WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

загрузка...
   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 || 3 |

Наши образцы представляли собой фольгу из чистого ванадия (99,99%) толщиной 50 мкм. Отношение электросопротивления при комнатной температуре R(300K) к остаточному электросопротивлению R0 вблизи температуры сверхпроводящего перехода RRR = R(300K)/R0 у наших образцов составляла примерно 30. Измерения ЯМР на ядрах V проводились при температурах от 4.2 К до 1.4 К. Частота радиочастотного поля составляла = 6115.8 кГц.

На Рис. 1(а) представлены спектры ЯМР от образца чистого ванадия в перпендикулярной ориентации внешнего магнитного поля относительно плоскости фольги в нормальном (T = 4.2 K) и сверхпроводящем (T = 2.2 K и 1.4 K) состояниях. В нормальном состоянии наблюдается асимметричная линия ЯМР.

Характер асимметрии явно указывает на то, что толщина образцов сравнима с глубиной скин слоя, которая, по оценкам, на частоте 6115.8 кГц составляет величину порядка 50 мкм. Форма резонансной линии описывается с высокой точностью смесью кривых дисперсии и поглощения гауссовой формы. Ширина резонансной линии (расстояние от пика до пика в производной линии поглощения) составила H = 16.9 Э. Резонансное поле оказалось равным H0 = 5433.0 Э. Таким образом, сдвиг от положения резонансного поля в диэлектрике Hdi = 5464.4 Э равен H = 31.4 Э, и найтовский сдвиг в нормальном состоянии составил K = H/Hdi = 0.58 ± 0.01%. Такая величина сдвига полностью совпадает с измеренным ранее значением в работе Р. Ноера и В. Найта [3]. При переходе в сверхпроводящее состояние, как видно из Рис. 1(а), с понижением температуры (T = 2.24 и 1.4 К) резонансная линия смещается в сторону больших магнитных полей и уширяется приблизительно до H = 23 Э при T = 1.4 К.

4.2 K (a) (б) 4.2 K 2.2 K 2.35 K 1.4 K V V 5400 5420 5440 5460 5480 5400 5420 5440 5460 5480 H (Э) H (Э) Рис. 1. Спектры ЯМР от образцов чистого ванадия (а) в перпендикулярной ориентации внешнего постоянного магнитного поля относительно плоскости фольги в нормальном (Т = 4.2 К) и сверхпроводящем (Т = 2.2 и 1.4 К) состояниях;

(б) в параллельной ориентации внешнего постоянного магнитного поля в нормальном (Т = 4.2 К) и сверхпроводящем (Т = 2.35 К) состояниях. Кружками показаны результаты подгонки с учетом дрейфа нулевой линии. Линии описываются смесью кривых дисперсии и поглощения гауссовой формы.

В параллельной ориентации плоскости образца относительно постоянного магнитного поля в нормальном состоянии наблюдается тот же спектр, что и в перпендикулярной ориентации (Рис. 1(б), T = 4.2 K). При переходе в сверхпроводящее состояние (Рис. 1(б), T = 2.35 K) смещение линии в сторону больших магнитных полей происходит гораздо быстрее, чем в случае перпендикулярной ориентации. Это связано с тем, что в параллельной ориентации образца размагничивающее поле равно нулю, а в перпендикулярной ориентации - 4M. Характер изменения H остается таким же, что и при переходе в сверхпроводящее состояние при перпендикулярной ориентации внешнего магнитного поля к плоскости образца.

Ванадий является сверхпроводником второго рода, и магнитное поле проникает в ванадий в сверхпроводящем состоянии в виде треугольной решетки вихрей Абрикосова [8]. До настоящего времени наиболее детальный анализ результатов по ЯМР в сверхпроводниках второго рода, находящихся в смешанном состоянии, был проведен в работе [9]. Известно, что наибольшее число ядер в абрикосовской решетке вихрей находится в поле седловой точки. Следуя работе [9] мы рассчитали истинные dP/dH ( отн.

ед.

) dP/dH ( отн.

ед.

) резонансные поля для наших образцов при различных температурах и вычислили значения сдвигов Найта. Результаты расчетов приведены в Таблице 1. Как видно из таблицы, величины полученных сдвигов резонансных линий ЯМР от ванадия в сверхпроводящем состоянии отличаются от сдвига в нормальном состоянии. Этот результат находится в противоречии с полученным ранее результатом в [3], где утверждается, что сдвиг Найта не меняется с переходом в сверхпроводящее состояние.

Таблица 1. Величины сдвигов Найта K для чистого ванадия в нормальном (Н) и сверхпроводящем (С) состояниях при различных температурах.

Т, К K, % V (Н) 4.2 0.58 ± 0. 2.6 0.51 ± 0.V(С) 2.35 0.51 ± 0. 2.2 0.52 ± 0.Таким образом, наши исследования показали, что сдвиг Найта в чистом ванадии уменьшается при переходе в сверхпроводящее состояние, как и в чистом ниобии, имеющем похожую электронную структуру. В связи с этим мы сделали окончательный выбор ванадия в качестве сверхпроводящего слоя в наших образцах для экспериментальной проверки эффекта спинового экранирования в системе С/Ф.

В четвертой главе диссертации изложены главные результаты данной диссертационной работы. В ней показаны результаты по обнаружению и изучению особенностей эффекта спинового экранирования в тонкопленочных гетероструктурах сверхпроводник/ферромагнетик.

Для исследований были изготовлены тонкопленочные образцы одиночного V, два образца Ni/V/Ni с различной толщиной ванадия и два образца Pd1-xFex/V/Pd1-xFex с различной концентрацией Fe. Образцы готовились на установке молекулярнолучевой эпитаксии. В качестве подложки использовался монокристаллический MgO(001) с шероховатостью поверхности менее 0.1 нм. Пленки V, Ni, Pd напылялись с помощью электроннолучевой пушки со скоростями 0.15, 0.03 и 0.05 нм/сек соответственно. Сплав Pd1-xFex образовывался при одновременном испарении палладия и железа. Значение x задавалось соотношением скоростей палладия и железа. Концентрации железа в полученных сплавах уточнялись по зависимости температуры Кюри как функции концентрации железа. Температура Кюри, определялась из температурной зависимости намагниченности слоев Pd1Fex, измеряемой на SQUID-магнитометре. Мы оценили концентрацию железа в x сплавах у двух образцов как 2 и 3 ат. %. На конечном этапе изготовления все образцы покрывались сверху защитным слоем палладия толщиной примерно 3.5 нм. Толщины полученных слоев и качество границ раздела С/Ф определялись методом малоуглового рассеяния рентгеновского излучения. Температуры сверхпроводящих переходов Tc, остаточное электросопротивление и верхние критические магнитные поля Hc2 пленок ванадия в наших образцах измерялись по изменению электросопротивления на постоянном токе с использованием стандартной четырехконтактной методики в криостате с откачкой паров He.

Значение Tc определялось по середине сверхпроводящего перехода, ширина которого не превышала 0.1 K для всех образцов. Из значения отношения электросопротивления при комнатной температуре к электросопротивлению вблизи Тс RRR=R(300K)/R(5K) мы определили остаточное удельное электросопротивление. Следуя работе Лазар и др. [6], из соотношений Пиппарда [10] мы оценили величины длины свободного пробега l и сверхпроводящей длины когерентности s для всех образцов. Все измеренные и вычисленные нами величины приведены в Таблице 2.

Измерения ЯМР на ядрах V проводились в температурном диапазоне 1.4 – 5.2 К. Поскольку для различных образцов рабочая частота несколько отличалась, для возможности сравнения положения резонансных линий все данные были пересчитаны к одной частоте радиочастотного поля, в данном случае к = 5542.3 кГц. На Рис. показаны сигналы поглощения ЯМР от однослойной пленки ванадия в нормальном и сверхпроводящем состоянии в параллельной (Рис. 2(а)) и перпендикулярной (Рис. 2(б)) ориентациях плоскости образца относительно внешнего магнитного поля.

В нормальном состоянии (T = 5.2 и 3 К) форма резонансной линии в обоих случаях достаточно хорошо описывается гауссовой формой линии поглощения. Ширина линии равна H = 12.2 Э. Величина резонансного поля составила H0 = 4923.1 Э.

Таким образом, сдвиг линии ЯМР в сторону меньших полей относительно положения линии в диэлектриках (4952.2 Э для 51V) составил H = 29.1 Э, и сдвиг Найта оказался равным K = 0.59 %. Такая величина сдвига Найта в пределах точности эксперимента хорошо совпадает с ранее измеренным сдвигом Найта в фольге.

Таблица 2. Экспериментальные параметры изучаемых образцов. В таблице приведены толщина dV и шероховатость ванадиевого слоя, температура сверхпроводящего перехода TC, отношение электросопротивлений RRR, длина свободного пробега электронов проводимости l и сверхпроводящая длина когерентности S. Толщины ферромагнитных слоев у всех трехслойных образцов равны df = 3 нм.

Образец V Pd0.98Fe0.02/V/Pd0.98Fe0.02 Pd0.97Fe0.03/V/Pd0.97Fe0.03 Ni/V/Ni Ni/V/Ni* dV (нм) 30 36 42 44 (нм) 0.3 1.3 1.3 1.6 0.TС (К) 4.65 3.02 3.55 4.05 4.RRR 11 4.6 6 4.4 8.l (нм) 15 5 7 5 S (нм) 14 8 10 8 При переходе в сверхпроводящее состояние в параллельной ориентации (Рис. 2(а), Т = 1.7 К) сигнал смещается в сторону больших магнитных полей относительно сигнала в нормальном состоянии, ширина линии практически не изменяется и остается равной ширине линии в нормальном состоянии H = 12 Э. В перпендикулярной ориентации (Рис. 2(б), Т = 1.4 К) сигнал также смещается в сторону больших магнитных полей, но в этом случае резонансная линия уширяется до H = 16.4 Э. Как видно из рисунка, в обоих случаях линия ЯМР так же, как и в нормальном состоянии описываются гауссовой формой. Различие в ширинах линий поглощения ЯМР при различных ориентациях образца относительно внешнего магнитного поля, по-видимому, связано с тем, что причиной уширения линии в случае перпендикулярной ориентации является пиннинг вихрей. Оценки показывают, что в параллельной ориентации образец находится в безвихревом состоянии. Безвихревое состояние может возникнуть, если толщина сверхпроводящей пленки ds меньше глубины проникновения L магнитного поля [11]. В этом случае магнитное поле экспоненциально уменьшается при удалении от обеих поверхностей вглубь образца на характерной длине, равной глубине проникновения L. Расчет показывает, что при имеющемся соотношении между dV = 30 нм и L = 50 нм неоднородность распределения магнитного поля не приводит к уширению линии ЯМР. Это связано с тем, что магнитное поле оказывается неоднородным только в самой приповерхностной области пленки.

Свертка распределения поля с гауссовой формой линии в данном случае приводит только к небольшому искажению крыльев резонансной линии.

2.7 K 5.2 K (a) (в) 51V 1.4 K 51V 1.7 K 2.7 K (г) 1.4 K 3 K (б) 3 K (д) 1.4 K 1.8 K 4900 4920 4940 4960 4900 4920 4940 4960 H (Э) H (Э) Рис. 2. Спектры ЯМР (а), (б) - от одиночной пленки V в нормальном и сверхпроводящем состояниях (а) в параллельной ориентации плоскости образца относительно внешнего магнитного поля и (б) в перпендикулярной ориентации.

Спектры ЯМР (в), (г) и (д) – от трехслойных образцов (в) Pd0.98Fe0.02/V/Pd0.98Fe0.02, (г) Pd0.97Fe0.03/V/Pd0.097Fe0.03 и (д) Ni/V/Ni в перпендикулярной ориентации внешнего магнитного поля относительно плоскости образцов. Открытыми кружками показаны результаты подгонки гауссовой линии к эксперименту dP/dH ( отн.

ед.

) dP/dH ( отн.

ед.

) На Рис. 2(в,г,д) приведены спектры ЯМР от трех трехслойных образцов, Pd0.98Fe0.02/V/Pd0.98Fe0.02, Pd0.97Fe0.03/V/Pd0.097Fe0.03 и Ni/V/Ni в перпендикулярной ориентации внешнего магнитного поля относительно плоскости пленок. Толщина ванадия в образце Ni/V/Ni составляет 44 нм. Спектры ЯМР от слоев ванадия в трехслойных системах в нормальном состоянии (T = 2.7 и 3 К) полностью идентичны спектрам от однослойного ванадия. При переходе в сверхпроводящее состояние (T = 1.4 и 1.8 К) сигналы поглощения во всех случаях, так же, как и от одиночной пленки, смещаются в сторону больших магнитных полей и уширяются. Вместе с тем из Рис. 2(в,г,д) видно, что во всех спектрах трехслойных образцов Ф/С/Ф в сверхпроводящем состоянии происходит заметное искажение формы линии, а именно, происходит уширение высокополевого крыла.

51V (а) 1.4 K (б) 1.6 K 4900 4920 4940 4960 H (Э) Рис. 3. Спектры ЯМР от трехслойных образцов Ni/V/Ni в сверхпроводящем состоянии ванадия в параллельной ориентации внешнего магнитного поля относительно плоскости образца (а) с толщиной ванадия dV = 44 нм, (б) с толщиной ванадия dV = 70 нм (образец Ni/V/Ni*). Кружками показаны результаты численной подгонки с учетом эффекта спинового экранирования [2].

dP/dH ( отн.

ед.

) На Рис. 3 показаны спектры ЯМР трехслойных образцов Ni/V/Ni с различными толщинами ванадия dV = 44 нм (Рис. 3(а)) и dV = 70 нм (Рис. 3(б)). Видно, что в случае образца с меньшей толщиной ванадия (dV ~ 2s), при переходе в сверхпроводящее состояние, происходит искажение формы линии поглощения (Рис. 3(a)) в виде уширения высокополевого крыла, как это было и при перпендикулярной ориентации этого образца относительно направления внешнего магнитного поля (Рис. 2(д)). При более толстом слое ванадия (dV = 70 нм) в сверхпроводящем состоянии линия становится более симметричной (Рис. 3(б)), подобно линии ЯМР от однослойного ванадия.

Из теории сверхпроводников второго рода следует, что форма линии ЯМР в смешанном состоянии сверхпроводника II рода определяется сверткой линии ЯМР в нормальном состоянии с сингулярным распределением поля в вихревом состоянии. Наблюдать истинное распределение локальных полей в вихревом состоянии можно лишь в свободных от пиннинга эллипсоидальных образцах, изготовленных из особо чистых монокристаллических материалов с параметром Гинзбурга-Ландау ~ 1 (например, сверхчистого ниобия) [12]. В наших же тонкопленочных образцах оцененный нами параметр 3-4. Это значит, что присутствует пиннинг. Пиннинг вихрей приводит к трансформации сингулярности в распределении магнитного поля в регулярной вихревой решетке в гауссово распределение с шириной, которая может быть оценена как Hv ~ ( Hc2-H0)/22. При поле Hc2 ~ 5000 Э и H0 = 4920 Э это дает Hv ~ 3.5 Э. В этом случае если форма линии ЯМР в нормальном состоянии гауссова, то в сверхпроводящем состоянии она должна оставаться гауссовой с дополнительным оцененным выше уширением.

Pages:     | 1 || 3 |






© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»