-

856


0

0

0

0

0.4

0.8

1.2

1.6

2.0

1 2 3 4 5 6

2

–2

–4

–6

468

1

1

2

2

3

3

H, кЭ

T T/ c

T T/ C

�m

||,

ед.С

ГС

М10–5

�m||, 10–4 ед. СГСМ

m⊥

,

10

ед.С

ГС

М–4

1

2

3

30100

300

700 Э

Рис. 4. Температурные зависимости магнитного моментаm‖ для гетероструктуры №1 при охлаждении в магнитныхполях (режим FC) для H = 30, 100, 300, 700 Э. Пере-ход пленки SRO в ферромагнитное состояние наблюдает-ся при T/TC = 2.5. Вставка внизу: зависимости величинмагнитного момента m⊥ в поле, перпендикулярном плос-кости подложки, измеренные в полях: 1 — 30, 2 — 200,3 — 500 Э. На вставке сверху представлена зависимостьизменения магнитного момента Δm‖ гетероструктуры от

величины внешнего магнитного поля при T ≈ TC

хода YBCO-пленки TC ≈ 55 K и температура КюриSRO-пленки TSRO ≈ 150 К) m‖ определяется сум-мой проекций магнитного момента пленки LSMOи магнитного момента пленки SRO на направлениемагнитного поля. Под действием магнитного поляm‖ изменяется из-за поворота магнитных моментовLSMO- и SRO-пленок. В результате взаимодействиямагнитных моментов пленок LSMO и SRO суммар-ный магнитный момент спинового клапана при ма-лых полях меньше, чем для LSMO-пленки при тойже температуре, а при H > 1 кЭ — больше.При T ≈ TC наблюдается резкое увеличение маг-

нитного момента гетероструктуры (рис. 4). Толщи-на пленки YBCO dS = 80 нм меньше лондонов-ской глубины проникновения магнитного поля. Маг-нитное поле, направленное вдоль плоскости плен-ки, полностью проникает в сверхпроводник, и диа-магнитный отклик из-за эффекта Мейснера не на-блюдается. Отметим, что если плоскость образца от-клонена на небольшой угол относительно направле-ния внешнего магнитного поля (чего очень сложноизбежать в отсутствие специальной юстировки), товлияние перпендикулярного магнитного поля суще-ственно больше, чем параллельного из-за размаг-

ничивающего фактора пленки [33]. Однако влия-ние перпендикулярной компоненты магнитного по-ля существенно уменьшается в режиме охлажденияв магнитном поле (FC) из-за возникновения вих-рей Абрикосова [33]. Действительно, в экспериментенаблюдалось изменение формы зависимости m‖(T )в режиме охлаждения в нулевом магнитном поле(режим ZFC). Влияние перпендикулярной компо-ненты приводит к тому, что температурные зависи-мости магнитного момента аналогичны случаю пер-пендикулярной ориентации (см. нижнюю вставку нарис. 4).Согласно [34, 35] величину индуцированного в

сверхпроводнике магнитного момента можно оце-нить как Δms ≈ 2μBNSkBTCV ≈ 10−5 ед. СГСМ,при плотности состояний в сверхпроводнике NS =

= 7 · 1022 1/(эВ·см3) [36]. Здесь kB — постояннаяБольцмана, V — объем пленки YBCO. Полученнаяоценка по порядку величины совпадает с измерен-ными значениями увеличения магнитного моментапосле перехода YBCO в сверхпроводящее состоя-ние (см. рис. 4). При этом, согласно расчетам [7],обменное поле ферромагнетика индуцирует магнит-ный момент в сверхпроводнике на расстоянии по-рядка длины когерентности. В эксперименте (рис. 4)наблюдается увеличение m‖ (положительный знакΔm) при T ≈ TC . Из расчетов [34, 35] следует, чтознак Δm должен быть отрицательным в большин-стве случаев. Однако в работе [7] указано, что есликонтактирующий со сверхпроводником ферромагне-тик имеет отрицательную намагниченность, то знакизменения Δm может измениться. Изменение зна-ка магнитного момента в сверхпроводнике можетбыть вызвано орбитальной реконструкцией на гра-нице YBCO/SRO [37].В случае механизма возникновения наведенно-

го магнитного момента за счет орбитальной рекон-струкции было получено, что индуцированный всверхпроводнике магнитный момент атома Cu равен0.23μB и направлен против магнитного момента Mnдля YBCO/LCMO-сверхрешеток [17]. К сожалению,в работе [17] не указана температура, при которойполучена эта величина. В то же время, в работе [19]для аналогичной сверхрешетки приводится значе-ние индуцируемого магнитного момента 0.013μB/Cuпри T = 28 K. Если предположить, что изменениемагнитного момента нашей гетероструктуры проис-ходит за счет атомов меди, расположенных в слоетолщиной порядка 10 нм, то для получения экспе-риментального значения Δm ∼ 10−5 ед. СГСМ в об-разце №1 (см. рис. 3) следует принять величину ин-дуцированного магнитного момента ∼ 0.25μB/Cu.

857


Изменение направления магнитного момента ме-ди наблюдалось в [37], а в нашем случае оно мо-жет быть вызвано отрицательной намагниченно-стью пленки SRO [7,25].Величина Δm‖ растет с увеличением внешнего

магнитного поля (верхняя вставка к рис. 4). Рас-чет изменения магнитного момента сверхпроводни-ка, который находится в контакте с магнитным спи-новым клапаном, показывает, что величина наведен-ного магнитного момента в сверхпроводнике изме-няется пропорционально sin θ, где θ — угол разори-ентации намагниченностей ферромагнетиков в спи-новом клапане [34]. Как следует из анализа рис. 4,при малых полях проекция магнитного моментапленки SRO (mSRO) на плоскость подложки на-правлена против магнитного момента пленки LSMO(mLSMO), т. е. угол разориентации магнитных мо-ментов θ близок к 180◦. С увеличением магнитно-го поля угол θ уменьшается и Δm‖ увеличивается,что и наблюдается в эксперименте, причем в зави-симости от направления изменения угла (по часо-вой или против часовой стрелки) величина Δm мо-жет быть как положительной, так и отрицательной[34]. Как видно на рис. 4, при полях около 1000 Эвклад SRO-пленки в общую намагниченность гете-роструктуры становится равным нулю (температур-ная зависимость магнитного момента гетерострук-туры близка к mLSMO пленки) и, следовательно,угол междуmLSMO и проекциейmSRO на плоскостьблизок к 90◦. При дальнейшем росте магнитного по-ля H величина Δm‖ растет, хотя, согласно расчетам[34], должно быть насыщение.Изменение m‖ при T ≈ TC может быть также

связано с возникновением аномального магнитно-го отклика в нормальном металле (Au), которыйнаходится в контакте со сверхпроводящим спино-вым клапаном S/F1F2, генерирующим триплетныесверхпроводящие корреляции [11]. По нашим оцен-кам (с использованием расчетного значения воспри-имчивости χ = 10−3 [11]) этот вклад не превышает2 · 10−10 ед. СГСМ, что значительно меньше изме-ренных значений изменения m‖.Если же магнитное поле направлено перпендику-

лярно плоскости сверхпроводящей пленки, то экра-нирующие токи протекают в слое λ⊥ = λ2

L/dS ≈≈ 0.3 мкм по краю пленки, и магнитное поле вытал-кивается из сверхпроводящей пленки — наблюдает-ся диамагнитный отклик (эффект Мейснера). Этовидно на зависимостях магнитного момента m⊥(T )гетероструктуры, измеренного в магнитном поле,направленном перпендикулярно плоскости подлож-ки (см. нижнюю вставку на рис. 4). По зависимо-

100 150 200 250 300T, K

0

–2

2

4

6

8

10

12

M0, /Mn�B

0

15�

30�

45�

� �u c,

Рис. 5. Температурная зависимость параметра M0 (круж-ки, левая шкала) и направлений легких осей анизотро-пий (правая шкала): одноосной — угол ϕu (треугольни-ки) и двухосной — угол ϕc (перевернутые треугольники)для слоя LSMO гетероструктуры №2, полученные из об-работки угловых зависимостей ФМР-спектров по формуле(1). Сплошная линия – расчетная намагниченность слояLSMO, а штриховые линии — горизонтальные прямые,

проведенные по треугольникам (см. текст)

сти m⊥(T ) легко определить критическую темпера-туру сверхпроводника TC в гетероструктуре. Отме-тим, что форма зависимостей m⊥(T ) не изменяетсяпри смене режима охлаждения (FC или ZFC).

3.2. Ферромагнитный резонанс

Как отмечалось ранее, обработка угловых зави-симостей спектров ФМР по формуле (1) позволя-ет определить параметр M0 и направления легкихосей в пленке LSMO исследуемых гетероструктур.На рис. 5 показана температурная зависимость па-раметра M0 (левая шкала) и значений углов ϕu иϕc, под которыми направлены легкие оси однооснойи двуосной магнитных анизотропий (правая шкала),определенных с использованием формулы (1). Приэтом значения углов приведены для случая, когдавнешнее магнитное поле направлено вдоль направ-ления [110] NGO-подложки, что соответствует на-правлению легкой оси плоскостной одноосной ани-зотропии. На рис. 5 видно, что направления легкихосей не меняются в исследованном интервале темпе-ратур, а значит, определяются теми же причинами,что и при комнатной температуре [29]. Здесь необ-ходимо указать, что параметр M0 определяет вели-

858


0 1 2 3 4H, кЭ

H, Э

FM

R

FM

R

40003000200010000

Рис. 6. Температурные зависимости спектров ФМР длягетероструктуры №2 при температурах (снизу вверх) со-ответственно на 4%, 3%, 2% и 1% выше TC , а также приT < TC . Стрелками указано направление изменения внеш-него магнитного поля при измерении спектра поглощенияпри T < TC . На вставке показан спектр ФМР (прямой иобратный ход по полю) в увеличенном масштабе для тем-пературы T = 1.01TC , стрелкой указано резонансное поле

HCF

чину намагниченности в слое LSMO (MLSMO) толь-ко при температурах выше ферромагнитного пере-хода в слое SRO. При более низких температурахследует учитывать межслойный обмен между двумяферромагнетиками [38], что приведет к резонансно-му соотношению, отличному от формулы (1). Длядемонстрации этого факта на рис. 5 приведена рас-четная кривая для намагниченности слоя LSMO,полученная с использованием молекулярной теорииВейсса [39], и намагниченности MLSMO, определен-ной по формуле (1) в интервале температур вышеTSRO. На рисунке видно, что при возникновенииферромагнетизма в слое SRO значения параметраM0 начинают превышать расчетную кривую, чтоуказывает на наличие межслойного обмена LSMOи SRO ферромагнитного характера. На рис. 5 вид-но, что намагниченность LSMO достигает величи-ны около 3.0μB/Mn при температурах вблизи TSRO.Учитывая соотношение между объемами элементар-ной ячейки и слоя LSMO, определяем магнитныймомент LSMO-пленки для гетероструктуры №2 какmLSMO ≈ 10−4 ед. СГСМ, что согласуется с данны-ми для гетероструктуры №1, полученными с помо-щью СКВИД-магнитометра (см. рис. 4).На рис. 6 показаны спектры ФМР от пленки

LSMO гетероструктуры №2, снятые при T ≈ TC .При T ≤ TC , когда YBCO-пленка перешла в сверх-проводящее состояние, наблюдается гигантский сиг-

0.8 0.9 1.0 1.1T T/ C

1000

1200

2000

2100

HCF, Э

Рис. 7. Температурная зависимость резонансного поля длягетероструктур №2 (кружки) и №3 (квадраты) в области

температуры сверхпроводящего перехода

нал нерезонансного поглощения при низких магнит-ных полях, имеющий гистерезис по магнитному по-лю [40]. В результате сигналы ФМР при T < TC ре-гистрируются на фоне гигантского нерезонансногопоглощения, что увеличивает ошибку измерений ре-зонансного поля HCF , но позволяет определить тем-пературу сверхпроводящего перехода YBCO-пленкиTC . При T > TC величины HCF определяются зна-чительно точнее, что показано на вставке на рис. 6.На рис. 7 изображены температурные зависимос-

ти резонансного поля HCF для сигналов ФМР отпленки LSMO в гетероструктурах №2 и №3 в об-ласти сверхпроводящего перехода пленки YBCO. Вовсех случаях направление внешнего магнитного по-ля было выбрано вдоль оси легкого намагничива-ния. Видно, что для гетероструктуры №2 наблюда-ется резкое изменение резонансного поля в областисверхпроводящего перехода.Ранее уменьшение эффективной намагниченнос-

ти (увеличение резонансного поля) ферромагнитно-го слоя в двухслойной S/F-структуре V/PdFe на-блюдалось на спектре ФМР при переходе в сверх-проводящее состояние ванадия [12]. Эффект объяс-нялся возникновением криптоферромагнитного со-стояния [41]. В работе [7] предложено другое объяс-нение экспериментальных данных, связанное с маг-нитным эффектом близости и основанное на расче-тах в рамках модели квазиклассического приближе-ния.Поскольку в гетероструктуре №2 пленка LSMO,

в которой регистрируется изменение резонансногополя, отделена от сверхпроводящей пленки YBCO

859


ферромагнитной пленкой SRO, скачок резонансногополя HCF слоя LSMO следует связать с изменени-ем намагниченности в SRO-пленке, непосредственноконтактирующей со сверхпроводящим слоем. Дляэтого необходимо учесть межслойное обменное взаи-модействие LSMO и SRO, которое происходит черезмагнитно-упорядоченный пограничный слой с высо-кой проводимостью [42–45]. Проблема межслойногообменного взаимодействия в структуре LSMO/SROзаслуживает отдельного рассмотрения. Здесь же мыотметим, что, используя процедуру, изложенную вработах [38, 46], мы получили соотношение междучастотой и резонансным полем для слоя LSMO в ге-тероструктуре LSMO/SRO, которое имеет вид, ана-логичный выражению (1), но величину резонансно-го поля в нем следует заменить комбинацией

HCF +HLSMO

J1

(HCF +HSRO

J1

)HSRO − 4πMSRO −HSRO

J2

. (2)

Здесь HSRO и MSRO — поле одноосной магнит-ной анизотропии и намагниченность пленки SRO,HLSMO,SRO

J1 и HSROJ2 — эффективные поля билиней-

ного и биквадратичного межслойных обменов длясоответствующих слоев, а величины этих полей об-ратно пропорциональны намагниченностям соответ-ствующих слоев [38, 46].Соблюдение резонансного соотношения требует

постоянства комбинации (2) по обе стороны от скач-ка намагниченности. Из условия такого постоянстваполучаем соотношение между скачком резонансногополя δHCF в пленке LSMO и скачком намагничен-ности пленки SRO δMSRO:

δMSRO

MSRO≈ δHCF

HCF

HSRO

4πMSRO. (3)

Оценка по формуле (3) показывает, что изменениенамагниченности пленки SRO при переходе YBCOв сверхпроводящее состояние составляет величинупримерно 0.5MSRO. С учетом вклада SRO-пленки(mSRO ∼ 10−5 ед. СГСМ) в общий магнитный мо-мент m‖ гетероструктуры (рис. 4) получаем, что ве-личина изменения магнитного момента композитно-го ферромагнетика меньше, чем наведенный маг-нитный момент в сверхпроводнике. Заметим, чтоположительный знак δMSRO говорит об уменьше-нии намагниченности пленки SRO, так как в этомслое намагниченность имеет отрицательный знак(см. выше и работу [7]).На рис. 7 также видно, что в гетероструктуре

№3, в которой с пленкой YBCO контактирует фер-ромагнитная пленка LSMO, заметное изменение на-магниченности LSMO при T ≈ TC в пределах ошиб-

№ 6 – LSMO/NGO

№

№

№

5 Au/LSMO/SRO/NGO

3 Au/YBCO/LSMO/NGO

2 Au/LSMO/SRO/YBCO/NGO

–

–

–

50 100 150 200 250 300

T, K

1000

1500

2000

2500

3000

HCF, Э

Рис. 8. Температурные зависимости резонансного поляв пленках LSMO для гетероструктур, перечисленных на

вставке

ки измерений не обнаружено. Такое отличие в гете-роструктуре №3 можно объяснить отсутствием воз-буждения триплетной компоненты сверхпроводяще-го тока [1,7,27,47,48] и низкой прозрачностью грани-цы YBCO/LSMO [47]. Это приводит к пренебрежи-мо малому проникновению сверхпроводящего пара-метра порядка из YBCO в пленку LSMO и, следова-тельно, к пренебрежимо малым изменениям магнит-ного момента пленки LSMO в гетероструктуре №3.Отметим, что величина резонансного поля в ге-

тероструктуре №2 продолжает уменьшаться послескачка в области сверхпроводящего перехода. Мысвязываем такое поведение не с увеличением намаг-ниченности, которая при этих температурах близкак насыщению, а с ростом при понижении темпера-туры величины межслойного обмена LSMO и SRO.Величина намагниченности LSMO при температуреблизкой к TC составляет 97% от насыщенного значе-ния, что однозначно исключает ее роль в уменьше-нии резонансного поля при дальнейшем понижениитемпературы. Кроме того, имеется температурнаязависимость величин поля магнитной анизотропии,что тоже влияет на значение резонансного поля.В качестве примера на рис. 8 приведены темпера-

турные зависимости резонансных полей для LSMOв различных гетероструктурах. Наблюдается широ-кое разнообразие изменения величины HCF в про-цессе понижения температуры, хотя температурныезависимости намагниченностей LSMO-пленок длявсех приведенных на рис. 8 структур ведут себяодинаково. Следует обратить внимание на то, что

860


040

41

42

43

44

0.5 1.0 1.5

T T> C

T T< C

T T/ C

ASF, отн. ед.

ISF, отн. ед.

0.15 0.200

1

2

Q, нм–1

Рис. 9. Температурная зависимость интенсивности волно-водного пика ISF для гетероструктуры №1. Линии соеди-няют экспериментальные точки. На вставке показано тем-

пературное изменение площади пика

для гетероструктуры №5 Au/LSMO/SRO/NGO нарис. 8 видно появление дополнительного изгиба накривой HCF (T ) вблизи T ≈ TSRO, что указывает напроявление межслойного обменного взаимодействиядвух ферромагнитных пленок. Для гетерострукту-ры №2 даже в этом масштабе видно изменение HCF

при T ≈ TC .

3.3. Нейтронные измерения

Нейтрон-рефлектометрические кривые были из-мерены для образцов №1 и №4 в диапазоне темпе-ратур T = 10 К–80 K. Для обоих образцов в экспе-рименте наблюдалось увеличение рассеяния с пере-воротом спина (SF-рассеяние) при температурах ни-же TC . Изменение намагниченности гетерострукту-ры удается зафиксировать с помощью резонансногопика, вызванного резонансно усиленной нейтроннойстоячей волной. На рис. 9 показана интенсивностьSF-рассеяния вблизи резонансного пика, измерен-ная при температурах выше и ниже TC . Данные длятемператур выше и ниже TC просуммированы соот-ветственно в диапазоне температур T = 70 К–90 Kи T = 10 К–60 K. Как следует из рис. 9, интенсив-ность SF-рассеяния увеличилась при переходе об-разца в сверхпроводящее состояние. На вставке крис. 9 показана температурная зависимость площа-ди волноводного пика, откуда следует, что наблю-дается рост SF-рассеяния для температур ниже TC .

Аналогичное увеличение интенсивности SF-рассея-ния наблюдалось также на образце №4 как в режи-ме заморозки в поле, так и в режиме заморозки внулевом поле. Таким образом, нейтронные данныеуказывают на рост неколлинеарной намагниченно-сти в гетероструктуре при переходе слоя YBCO всверхпроводящее состояние.Для образца №1 проведенный количественный

расчет показывает, что рост SF-рассеяния можетбыть удовлетворительно описан появлением намаг-ниченности в YBCO-слое с величиной 0.4μB/Cu натолщине 10 нм вблизи границы раздела с SRO.При этом вектор наведенной намагниченности дол-жен быть направлен параллельно намагниченностиLSMO-слоя, т. е. под углом 45◦ к внешнему полю.Вместе с тем, изменение рассеяния без переворо-та спина (NSF-рассеяние) (порядка 1–3%), вызван-ное таким моментом, не превышает статистическойошибки экспериментально измеренных коэффици-ентов отражения. Рост SF-рассеяния может бытьописан возникновением магнитного момента вели-чиной 4μB/Cu на толщине порядка длины когерент-ности YBCO (1 нм) вблизи границы раздела с SRO.Это должно приводить к сильному изменению ко-эффициентов NSF-рассеяния (больше 10%), кото-рое не наблюдается в эксперименте.Модели, предполагающие рост неколлинеарной

намагниченности в LSMO- или в SRO-слоях, такжеописывают экспериментальные данные, но противо-речат ФМР-данным (см. разд. 3.2).Похожее изменение интенсивности волноводно-

го пика с переворотом спина ниже TC наблюда-лось ранее в бислое сверхпроводник/ферромагнетикV(40 нм)/Fe(1 нм) [32, 49], оно было интерпрети-ровано как появление наведенной намагниченности+0.1μB/V в 7 нм ванадия, граничащего с тонкимслоем железа [30, 49].

4. ВЫВОДЫ

Таким образом, в гетероструктуре на основекупратного сверхпроводника с ферромагнитнымспиновым клапаном экспериментально обнаруженовозникновение наведенного магнитного моментав сверхпроводнике. Величина возникающего маг-нитного момента в сверхпроводнике по порядкувеличины совпадает как с расчетами наведенногомагнитного момента атомов Cu из-за орбитальнойреконструкции на границе, так и с расчетами по мо-дели, учитывающей изменение плотности состояний

861


в сверхпроводнике на границе с ферромагнетиком.Характерная длина проникновения магнитногомомента в сверхпроводник существенно превышаетдлину когерентности купратного сверхпроводника,что указывает на доминирование механизма наве-денного магнитного момента Cu.

Авторы благодарны В. А. Ацаркину, И. В. Бо-рисенко, А. Ф. Волкову, А. В. Зайцеву, Б. Кайме-ру (B. Keimer), Ю. В. Кислинскому, Г. Логвенову,А. М. Петржику, А. В. Шадрину за помощь в про-ведении эксперимента и полезные обсуждения. Ра-бота выполнена при финансовой поддержке РФФИ(проекты №№14-02-00165, 14-07-00258, 14-07-93105,14-22-01007), гранта НШ-4871.2014.2 и с привлече-нием оборудования шведского национального цен-тра для микро- и нанотехнологий (Myfab). Ней-тронные измерения были проведены на инструмен-те NREX, обслуживаемом научным сообществомим. Макса Планка в центре Хайнц Майер Лейбниц(Heinz Maier-Leibnitz Zentrum), Гархинг, Германия.

ЛИТЕРАТУРА

1. Magnetic Heterostructures, Advances and Perspec-tives in Spinstructures and Spintransport, ed. byH. Zabel and S. D. Bader, Springer Tracts in ModernPhysics 227, Springer, Berlin–Heidelberg (2008),p. 251.

2. A. I. Buzdin, Rev. Mod. Phys. 77, 935 (2005).

3. W. L. Lim, N. Ebrahim-Zadeh, J. C. Owens et al.,Appl. Phys. Lett. 102, 162404 (2013).

4. K. Halterman and O. T. Valls, Phys. Rev. B 66,224516 (2002).

5. R. Fazio and C. Lucheroni, Europhys. Lett. 45, 707(1999).

6. V. N. Krivoruchko and E. A. Koshina, Phys. Rev.B 66, 0145621 (2002).

7. F. S. Bergeret, A. F. Volkov, and K. B. Efetov, Phys.Rev. B 69, 174504 (2004).

8. F. S. Bergeret, A. L. Yeyati, and A. Martin-Rodero,Phys. Rev. B 72, 064524 (2005).

9. M. Yu. Kharitonov, A. F. Volkov, and K. B. Efetov,Phys. Rev. B 73, 054511 (2006).

10. R. Grein, T. Lofwander, and M. Eschrig, Phys. Rev.88, 054502 (2013).

11. M. Alidoust, K. Halterman, and J. Linder, Phys. Rev.B 89, 054508 (2014).

12. I. A. Garifullin, D. A. Tikhonov, N. N. Garif’yanovet al., Appl. Magn. Reson. 22, 439 (2002).

13. M. G. Flokstra, S. J. Ray, S. J. Lister et al., Phys.Rev. B 89, 054510 (2014).

14. J. Xia, V. Shelukhin, M. Karpovski et al., Phys. Rev.Lett. 102, 087004 (2009).

15. R. I. Salikhov, I. A. Garifullin, N. N. Garif’yanov etal., Phys. Rev. Lett. 102, 087003 (2009).

16. J. Stahn, J. Chakhalian, Ch. Niedermayer et al.,Phys. Rev. B 71, 1405098(R) (2005).

17. D. K. Satapathy, M. A. Uribe-Laverde, I. Marozau etal., Phys. Rev. Lett. 108, 197201 (2012).

18. J. Chakhalian, J. W. Freeland, G. Srajer et al., Nat.Phys. 2, 244 (2006).

19. J. Chakhalian, J. W. Freeland, H.-U. Habermeier etal., Science 318, 1114 (2007).

20. H.-U. Habermeier, J. Phys.: Conf. Ser. 108, 012039(2008).

21. J. Santamaria, J. Garcia-Barriocanal, Z. Sefrioul, andC. Leon, Int. J. Mod. Phys. B 27, 19 (2013).

22. J. Salafranca and S. Okamoto, Phys. Rev. Lett. 105,256804 (2010).

23. V. V. Demidov, G. A. Ovsyannikov, A. M. Petrzhiket al., J. Appl. Phys. 113, 163909 (2013).

24. Г. А. Овсянников, А. М. Петржик, И. В. Борисенкои др., ЖЭТФ 135, 56 (2009).

25. G. Koster, L. Klein, W. Siemons et al., Rev. Mod.Phys. 84, 253 (2012).

26. https://www.qdusa.com/products/mpms3.html.

27. Yu. N. Khaydukov, G. A. Ovsyannikov, A. E. Sheyer-man et al., Phys. Rev. B 90, 035130 (2014).

28. Г. А. Овсянников, A. E. Шейерман, А. В. Шадрини др., Письма в ЖЭТФ 97, 165 (2013).

29. В. В. Демидов, И. В. Борисенко, А. А. Климов идр., ЖЭТФ 139, 943 (2011).

30. Yu. N. Khaydukov, B. Nagy, J.-H. Kim et al., Письмав ЖЭТФ 98, 116 (2013).

31. H. Zabel, K. Theis Brohl, and B. P. Toperver, inHandbook of Magnetism and Advanced Magnetic Ma-terials, John Wiley & Sons (2007).

862


32. Yu. N. Khaidukov and Yu. V. Nikitenko, Nucl. Inst.Meth. Phys. Res., Sect A 629, 245 (2011).

33. C. Monton, F. de la Cruz, and J. Guimpel, Phys. Rev.B 75, 064508 (2007).

34. N. G. Pugach and A. I. Buzdin, Appl. Phys. Lett.101, 242602 (2012).

35. T. Lofwander, T. Champel, J. Durst, and M. Eschrig,Phys. Rev Lett. 95, 187003 (2005).

36. J. Mannhart, Supercond. Sci. Technol. 9, 49 (1996).

37. H.-U. Habermeier and G. Cristiani, Physica C408–410, 864 (2004).

38. Н. М. Крейнес, ФНТ 28, 807 (2002).

39. Ч. Киттель, Введение в физику твердого тела,гл. 16, Наука, Москва (1978).

40. В. А. Ацаркин, В. В. Демидов, Н. Е. Ногино-ва, Сверхпроводимость: физика, химия, техника 5,305 (1992).

41. F. S. Bergeret, K. B. Efetov, and A. I. Larkin, Phys.Rev. B 62, 11872 (2000).

42. P. Padhan, W. Prellier, and R. C. Budhani, Appl.Phys. Lett. 88, 192509 (2006).

43. M. Ziese, I. Vrejoiu, E. Pippel et al., Phys. Rev. Lett.104, 167203 (2010).

44. A. Y. Borisevich, A. R. Lupini, J. He et al., Phys.Rev. B 86, 140102(R) (2012).

45. M. Ziese, F. Bern, A. Setzer et al., Eur. Phys. J. B 86,42 (2013).

46. В. Н. Меньшов, В. В. Тугушев, ЖЭТФ 125, 136(2004).

47. А. Е. Шейерман, К. И. Константинян, Г. А. Ов-сянников и др., ЖЭТФ 147, 1185 (2015).

48. C. Richard, M. Houzet, J. S. Meyer, Phys. Rev. Lett.110, 217004 (2013).

49. Yu. N. Khaydukov, V. L. Aksenov, Yu. V. Nikitenkoet al., J. Supercond. Nov. Magn. 24, 961 (2011).

863

Documents

МАГНИТНЫЙ ЭФФЕКТ БЛИЗОСТИ НА ГРАНИЦЕ …ЖЭТФ,2016,том149,вып.4,стр.852–863 c 2016 МАГНИТНЫЙ ЭФФЕКТ БЛИЗОСТИ НА