Влияние ферромагнетизма и антиферромагнетизма на сверхпроводимость слоистых пленок сверхпроводник/магнетик тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.11 ВАК РФ

На правах рукописи

ТИХОНОВ Дмитрий Анатольевич

ВЛИЯНИЕ ФЕРРОМАГНЕТИЗМА И АНТИФЕРРОМАГНЕТИЗМА НА СВЕРХПРОВОДИМОСТЬ СЛОИСТЫХ ПЛЕНОК СВЕРХПРОВОДНИК/МАГНЕТИК

01.04.11 - физика магнитных явлений

АВТОРЕФЕРАТ

диссертации на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук

КАЗАНЬ - 2004

Работа выполнена в лаборатории физики перспективных материалов Казанского физико-технического института им. Е. К. Завойского Казанского научного центра Российской академии наук

Научный руководитель: доктор физико-математических наук,

профессор,

Гарифуллин Ильгиз Абдулсаматович

Официальные оппоненты: доктор физико-математических наук,

профессор,

Жихарев Валентин Александрович

техническом институте им. Е.К.Завойского КазНЦ РАН (Казань, 420029, Сибирский тракт, 10/7).

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке Казанского физико-технического института им. Е. К. Завойского КазНЦРАН.

кандидат физико-математических наук, доцент,

Дуглав Александр Васильевич

Ведущая организация: Институт физики металлов

УрО РАН

Автореферат разослан

--г?--

2004 года

Ученый секретарь диссертационного совета

ОБШДЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Актуальность темы

Начиная с середины 60-х годов взаимодействие между такими противоположными явлениями, как сверхпроводимость и ферромагнетизм, вызывает значительный интерес исследователей. Первоначально их взаимное влияние изучалось в сплавах и интерметаллических соединениях. В искусственно приготовленных слоистых системах сверхпроводник/ферромагнетик (С/Ф) взаимодействие сверхпроводимости и ферромагнетизма называется эффектом близости С/Ф. Эффект близости С/Ф изучается уже длительное время, однако только в последние годы исследователи вплотную подошли к пониманию процессов, происходящих на границе раздела С/Ф (см., например, обзор [1]).

Интересной особенностью эффекта близости С/Ф является осцилляционная зависимость температуры сверхпроводящего перехода от толщины ферромагнитного слоя при фиксированной толщине сверхпроводящего слоя. Одной из причин осцилляции Тс является так называемая Джозефсоновская л-связь в С/Ф/С структурах, возникающая вследствие осцилляций сверхпроводящей парной волновой функции в ферромагнитном слое. При определенных толщинах этого слоя разность фаз парной волновой функции в двух соседних сверхпроводящих слоях, разделенных ферромагнитным слоем, может оказаться равной Радович и др. [2] на основании своих вычислений сделали вывод о том, что система с л-связью, скорее всего, может иметь более высокое Т„ нежели система с нулевой разницей фаз. Однако - это не единственная причина

осцилляции Другой причиной может оказаться взаимная диффузия атомов соседних слоев через границу раздела С/Ф [3]. Она приводит к появлению между ферромагнитным и сверхпроводящим слоями промежуточного слоя, свойства которого меняются с увеличением толщины ферромагнитного слоя. Вследствие этого влияние ферромагнитного слоя на сверхпроводимость оказывается немонотонным. Третьей причиной осцилляций является реализация так называемого состояния Ларкина-Овчинникова-Фульде-Феррела (ЛОФФ) [4]. Лазар и др. [5] считают, что наблюдавшиеся ими осцилляции Тс в системе РЬЛРе обусловлены именно этой причиной.

Теоретически было показано (см., например, [6]), что при определенных условиях результатом реализации состояния ЛОФФ может явиться возвратное поведение зависимости (здесь - толщина

ферромагнитного слоя). При этом с увеличением температура сверхпроводящего перехода сначала резко уменьшается вплоть до полного исчезновения сверхпроводимости, затем с дальнейшим увеличением при определенном ее оводимость вновь

восстанавливается; Тс растет и насыщается при больших значениях с^-. До сих пор это интереснейшее явление экспериментально не наблюдалось.

Если эффект близости С/Ф к настоящему времени достаточно хорошо изучен, то исследование природы взаимодействия сверхпроводимости и антиферромагнетизма находится на начальном этапе. Считается, что воздействие антиферромагнетизма на сверхпроводимость мало отличается от воздействия немагнитного металла. Вместе с тем при изучении зависимости Тс от толщины слоев Сг зачастую обнаруживаются странные аномалии (см., например, [7]), которые не могут, быть объяснены в рамках принятой модели. Таким образом, изучение механизмов воздействия слоев хрома на сверхпроводимость также является весьма интересным.

Цель работы;_

- обнаружить "возвратное" поведение температуры сверхпроводящего перехода в слоистой тонкопленочной системе Ф/С/Ф, когда с увеличением толщины слоя ферромагнетика сверхпроводимость сначала исчезает, а затем появляется вновь при больших толщинах слоя ферромагнетика;

- донять механизмы воздействия слоя хрома на сверхпроводимость через изучение эффекта близости в слоистой тонкопленочной системе

а также в системе когда слой хрома является

промежуточным звеном между слоями железа и ванадия, эффект близости между которыми достаточно хорошо изучен. Для достижения поставленной цели в диссертационной работе решались следующие задачи;

• исследование влияния длины свободного пробега и толщины однослойных ванадиевых пленок на температуру перехода в сверхпроводящее состояние;

проведение исследования эффекта близости С/Ф в системеРе/У/Ре;

• изучение эффекта близости в системахСг/У/Сг и Ре/Сг/У/Сг/Ре.

Научная новизна результатов заключается в следующем;

1. Впервые обнаружена "возвратная" сверхпроводимость в слоистой тонкопленочной системе Ф/С/Ф на примере трехслойной системы Ре/У/Ре, когда с увеличением толщины слоев железа (!{-, температура сверхпроводящего перехода сначала резко уменьшается; сверхпроводимость не наблюдается в определенной области толщин, а затем при больших толщинах слоев железа сверхпроводимость появляется вновь; Те растет с увеличением йр, и насыщается при <//> > 20 А.

2. Внесена ясность в механизмы влияния хрома на сверхпроводимость мультислойных систем сверхпроводник/магнетик. Показано, что слой хрома в системе с изменением его толщины

предположительно претерпевает переход из немагнитного состояния в несоразмерное антиферромагнитное состояние волн спиновой плотности в области толщин порядка 40 А.

Практическая ценность работы;

Проведенные исследования эффекта близости в системе Ре/У/Фе могут оказаться полезными при создании спинового клапана для сверхпроводящего тока, предложенного Тагировым Л.Р. [8]. Принцип действия такого спинового клапана основан на том, что, согласно расчетам, трехслойная структура Ф/С/Ф имеет более низкую температуру перехода в сверхпроводящее состояние Те для параллельной ориентации намагниченностей ферромагнитных слоев по сравнению со значением Тс для их антипараллельной ориентации. Таким образом, сверхпроводящий ток, текущий через образец, может быть включен или выключен поворотом намагниченности одного из ферромагнитных слоев относительно направления намагниченности другого магнитным полем. Для создания такого устройства система С/Ф с "возвратным" поведением является наиболее перспективной.

Для эффективной работы спинового клапана, предложенного Тагировым Л.Р., необходимо, чтобы толщина сверхпроводящего слоя в конструкции Ф/С/Ф была бы порядка (или меньше) длины когерентности сверхпроводника В системе Ф/С/Ф, где в качестве ферромагнитного слоя выступает железо, никель или кобальт, сверхпроводимость исчезает в области толщин сверхпроводящего слоя порядка Как показывают проведенные в диссертационной работе исследования, толщину слоя сверхпроводника можно заметно уменьшить, используя в качестве промежуточного слоя между слоями железа и ванадия слой хрома, т.е. система Ре/Сг/У/Сг/Те может оказаться более пригодной для создания спинового клапана, нежели система

На защиту выносятся результаты экспериментальных исследований:

- эффекта близости в системе в которых наблюдалось "возвратное" поведение температуры сверхпроводящего перехода; когда с увеличением толщины слоев железа температура сверхпроводящего перехода сначала резко уменьшалась, сверхпроводимость исчезала, а затем появлялась вновь при больших толщинах слоев железа.

- эффекта близости в системах Сг/\7Сг и Ре/Сг/У/СгтТе, в ходе которых было выяснено, что слои хрома при малых толщинах в системе

находятся в немагнитном состоянии и переходят в несоразмерное антиферромагнитное состояние волн спиновой плотности при толщинах порядка 40

Апробация работы_

Основные результаты работы были представлены на следующих международных конференциях: "Symposium on Metallic Multilayers" (Aachen, Germany, 2001), "International Workshop on Magnetic Heterostructures" (Bochum, Germany, 2002), "NATO Advanced Research Workshop on Nanostructured Magnetic Materials and Their Applications" (Istanbul, Turkey, 2003), "The International Conference on Nanoscale-properties of condensed matter probed by resonance phenomena" (Kazan, Russia, 2004).

Публикации

Основные результаты диссертации отражены в 6 статьях, а также в материалах и тезисах вышеперечисленных конференций.

Структура диссертации

Диссертация состоит из введения, пяти глав, заключения и списков авторской и цитируемой литературы, содержащих 105 наименований. Работа изложена на 130 страницах машинописного текста, включая 37 рисунков и 3 таблицы.

Личный вклад автора в совместных публикациях заключается в следующем:

1. участие в постановке задач и определении стратегии их решения;

2. отработка методики приготовления образцов; 3: приготовление образцов для исследований;

4. аттестация образцов с помощью методов малоуглового отражения рентгеновских лучей, брэгговской дифракции рентгеновских лучей и СКВИД-магнитометрии;

5. измерение температуры сверхпроводящего перехода как по изменению электросопротивления, так и по изменению магнитной восприимчивости на переменном токе вплоть до температуры порядка 0.3 К;

6. анализ полученных результатов.

КРАТКОЕ СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ

Во введении кратко обосновывается актуальность проблемы, научная и практическая значимость работы, формулируется цель исследований.

В первой главе представлен краткий обзор основных публикаций по эффекту близости сверхпроводник/магнетик. Дано описание экспериментальных и теоретических исследований. В хронологическом порядке показано, какой путь был пройден при изучении взаимодействия как сверхпроводимости и ферромагнетизма, так и сверхпроводимости и

антиферромагнетизма за последние десятилетия. Значительное внимание в главе уделено исследованиям эффекта близости С/Ф, которые были проведены в группе И.А. Гарифуллина, в частности, работам Лазар и др. [5] и Мюге и др. [3]. Благодаря этим экспериментальным работам удалось достаточно хорошо понять процессы, происходящие на границе раздела С/Ф. Далее в главе 1, анализируются результаты ряда работ, в которых исследовался эффект близости С/АФ (АФ - антиферромагнетик). В этих работах были исследованы системы, где в качестве антиферромагнетика использовался хром. Из экспериментальных исследований эффекта близости С/АФ следует, что в данной области все еще остается довольно много открытых вопросов.

Во второй главе описаны использованные в работе методы приготовления образцов, а также методы, которые применялись для характеризации тонких пленок и измерения температуры сверхпроводящего перехода.

В первом параграфе данной главы рассматриваются два метода, которые были использованы при приготовлении образцов: метод молекулярно-лучевой эпитаксии и радиочастотного распыления. Для корректного изучения зависимостей свойств слоистых пленок от толщины ферромагнитного слоя (сверхпроводящего слоя) при фиксированной толщине сверхпроводящего слоя (ферромагнитного слоя) образцы необходимо готовить в течение одного цикла. При этом достигается однородность фиксированной толщины слоя, и уверенность в относительных значениях варьируемой толщины.

Далее рассматриваются режимы, при которых были приготовлены исследованные в работе образцы, В частности, указаны температуры держателя подложек, которые поддерживались во время приготовления образцов, а также скорости роста (напыления) материалов, использованные при выращивании (напылении) пленок. В том числе, подробно разъяснены приемы, применявшиеся при приготовлении образцов как с одинаковыми, так и различными толщинами слоев в рамках одной серий. Для изготовления серии образцов с изменяющейся толщиной какого-либо слоя методом радиочастотного распыления центр держателя подложек смещался на 10 см относительно центра мишени, а при выращивании методом молекулярно-лучевой эпитаксии держатель подложек располагался специальным образом по отношению к источнику, из которого осуществлялось испарение материала. При этом длинная сторона подложки устанавливалась под малым углом по отношению к направлению потока испаряемого материала.

Во втором параграфе этой главы кратко рассматриваются два метода, которые использовались для исследования тонкопленочных структур: малоугловое рассеяние рентгеновских лучей и метод дифракции Брэгга. Первый из них применяется для определения толщин как

отдельных слоев, так и полной толщины Ь тонкопленочной структуры. Метод брэгговской дифракции используется для определения кристаллографической ориентации слоев и параметров кристаллической решетки. В случае высокого качества образца он позволяет также измерить когерентные толщины слоев Ь. Вкратце описана рентгеновская установка, на которой проводились рентгеновские измерения. Представлены примеры спектров малоуглового рассеяния рентгеновских лучей и дифракции Брэгга.

Третий параграф данной главы посвящен магнитным измерениям. Они проводились для всех содержащих слои железа образцов, описываемых в данной диссертационной работе. Необходимость этих измерений заключалась в том, что нужно было уточнить истинные толщины ферромагнитных слоев железа. Толщина ферромагнитного железа определялась из величины намагниченности насыщения. Измерение намагниченности проводилось двумя способами: при помощи СКВИД-магнитометра и при помощи весов Фарадея.

В последнем параграфе данной главы описаны методы измерения температуры сверхпроводящего перехода как по изменению электрического сопротивления, так и по изменению магнитной восприимчивости образцов.

В третьей главе описаны результаты экспериментов по изучению сверхпроводящих свойств однослойных пленок ванадия.

В последующих главах мы собираемся изучать воздействие ферромагнитных и антиферромагнитных слоев на сверхпроводимость слоев ванадия, исследуя зависимость температуры сверхпроводящего перехода от толщины магнитных и сверхпроводящих слоев. В связи с этим, необходимо знать, как в однослойной пленке ванадия температура сверхпроводящего перехода зависит от его толщины. Кроме того, необходимо понять хотя бы качественно, почему данная зависимость существует. Для этого нами была приготовлена серия однослойных образцов с изменяющейся толщиной слоя ванадия Для защиты от окисления ванадиевые пленки сверху покрывались слоем оксида алюминия. Толщина слоя ванадия находилась в диапазоне от 100 А до 300 А, а толщина слоя оксида алюминия была приблизительно равна 50 А. Измерения температуры сверхпроводящего перехода проводились по изменению электрического сопротивления. Значение Те определялось по середине сверхпроводящего перехода. Ширина сверхпроводящего перехода ДТс не превышала значения 0.08 К для всех измеренных образцов.

В зависимости температуры сверхпроводящего перехода Те от толщины слоя ванадия мы наблюдали уменьшение с уменьшением При этом зависимость становилась более крутой при приближении к

критической толщине слоя ванадия с1у1' — 105 А, ниже которой сверхпроводимость не обнаруживалась вплоть до 1.2 К.

Из измерений электросопротивления было определено отношение электрического сопротивления при комнатной температуре R(300K) к сопротивлению при температуре, слегка превышающей температуру сверхпроводящего перехода Л(ТС) ЕКК=ЦЪ00К)/Я(Тс) = р(200К)/р(Тс). Учитывая, что р(30(Ж) определяется суммой фононного вклада в электросопротивление (500ЛГ) = 18.2 мкОм-см и остаточного

электросопротивления р(Тс), мы определили р(Тс), которое изменялось от 24 до 9 мкОм-см. Далее с помощью соотношений Пиппарда из полученных значений р(Гс) был проведен расчет длины свободного пробега электронов проводимости /. Затем был построен график зависимости ЯЯЯ от толщины слоя ванадия е1у, демонстрирующий уменьшение отношения удельных электросопротивлений (или длины свободного пробега электронов проводимости) с уменьшением толщины слоя сверхпроводника.

Необходимо отметить, что температура сверхпроводящего перехода ванадия, его сплавов и интерметаллических соединений может подавляться процессами рассеяния электронов на дефектах и примесях. Зависимость Тс от длины свободного пробега электронов проводимости -это необычное явление. Для объяснения сильного подавления Тс вследствие разупорядочения структуры в сверхпроводниках, содержащих в своем составе переходные элементы, Тестарди и др. [9] предложили учесть конечное время жизни электронов проводимости в том или ином состоянии. Ванадий - один из немногих металлов, у которых имеется узкий пик в плотности состояний электронов проводимости на уровне Ферми N(Cy). Размывание этого пика за счет конечного времени жизни электронов проводимости приводит к уменьшению Тс. Мы провели сравнение полученных экспериментальных результатов по зависимости Тс от с теоретической кривой Тестарди и др. [9] и получили достаточно

хорошее согласие теории с экспериментом.

Итак, было выяснено, что подавление является следствием укорочения времени жизни электронов проводимости, которое происходит, в частности, из-за процессов рассеяния электронов проводимости на границах зерен.

В четвертой главе рассматриваются результаты исследования сверхпроводящих свойств шести серий трехслойных пленок Образцы готовились методом радиочастотного распыления. В серии 1 толщины слоев железа были с//ге = 50 А, а толщина слоя ванадия варьировалась от 200 до 1200 А. В сериях 2, 3, 4, 5 и 6 толщина слоя ванадия была жестко зафиксирована равной 312, 292, 308, 290 и 339 А,

соответственно, а толщина слоев железа изменялась от 1 до 28 А. Каждая серия состояла из 10 (или 16) трехслойных образцов Fe/V/Fe. При напылении серии с постоянной толщиной слоев железа ее вариации от образца к образцу в пределах нескольких процентов не являлись критичными, так как в этих образцах слои железа были физически "толстыми", поскольку толщина слоя железа df, была выбрана намного большей. Д/т, глубины проникновения куперовских пар в него (¡jp = 8 А [5]). Что же касается серий с постоянной толщиной слоя ванадия и переменной толщиной слоя железа, то в этих сериях для получения максимальной амплитуды изменения Тс в зависимости от dp, необходимо было выбрать толщину слоя ванадия вблизи критической толщины, ниже которой сверхпроводимость не наблюдается. В этой области толщин производная очень велика и допустимые изменения толщины слоя ванадия ограничиваются одним процентом с тем, чтобы изменения Т„ вызванные вариацией dy в пределах серии, не могли заметным образом исказить зависимость Tc(dfe). В связи с этим предпринимались специальные меры для устранения вариации dy в пределах серии. В частности, в процессе напыления слоя ванадия держатель в форме диска с подложками, расположенными на одинаковом расстоянии от его центра, четырежды поворачивался вокруг оси на 90°.

Измерения намагниченности слоев железа в исследованных образцах методом Фарадея показали, что слои железа остаются ферромагнитными вплоть до моноатомных толщин, а намагниченность насыщения не зависит от dFt.

Температура сверхпроводящего перехода всех образцов измерялась как по изменению электрического сопротивления на постоянном токе, так и по изменению магнитной восприимчивости на переменном токе. Форма кривой Tc(dy) для образцов серии 1 оказалась стандартной. Температура сверхпроводящего перехода в области больших толщин слоя ванадия d> слабо уменьшалась с уменьшением dy; с уменьшением толщины слоя ванадия скорость спада все более увеличивалась и достигала максимальной величины при приближении к некоторой критической толщине dy1', приблизительно равной 240 А, ниже которой

сверхпроводимость не наблюдалась. Необходимо отметить, что критическая толщина слоя ванадия в трехслойных пленках значительно больше, чем критическая толщина однослойных пленок равная 105 А. Это связано с влиянием обменного поля слоя железа на сверхпроводимость слоя ванадия.

Все остальные серии трехслойных образцов Fe/V/Fe состояли из образцов с одинаковой толщиной слоя ванадия в рамках одной серии и с различными толщинами слоев железа. Как уже говорилось выше, для этих серий выбиралась такой, чтобы влияние железа было наиболее

выраженным, то есть, чем ближе dy к критической толщине, тем более интересного поведения можно ожидать от кривой Диапазон

изменения Тс находился между 5.2 К (температура сверхпроводящего перехода для однослойной пленки) и значением, соответствующим выбранной толщине слоя ванадия на кривой зависимости Tc(dy)„ Эта точка является асимптотической на графике Tc(dfJ при dft » fy. Нужно было также учесть и то обстоятельство, что если толщина слоя ванадия слишком близка к критической толщине, то значения Тс большинства образцов будут находиться в области сверхнизких температур, что сделает измерительный процесс очень трудоемким.

На образцах серий 2-6 нами были получены наиболее интересные результаты. При построении зависимостей температуры сверхпроводящего перехода от толщины слоя железа мы использовали значения dfe, полученные из измерений намагниченности. Зависимость Tc(dfj для серий 2 и 3, состоящих из 16 образцов, приготовленных на подложках AI2O3, выглядела следующим образом. При малых dfe наблюдалось резкое уменьшение Тс с увеличением dft, минимум при dre ~ 8 А, а затем увеличение Тс с последующим его насыщением в области dft > 20 Ä. Глубина минимума возрастала с уменьшением толщины слоя ванадия. Для серий 4 и 5 с заметно меньшей шероховатостью границ раздела Fe/V поведение Тс было в целом таким же, как и в сериях 2 и 3. Глубина минимума также увеличивалась с уменьшением dy, а для серии 5 минимум Тс оказался ниже 30 мК. Предполагая, что ниже этой температуры сверхпроводимость не появляется, мы можем классифицировать поведение как возвратное.

Далее в данной главе подробно рассмотрено, какое поведение может проявлять температура сверхпроводящего перехода в зависимости от толщины слоя железа и какими механизмами вызвано подобное поведение. Затем рассмотрены теории эффекта близости С/Ф Радовича и др. [2) и Тагирова [6]. Более подробно описана теория Радовича и др., которые предложили подход для вычисления температуры сверхпроводящего перехода в слоистых системах С/Ф. При описании теории Тагирова внимание, в основном, было уделено различиям между ней и теорией Радовича и др., которые имеют важное значение для правильного описания эффекта близости С/Ф.

Далее в четвертой главе представлена процедура, позволяющая однозначно определить параметры теории Тагирова, для описания полученных нами данных по зависимостям Tc(dy) и Tc(dpJ вплоть до "возвратного" поведения Те. Теория Тагирова [6] предсказывает возможность "возвратного" поведения Тс и связывает его с эффектами интерференции волновых функций куперовских пар, отраженных от внешней и внутренней поверхности ферромагнитного слоя.

Априори ясно, что для более яркого наблюдения эффекта "возвратной" сверхпроводимости необходимо, по возможности, максимально уменьшить шероховатость границ раздела Fe/V. Это связано с тем, что шероховатость границ вносит произвольный сдвиг фаз интерферирующих волн и, таким образом, размазывает интерференционную картину, приводя к уменьшению амплитуды осцилляции Tc(dfe).

Анализ вида теоретических кривых Tc(dfJ в зависимости от параметров теории показал, что существует еще две возможности улучшить условия наблюдения "возвратной" сверхпроводимости. Во-первых, можно увеличить длину свободного пробега электронов в слоях железа. Однако эта возможность не представляется очень перспективной, поскольку при tfa — 10 Ä, когда наблюдается минимум в длина свободного пробега будет ограничиваться шероховатостью поверхности и толщиной ферромагнитного слоя. Другой возможностью является увеличение длины свободного пробега электронов проводимости в сверхпроводящем слое с соответствующим увеличением сверхпроводящей длины когерентности. Последняя возможность представляется более реальной. Этому условию как раз удовлетворяет серия 6, приготовленная на подложках MgO с определенно лучшим структурным качеством и большим значением RRR = 10.

В заключении этой главы представлены результаты наблюдения "возвратной" сверхпроводимости для серии 6 с оптимальным качеством структуры тонких пленок и толщиной слоя ванадия 339 А. В этой серии трехслойных пленок с увеличением толщины слоя железа

сначала резко уменьшается вплоть до полного исчезновения сверхпроводимости при dp, ~ 8 А, а затем с увеличением df, сверхпроводимость вновь появляется при температура

сверхпроводящего перехода увеличивается, и кривая Tc(dpJ выходит на плато при толщинах железа порядка 20 (этот результат был получен Ю.В. Горюновым). Сравнение теории с экспериментом позволило определить коэффициент прохождения границы раздела V/Fe для куперовских пар 7>/л = 1.6. Это соответствует квантово-механическому коэффициенту прохождения Т = 0.6, что значительно больше, чем коэффициент прозрачности границы раздела Pb/Fe, равный 0.3 [5]. Необходимо отметить, что высокая прозрачность границы раздела Fe/V несомненно также способствовала наблюдению эффекта "возвратной" сверхпроводимости.

В пятой главе приведены результаты исследований эффекта близости в системах Cr/V/Cr и Fe/ Cr/V/Cr/Fe.

Было приготовлено три серии трехслойных образцов Cr/V/Cr. Образцы Cr/V/Cr были изготовлены методом радиочастотного распыления. В первой серии образцов толщина слоев хрома держалась постоянной и

была равна 100 А, а толщина слоя ванадия изменялась от 200 до 1200 А. Затем для более подробного изучения влияния хрома на сверхпроводимость ванадия были приготовлены еще две серии образцов с фиксированной толщиной слоя ванадия dy = 300 А и изменяющейся толщиной слоев хрома. Толщины слоев хрома в образцах Cr/V/Cr для одной серии находились в диапазоне от 11 до 44 А, а для другой серии - от 41 до 155 А. Температура сверхпроводящего перехода тонкопленочных структур измерялась как методом электросопротивления, так и методом магнитной восприимчивости. По результатам этих измерений были построены зависимости Tc(dy) иГс(0оЛ р м а кривой Tc(di) подобна той, что была получена на образцах Fe/V/Fe, а на графике зависимости T/dcr) мы наблюдали уменьшение температуры сверхпроводящего перехода Те с увеличением толщины слоя хрома. Вблизи толщины слоя хрома der ~ 45 А отчетливо наблюдалось небольшое возрастание Тс, и затем Тс вновь начинала монотонно уменьшаться с несколько большей скоростью, чем при der < 40 А

Далее в пятой главе подробно изложена теория эффекта близости С/НМ (НМ - нормальный метал), которая была нами использована для вычисления теоретических кривых Tc(di) и Tc(dcr)- В своем анализе мы следовали общепринятому теоретическому подходу [7, 10] к эффекту близости С/АФ, который базируется на предположении слабого влияния антиферромагнитного состояния на сверхпроводимость. Следуя этому предположению, хром рассматривается как немагнитный металл.

Подгонка теории к экспериментальной зависимости Tc(dy) дает критическую толщину слоя ванадия ниже которой переход в

сверхпроводящее состояние не должен наблюдаться. Необходимо заметить, что увеличение критической толщины слоя сверхпроводника по сравнению с однослойными образцами ванадия (d"a = 105 А) является

следствием влияния хрома на сверхпроводимость ванадия в трехслойной системе Cr/V/Cr.

Наблюдаемое уменьшение температуры сверхпроводящего перехода с увеличением качественно совпадает с теоретически предсказанным для эффекта близости С/НМ [11]. Вместе с тем на экспериментальной кривой Гс(с/сг) заметно незначительное увеличен^при 45Аодобно особенности, обнаруженной ранее Девисом и др. [7] для мультислоев V/Cr. В диапазоне dcr от 50 до 70 А наблюдается резкое уменьшение Тс до полного подавления сверхпроводимости при 80 А. Для антиферромагнитного слоя, равно как и для немагнитного металлического слоя, сильное подавление Тс при с/о £ 50 А является неожиданным. Более того, совпадение особенности н а кривой TJßcr) udcr р* 45и А с ожидаемым при этих толщинах переходом слоев в несоразмерное состояние волн спиновой плотности (ВСП) указывает, по-видимому, на

связь между особенностью на кривой Tc{dcr) и магнитным фазовым переходом в слое хрома.

В последней части данной главы представлены результаты исследований эффекта близости в системе Fe/Cr/V/Cr/Fe. Всего было приготовлено 4 серии образцов. В серии 1 изменялась величина de, при неизменном значении dfe = 50 А. В остальных трех сериях толщина слоя хрома была зафиксирована при значениях dcr = 15, 28 и 47 А (серии 2, 3 и 4, соответственно), а толщина dft варьировалась. Толщина слоя ванадия во всех образцах была 300 А, поскольку анализ имеющихся к настоящему времени результатов изучения эффекта близости в системах V/Fe и V/Cr показывает, что наибольшая чувствительность Тс мультислоев к толщинам слоев Fe и Сг может быть достигнута именно при этой толщине слоя ванадия.

На всех образцах были проведены магнитные измерения при помощи СКВИД-магнетометра при Т = 20 К. Предполагая, что намагниченность насыщения не зависит от dfe, как это следует из результатов наших исследований системы V/Fe, представленных в главе 3, мы уточнили толщину ферромагнитных слоев железа в образцах и использовали эти значения при построении зависимостей T^df^.

Температура сверхпроводящего перехода Те измерялась по изменению электросопротивления на постоянном токе по стандартной четырехконтактной методике. Отношение электросопротивления при комнатной температуре к остаточному электросопротивлению вблизи температуры сверхпроводящего перехода для всех

исследованных образцов оказалось порядка 4. Зная величину фононного вклада в удельное электросопротивление для ванадия

мы нашли остаточное удельное электросопротивление рд — 6 мкОм см. Следуя работе Лазар и др. [5], из соотношений Пиппарда мы установили связь между длиной свободного пробега электронов проводимости / и остаточным электросопротивлением ванадия р«/ = 2.5 10 мкОмсм*, что для наших образцов дает / = 40 А. Используя длину когерентности БКШ для ванадия ^д = 440 А и оцененную нами длину свободного пробега /, мы вычислили сверхпроводящую длину когерентности для слоев ванадия в наших образцах.

В зависимости Tc(dcr) для серии 1 с фиксированными значениями толщин слоев железа в области значений температура

сверхпроводящего перехода Те растет с увеличением . С дальнейшим увеличением толщины слоев хрома проходит через максимум, а затем уменьшается с несколько большей скоростью, чем увеличивалась до достижения максимума.

Другая особенность результатов данных исследований представлена зависимостями в образцах трех серий с различными

фиксированными значениями толщин слоев хрома. Анализируя данные

зависимости, можно заметить следующие систематические закономерности. Форма зависимостей Tc(df,) в целом похожа на ту, которая нами наблюдалась ранее для трехслойных образцов Fe/V/Fe. При этом амплитуда начального спада Тс уменьшается с увеличением толщины слоев Cr, разделяющих слои Fe и V. Очевидно, что это связано с экранирующей ролью слоев Сг. С увеличением de, число куперовских пар, достигающих слои Fe, уменьшается, поэтому влияние обменного поля Fe на сверхпроводимость слоя ванадия ослабевает. При de, — 47 А слои Fe уже практически не оказывают влияния на сверхпроводимость, указывая на то, что амплитуда парной волновой функции в слое Fe ничтожна мала.

Обсудим теперь, каким образом были получены теоретические кривые. Используем в своем анализе стандартную процедуру, принятую в литературе (см., например, [10]). Будем описывать эффект близости на границе раздела V/Cr с помощью теории, развитой Вертхамером [11] для эффекта близости С/НМ. В добавок, следуя Хаузеру и др. [10], введем в нее процесс разрушения куперовских пар вследствие спинового рассеяния типа Абрикосова-Горькова [12].

Теория эффекта близости для слоистых тонкопленочных систем С/П/Ф была разработана Водопьяновым и др. [13]. Первоначально она была предназначена для описания эффекта близости в системе С/Ф с парамагнитным (П) промежуточным слоем, образованным вследствие взаимной диффузии слоев сверхпроводника и ферромагнетика. Применим эту теорию для исследуемой системы считая, что слой хрома

играет роль П-слоя.

Прежде, чем начать анализ, зафиксируем параметры теории Тагирова [6], полученные нами ранее при описании зависимости T^df-J для трехслойной системы В системе С/П/Ф добавляются

дополнительные параметры, обусловленные наличием П-слоя. Вместо параметра Ty/fn характеризующего прозрачность интерфейса С/Ф, появляются три параметра характеризующие прозрачность

границ раздела Cr/Fe и V/Cr соответственно, а также время спинового рассеяния электронов на локализованных магнитных моментах в П-слое [12]. Из имеющихся у нас экспериментальных данных достаточно сложно оценить одновременно значения этих трех параметров. Мы можем зафиксировать значения To/Ft и Ту/с„ основываясь на следующем. Ранее нами было показано, что прозрачность границы раздела С/Ф в системе V/Fe ограничивается, в основном, вследствие различия значений фермиевских моментов находящихся в контакте металлов. На границе раздела с ферромагнетиком фермиевские моменты в лучшем случае могут оказаться равными для одного направления спина. Исходя из этого, мы можем положить Тс,/Fe равным или близким к полученной нами величине Ti/fe = 1.6 для границы раздела С/Ф в системе V/Fe, а Ту/с, взять бесконечно большим вследствие близости электронных структур V и Сг.

Основываясь на этих предположениях и используя все параметры, известные из наших исследований системы мы подогнали

теоретические кривые к экспериментальным зависимостям. Единственным подгоночным параметром было время спинового рассеяния электронов т,. Мы получили т, = 5'10"13 с для одновременного описания всех зависимостей. Общая форма всех кривых достаточно хорошо воспроизводится, включая значение глубины проникновения куперовских пар в слои Сг, которое оказалось порядка 40 А.

Имеется, однако, одна деталь, которую теория не описывает даже качественно, - это резкий спад в зависимости Tc(dFt) при der > 40 А. Можно предположить, что он обусловлен переходом слоя Cr в несоразмерное состояние ВСП при der ~ 40 А. Мы полагаем, что слои Cr при толщинах меньше 40 А находятся в немагнитном состоянии. Недавние Мессбауэровские эксперименты на мультислоях V/Cr (см., например, [14]) показывают, что на границе с ванадием состояние хрома немагнитное, что поддерживает наше предположение. Конечно, в нашей системе слой Сг находится в контакте с V с одной стороны и Fe - с другой. В этом смысле ситуация не совсем идентична исследованной методом Мессбауэра, и мы, вообще говоря, не можем полностью исключить возможность реализации соразмерного состояния ВСП при dcr < 40 А. Вместе с тем, в этом случае мы бы ожидали сильную конкуренцию соразмерного антиферромагнитного состояния ВСП и сверхпроводящего состояния в слое хрома, что должно приводить к сильному уменьшению амплитуды парной волновой функции вблизи интерфейса Cr/V и к соответствующему заметному подавлению в области толщин чего не

наблюдается в эксперименте. Наоборот, слои хрома в этой области толщин экранируют разрушающее куперовские пары воздействие обменного поля слоев железа на сверхпроводимость слоя ванадия. Предположение о том, что переход слоев Сг из немагнитного состояния в состояние ВСП может приводить к подавлению плотности куперовских пар, индуцированных в слое Сг вследствие эффекта близости, представляется нам разумным. Так сверхпроводящее спаривание и упорядочение электронов в состояние ВСП не могут происходить на одних и тех же участках поверхности Ферми. При теоретическом исследовании этой задачи (см., например, [15]) было показано, что в той части поверхности Ферми, где нестинг благоприятствует образованию состояния ВСП, возможность формирования сверхпроводящей щели ограничена, и температура сверхпроводящего перехода оказывается пониженной, если температура перехода в состояние ВСП больше изначального значения

Необходимо в заключении отметить, что в данных по исследованию эффекта близости в слоистых пленках Cr/V (см., например, [7]) особенность в зависимости Тс от толщины слоев хрома выражена гораздо менее ярко, чем в данных по для системы

Зависимость Tc(dcr) в пленках Cr/V во всей области толщин хрома удается удовлетворительно описать в рамках теории Вертхамера [11], вводя в эту теорию процесс разрушения куперовских пар вследствие рассеяния электронов с переворотом спина типа Абрикосова-Горькова [12].

Таким образом, изучение эффекта близости в слоистой тонкопленочной системе Fe/Cr/V/Cr/Fe ясно продемонстрировало экранирующее действие слоев хрома, введенных между сверхпроводящим слоем ванадия и слоями железа, разрушающими куперовские пары. Мы обнаружили аномальное подавление для толщин хрома больше 40 то есть толщин, превышающих глубину проникновения куперовских пар в слои хрома. На первый взгляд, это кажется удивительным и может быть объяснено только магнитным фазовым переходом, имеющим место по всей толщине хрома. Мы полагаем, что это переход слоя Сг из немагнитного в несоразмерное антиферромагнитное состояние ВСП. Таким образом мы показали, что эффект близости сверхпроводник/хром оказывается чувствительным зондом магнитного состояния Сг.

В заключении сформулированы основные выводы и кратко обозначены основные результаты, полученные автором.

Основные результаты работы;

В настоящей работе проведено детальное исследование эффектов близости в системах

1. Установлена зависимость температуры сверхпроводящего перехода Тс от остаточного электрического сопротивления р(Т<) в однослойных пленках ванадия. Уменьшение Тс с увеличением р(TJ обусловлено уширением пика в плотности состояний электронов проводимости вблизи уровня Ферми N(zj), вследствие укорочения времени жизни электронов проводимости в том или ином состоянии.

2. Впервые обнаружена "возвратная" сверхпроводимость в слоистой тонкопленочной структуре Ф/С/Ф. В зависимости температуры сверхпроводящего перехода Те от толщины слоев железа dp, при фиксированном значении толщины слоя ванадия dy в трехслойной системе

с увеличением сначала резко уменьшалась вплоть до

полного исчезновения сверхпроводимости; затем сверхпроводимость восстанавливалась; Тс увеличивалась и насыщалась при больших значениях dfe.

3. Установлены механизмы влияния хрома на сверхпроводимость слоистых пленочных систем сверхпроводник/хром. В результате анализа экспериментальных данных, полученных для системы Fe/Cr/V/Cr/Fe, сделан вывод о том, что при хром находится в немагнитном состоянии и переходит в несоразмерное состояние волн спиновой плотности при der "> 40 А. Переход из немагнитного состояния в несоразмерное состояние ВСП приводит к понижению плотности куперовских пар в слое хрома. Из-за того, что и в магнетизме хрома, и в

сверхпроводимости, индуцированной в слое хрома вследствие эффекта близости, участвуют одни и те же электроны, сверхпроводящее спаривание и возникновение несоразмерного состояния ВСП на одних и тех же участках поверхности Ферми могут рассматриваться как конкурирующие явления электронного упорядочения.

Результаты, полученные в ходе проведенных исследований, могут оказаться полезными в дальнейшем при создании спинового клапана для сверхпроводящего тока.

Список публикаций по теме диссертации

Al. Re-entrant superconductivity in the V/Fe superconductor/ferromagnet layered system /L.R.Tagirov, IAGarifullin, N.N.Garifyanov et al. //J. Mag. Mag. Mat.- 2002.- V.240.- P.577-579. A2. Re-entrant superconductivity in the superconductor/ferromagnet V/Fe layered system /I.A.Garifullin, D.A.Tikhonov, N.N.Garifyanov et al. //Phys. Rev. В.- 2002.- V.66, № 020505(R).- P. 1-4. A3. Recent experimental results on the superconductor/ferromagnet proximity effect /IAGarifullin, M.Z.Fattakhov, N.N.Garifyanov et al. //Nanostructured Magnetic Materials and their Applications, NATO SCIENCE SERIES, The Netherlands: Kluwer.- 2004.- P.121-144. A4. The antiferromagnet/superconductor proximity effect /M.Hubener, D.A.Tikhonov, IAGarifullin et al. //J. Phys.: Condens. Matter.- 2002.-V.14.-P.8687-8696. A5. Superconducting/ferromagnetic proximity effect mediated by Cr spacer layers /IAGarifullin, D.A.Tikhonov, N.N.Garifyanov et al. //Phys. Rev. В.- 2004.- V.70, № 054505.- P.l-5. A6. Эффект близости в системе Fe/Cr/V/Cr/Fe /И.А.Гарифуллин, Д.А.Тихонов, Н.Н.Гарифьянов и др. //Письма в ЖЭТФ.- 2004.- Т.80.-Вып.1.-С.50-54.

ЛИТЕРАТУРА

1. Garifullin I.A. Proximity effects in ferromagnet/superconductor heterostructures /IAGarifullin //J. Mag. Mag. Mat.- 2002.- V.240.- P.571-576.

2. Transition temperatures of superconductor-ferromagnet superlattices /Z.Radovid, M.Ledvij, L.Dobrosavljevid-Grujid et al. //Phys. Rev. B.-1991.-V.44,№2.-P.759-764.

3. Possible origin for oscillatory superconducting transition temperature in superconductor-ferromagnet multilayers /Th.Miihge, N.N.Garifyanov, Yu.V.Goryunov et al. //Phys. Rev. Lett.-1996.- V.77, № 9.- P. 1857-1860.

4. Ларкин А.И. Неоднородное состояние сверхпроводников /А.И.Ларкин, Ю.Н.Овчинников //ЖЭТФ.- 1964.- Т.47.- Вып.3(9).-С. 1136-1146; Fulde P. Superconductivity in a strong spin-exchange field /P.Fulde, RAFerrell //Phys. Rev.-1964.-V.135, № ЗА,- P.A550-A563.

5. Superconductor/ferromagnet proximity effect in Fe/Pb/Fe trilayers /L.Lazar, K.Westerholt, H.Zabel et al. //Phys. Rev. В.- 2000.- V.61, № 5.-P.3711-3722.

6. Tagirov L.R. Proximity effect and superconducting transition temperature in superconductor/ferromagnet sandwiches /L.RTagirov //Physica C.-1998.-V.307.-P.145-163.

7. Proximity effect coupled V/Cr superlattices /B.M.Davis, J.Q.Zheng, P.RAuvil et al. //Superlattices and Microstructures.- 1988.- V.4, № 4/5.-P.465-471.

8. Tagirov L.R. Low-field superconducting spin switch based on a superconductor/ferromagnet multilayer /LRTagirov //Phys. Rev. Lett. 1999.-V.83, № 10.- P.2058-2061.

9. Testardi L.R. Electron lifetime effects on properties of A15 and bcc materials /L.R.Testardi, L.F.Mattheiss //Phys. Rev. Lett.- 1978.- V.41, №23.-P.1612-1615.

10. Hauser JJ. Proximity effects between superconducting and magnetic films /J.J.Hauser, H.C.Theuerer, N.R.Werthamer //Phys. Rev.- 1966.- V.142, №1.-P.118-126.

11. Werthamer N.R. Theory of the superconducting transition temperature and energy gap function of superposed metal films /N.R.Werthamer //Phys. Rev.- 1963.- V.132, № 6.- P.2440-2445.

12. Абрикосов А.А. К теории сверхпроводящих сплавов с парамагнитными примесями /А.А.Абрикосов, Л.П.Горьков //ЖЭТФ.-1960.- Т.39.- Вып. 12.- С. 1781-1796.

13. The influence of alloying or interdiffusion on the superconducting properties of ferromagnet/superconductor layered systems /B.P.Vodopyanov, L.RTagirov, H.Z.Durusoy, A.V.Berezhnov //Physica C.-2001.-V.366.-P.31-42.

14. Magnetism of Cr in V/Cr multilayers studied by I19Sn M6ssbauer spectroscopy /M.Almokhtar, K.Mibu, A.Nakanishi et al. //J. Phys.: Condens. Matter.- 2000.- V.12.- P.9247-9257. .

15. Machida K. Spin density wave and superconductivity in highly anisotropic materials /K.Machida//J. Phys. Soc. Jpn.- 1981.- V.50, № 7.. p.2195-2202.

04 - 1 48 2 9

Отпечатано в ООО «Печатный двор». Казань, ул. Журналистов, 1/16. Тел. 72-74-59, 41-76-41,41-76-51. Лицензия ПД №7-0215 от 01.11.01 Выдана Поволжским межрегиональным территориальным управлением МПТР РФ. Подписано в печать 17.08.2004 г. Усл. п. л. 1,25. Заказ № К-1914. Формат 60x841/16. Бумага офсетная. Печать -ризография.

Введение

Глава 1. Эффект близости сверхпроводник/ферромагнетик и сверхпроводник/антиферромагнетик (краткий литературный обзор)

Глава 2. Методика эксперимента

2.1. Методы приготовления образцов

2.1.1. Метод молекулярно-лучевой эпитаксии

2.1.2. Радиочастотное распыление

2.1.3. Приготовление образцов

2.2. Характеризация образцов с использованием рентгеновского излучения

2.2.1. Малоугловое рассеяние рентгеновских лучей

2.2.2. Метод брэгговской дифракции

2.3. Магнитные измерения

2.3.1. СКВИД-магнитометр

2.3.2. Весы Фарадея

2.4. Измерения температуры сверхпроводящего перехода

Глава 3. Сверхпроводимость тонких пленок ванадия

3.1. Экспериментальные результаты

3.2. Сравнение экспериментальных результатов для одиночных пленок ванадия с теорией уширения пика в плотности состояний электронов проводимости

Глава 4. "Возвратная" сверхпроводимость в трехслойных пленках ¥е/У/¥е

4.1. Экспериментальные результаты

4.2. Теории эффекта близости С/Ф

4.2.1. Монотонное, осцилляционное и "возвратное" поведение зависимости Тс(с1Р) в пленках Ф/С/Ф.

Состояние ЛОФФ в тонких пленках

4.2.2. Теория Радовича

4.2.3. Теория Тагирова

4.3. Сравнение эксперимента с теорией

Глава 5. Эффект близости в системах Сг/У/Сг и Ре/Сг/У/СгЛРе

5.1. Экспериментальные результаты по исследованию системы Сг/У/Сг

5.2. Теория эффекта близости С/НМ

5.3. Сравнение эксперимента с теорией

5.4. Экспериментальные результаты по исследованию системы ¥&/Ст/У/Сг/¥е

Актуальность темы

Начиная с середины 60-х годов взаимодействие между такими антагонистическими явлениями, как сверхпроводимость и ферромагнетизм, вызывает значительный интерес исследователей. Первоначально их взаимное влияние изучалось в сплавах и интерметаллических соединениях. Эта проблема до сих пор остается актуальной в физике сверхпроводимости (см., например, [1] и обзор [2]), хотя акцент и сместился в сторону искусственных металлических сверхрешеток (см., например, обзор [3]) и тонкопленочных мультислойных структур (см., например, обзоры [4-6], а также дискуссию [7,8] по поводу последнего обзора Изюмова и др. [6]). Взаимодействие сверхпроводимости и ферромагнетизма в искусственно приготовленных слоистых системах, где сверхпроводник и ферромагнетик разнесены в пространстве, называется эффектом близости сверхпроводник/ферромагнетик (С/Ф). Эффект близости С/Ф изучается уже длительное время, но только в последние годы исследователи вплотную подошли к пониманию процессов, происходящих на границе раздела С/Ф (см., например, обзор [9]). Благодаря ряду недавних исследований в этой области (см., например, [10-14]), эффект близости С/Ф достаточно хорошо понят качественно, однако в количественном отношении он все еще нуждается в дальнейшем изучении. Для обсуждения этой темы необходимо кратко напомнить о свойствах сверхпроводников и ферромагнетиков.

В соответствии с теорией Бардина-Купера-Шриффера (БКШ) [15] механизм сверхпроводимости связан с возникновением притяжения между электронами с энергиями, близкими к уровню Ферми, в результате электрон-фононного взаимодействия. Следствием притяжения двух электронов является образование куперовских пар. В нормальном состоянии вследствие фермиевского распределения электроны занимают все состояния от дна зоны проводимости до уровня Ферми. С переходом в сверхпроводящее состояние вблизи уровня Ферми появляется энергетическая щель шириной 2А. Выше этой щели имеются возбуждения, а ниже - куперовские пары. Электроны, составляющие куперовскую пару, имеют антипараллельно направленные спины и равные, но противоположно направленные импульсы. Электроны в куперовской паре разнесены на микроскопически большое расстояние порядка длины когерентности Величина меняется от материала к материалу в широких пределах. Так для олова и свинца ~ 1000 А, а для высокотемпературных сверхпроводников % ~ 50 А. Если каким-либо воздействием направить спины или импульсы электронов, составляющих куперовскую пару, в одну сторону, произойдет разрушение куперовской пары и, соответственно, сверхпроводящего состояния. Согласно теории БКШ [15] энергия связи электронов в куперовской паре или энергия, необходимая для ее разрушения, определяется как А = 1.75-кБТс<) где кБ - постоянная Больцмана, равная 1.3810"16 эрг/град; Тс - температура перехода в сверхпроводящее состояние. Например, для свинца с Тс ~ 10 К энергия связи составит приблизительно 2 10"15 эрг.

Теперь рассмотрим ферромагнетик. К ферромагнетикам относят вещества, обладающие спонтанной намагниченностью, т.е. имеющие отличную от нуля намагниченность даже в отсутствие внешнего магнитного поля. Металлический ферромагнетик может быть представлен в виде кристалла, в узлах которого находятся ионы, обладающие локализованными магнитными моментами (или спинами 8), направленными в одну сторону. Имеются также делокализованные спины электронов проводимости а. Между локализованными спинами 8 и спинами электронов проводимости а имеется обменное взаимодействие = которое стремится сориентировать спины электронов проводимости в одном направлении (в том же, что и спины локализованных моментов, если обменное взаимодействие > 0, т.е. имеет ферромагнитный характер, и в противоположном, если < 0, т.е. имеет антиферромагнитный характер). Таким образом, в ферромагнетике происходит поляризация спинов электронов проводимости, и зона проводимости оказывается расщепленной на две подзоны со спином вверх и спином вниз. Например, в железе величина этого расщепления оказывается порядка 1 эВ или 10"12 эрг, что эквивалентно действию магнитного поля Нех ~108

Эрстед (здесь - это среднее значение спина в направлении магнитного поля, которое в случае ферромагнетика равно значению спина 8, # - это gЛЛ фактор электронов проводимости, а |хБ= 0.927 10 эрг/Э - магнетон Бора). Это нереальное магнитное поле, оно действует только на спины электронов, но не искажает траекторию их движения. Это так называемое "обменное поле" вводят для того, чтобы сделать ситуацию более наглядной.

Вследствие того, что энергия обменного взаимодействия локализованных моментов и электронов проводимости в ферромагнетике значительно превышает энергию связи электронов в куперовской паре (примерно в 103 раз), куперовские пары, у которых спины электронов направлены противоположно, не могут выжить в ферромагнетике. Это связано с тем, что мощное магнитное поле будет стараться развернуть спины в одну сторону, таким образом разрушая куперовскую пару. В связи с этим простейший ферромагнетик, такой как Бе и Со, не может быть сверхпроводником. Если взять редкоземельный магнетик, ситуация несколько смягчается, но остается различие в сверхпроводящей и магнитной энергиях в 102 раз.

В сплавах и интерметаллических соединениях наблюдается мощное подавление сверхпроводимости ферромагнетизмом [2]. Таким образом, можно предположить, что в искусственно приготовленных слоистых структурах С/Ф будут наблюдаться те же эффекты, что и в массивных образцах.

Для того чтобы почувствовать, насколько сильно должна подавляться сверхпроводимость, рассмотрим двухслойную систему С/Ф в куперовском пределе, т.е. ситуацию, когда толщины слоев сверхпроводника и ферромагнетика меньше, чем соответствующие длины когерентности. В куперовском пределе при воздействии на электрон на одной поверхности слоя возникает отклик по всему образцу, так как в сверхпроводнике каждый электрон связан с остальными электронами при выполнении следующих условий: (1$ < и ¿//г < (где ^и^ - длины когерентности в сверхпроводнике и ферромагнетике, а с1$ и с1Р - толщины слоев сверхпроводника и ферромагнетика соответственно). Рассмотрим случай, когда куперовские пары легко проникают в ферромагнетик и выходят из него, т. е. граница раздела С/Ф абсолютно прозрачна для них, а толщина ферромагнитного слоя значительно меньше толщины слоя сверхпроводника (с!Р « £/5). Если выполняется это условие, то эффективное обменное поле, усредненное по всему образцу, может быть записано следующим образом: ех ¿И-0 , „ ех J J ех J и Я

Для железа Нех = 1 эВ. Когда зеемановская энергия, связанная с этим эффективным обменным полем g\XвHeffex, достигнет при увеличении с1р величины энергии связи А, сверхпроводимость разрушится. Это случится при с1р ~ 2-10~3-й^. Это означает, что одного монослоя железа {с1ре ~ 1.4 А) достаточно, для того чтобы полностью подавить сверхпроводимость слоя свинца или ниобия толщиной 700 А. Таким образом, сверхпроводимость должна сильно подавляться ферромагнетизмом. На самом деле этого не происходит и понижение Тс оказывается намного слабее, чем ожидается, по следующим двум причинам.

Первая причина - это то, что в некоторых мультислойных системах, в частности, в системе Бе/М) [16], вблизи границы раздела С/Ф образуется промежуточный слой. Этот слой возникает в результате взаимной диффузии атомов приграничных слоев. Он препятствует непосредственному контакту сверхпроводника и ферромагнетика.

Второй причиной является ограничение квантово-механической прозрачности границы раздела С/Ф из-за обменного расщепления зоны проводимости ферромагнитного слоя [12]. Это классическая задача квантовой механики об отражении электронов от интерфейса между двумя металлами вследствие различия фермиевских моментов электронов проводимости. Очевидно, что фермиевские моменты обоих электронов с противоположными спинами, которые образуют куперовскую пару в сверхпроводнике, не могут одновременно совпасть с фермиевскими моментами электронов расщепленной зоны проводимости в ферромагнетике.

Другой интересной особенностью эффекта близости С/Ф является осцилляционная зависимость температуры сверхпроводящего перехода от толщины ферромагнитного слоя при фиксированной толщине сверхпроводящего слоя.

Одной из причин осцилляции Тс является так называемая Джозефсоновская я-связь в С/Ф/С структурах, возникающая вследствие осцилляций сверхпроводящей парной функции в ферромагнитном слое. Сверхпроводящая парная функция на двух поверхностях ферромагнитного слоя при определенных толщинах этого слоя может иметь противоположные фазы, т.е. разница фаз парной волновой функции в двух соседних сверхпроводящих слоях, разделенных ферромагнитным слоем, может оказаться равной к [17-20]. Радович и др. [17] на основании своих вычислений сделали вывод о том, что система с я-связью, скорее всего, может иметь более высокое Тс, нежели система с нулевой разницей фаз. Однако я-связь - это не единственная причина осцилляций Тс. Другой причиной может оказаться взаимная диффузия атомов соседних слоев через границу раздела С/Ф [16]. Она приводит к появлению между ферромагнитным и сверхпроводящим слоями промежуточного слоя, свойства которого меняются с увеличением толщины ферромагнитного слоя. Вследствие этого его влияние на сверхпроводимость оказывается немонотонным. Третьей причиной осцилляции Тс является реализация так называемого состояния Ларкина-Овчинникова-Фульде-Феррела [21]. Лазар и др. [12] считают, что наблюдавшиеся ими осцилляции Тс в системе РЬ/Те обусловлены именно этой причиной.

Почему Тс осциллирует при реализации состояния ЛОФФ? Качественное описание физики этого явления было предложено Демлером и др [22]. Представим себе куперовскую пару, проходящую через границу раздела С/Ф. В области ферромагнетика зона проводимости расщеплена на подзону со спином вверх и подзону со спином вниз. Электрон со спином вверх, образующий куперовскую пару, займет место в подзоне ферромагнетика со спином вверх, а электрон со спином вниз окажется соответственно в подзоне со спином вниз. Таким образом, электрон пары со спином вверх понизит свою потенциальную энергию на энергию обменного поля в ферромагнетике Еех, в то время как электрон со спином вниз увеличивает свою потенциальную энергию на ту же самую величину. В связи с этим для выполнения закона сохранения энергии электрон со спином вверх должен увеличить свою кинетическую энергию, а электрон со спином вниз - уменьшить ее. Это означает, что абсолютные величины моментов электронов в паре становятся неравными. Итак, пара, проходящая через границу раздела из сверхпроводящего слоя в ферромагнитный слой, будет изменять свой полный момент от нуля до некоторой величины Вследствие этого амплитуда парной волновой функции в ферромагнитном слое будет осциллировать в пространстве как ехр(грг). В нормальном металле парная функция затухает экспоненциально, а в ферромагнитном металле, в дополнение к этому, она осциллирует в пространстве. Теоретически было показано [17, 23-25], что, благодаря осцилляциям парной волновой функции, зависимость Тс(с1Р) (где ¿//г - толщина ферромагнитного слоя) оказывается немонотонной и может проявлять осцилляционный характер с периодом порядка длины магнитной жесткости %1 =ъР/Еех (х)Р - скорость Ферми в ферромагнитном слое). Осциллирующий характер Тс(с1р) зависимости определяется характером прохождения сверхпроводящей волновой функции в ферромагнетике. Если толщина ферромагнитного слоя меньше глубины проникновения, парная волновая функция, проходящая через границу раздела С/Ф в ферромагнитный слой, будет интерферировать с волной, отраженной от внешней поверхности ферромагнитного слоя. Как результат, поток парной волновой функции, пересекающий границу раздела С/Ф, оказывается модулированным с изменением толщины ферромагнитного слоя с1р. Вследствие этого связь электронных систем ферромагнетика и сверхпроводника может оказаться модулированной и Тс будет осциллировать в зависимости от <ЛР. Если интерференция на границе раздела С/Ф имеет конструктивный характер (это соответствует минимальному скачку амплитуды парной волновой функции на границе раздела С/Ф), то связь между сверхпроводящим и ферромагнитным слоями слабая и можно ожидать максимальных значений Тс. Если же интерференция носит деструктивный характер, связь максимальна и, соответственно, Тс должна быть минимальной. Для малых толщин сверхпроводящего слоя поведение зависимости Тс(с1Р) может оказаться "возвратным", т.е. сверхпроводимость может исчезнуть в определенной области значений йр, а затем появиться вновь при больших значениях (¿р.

Реализовать экспериментально это предсказанное "возвратное" поведение Тс достаточно сложно, поэтому оно до сих пор не наблюдалось. Используя результаты расчетов Тагирова Л.Р. [25], можно выделить параметры системы, которые имеют важное значение для наблюдения "возвратного" поведения в зависимости Тс(с1г). В этой системе длины свободного пробега электронов проводимости в ферромагнитном и сверхпроводящем слоях должны быть по возможности большими. Важным является также высокое значение квантово-механической прозрачности границы раздела. К тому же граница раздела должна быть очень плоской, чтобы не вносить диффузного рассеяния электронов. Учитывая все эти требования, необходимо было выбрать систему с высоким структурным качеством и резкой на атомном уровне границей раздела. Все эти условия можно реализовать в системе Fe/V. Эта система может быть выращена с почти идеальной границей раздела [26]. В данной диссертационной работе представлено первое экспериментальное наблюдение "возвратного" поведения Тс в трехслойной системе Fe/V/Fe [AI, А2, A3].

После исследования эффекта близости в системе Pb/Fe [12] и наблюдения "возвратного" поведения Тс в системе V/Fe [AI, А2, A3] можно констатировать, что к настоящему времени влияние ферромагнетизма на сверхпроводимость в гетероструктурах С/Ф, где в качестве ферромагнитного слоя выступает элементарный ферромагнетик (Fe, Gd, Со или Ni), достаточно хорошо понято. Что же касается влияния антиферромагнетизма на сверхпроводимость мультислойных пленочных систем, то, несмотря на целый ряд проведенных исследований, в частности, системы V/Cr [27-31], природа влияния хрома на сверхпроводимость остается неясной, хотя изначально [27] предполагалось, что, анализируя сверхпроводящие свойства сверхрешеток V/Cr, можно будет изучить магнитные свойства тонких слоев хрома. В данной диссертационной работе проведены исследования эффекта близости в системе V/Cr [A4] и V/Cr/Fe [А5, А6] с целью выяснить механизмы влияния хрома на сверхпроводимость. Цель работы:

- обнаружить "возвратное" поведение температуры сверхпроводящего перехода в слоистой тонкопленочной системе Ф/С/Ф, когда с увеличением толщины слоя ферромагнетика сверхпроводимость сначала исчезает, а затем появляется вновь при больших толщинах слоя ферромагнетика;

- понять механизмы воздействия слоя хрома на сверхпроводимость через изучение эффекта близости в слоистой тонкопленочной системе Cr/V/Cr, а также в системе Fe/Cr/V/Cr/Fe, когда слой хрома является промежуточным звеном между слоями железа и ванадия, эффект близости между которыми достаточно хорошо изучен.

Для достижения поставленной цели в диссертационной работе решались следующие задачи:

• исследование влияния длины свободного пробега и толщины однослойных ванадиевых пленок на температуру перехода в сверхпроводящее состояние;

• проведение исследования эффекта близости С/Ф в системе Ре/У/Ре;

• изучение эффекта близости в системах Сг/У/Сг и ¥е/Сг/У/Сг/¥е. Научная новизна результатов заключается в следующем:

1. Впервые обнаружена "возвратная" сверхпроводимость в слоистой тонкопленочной системе Ф/С/Ф на примере трехслойной системы ¥е/У/¥е, когда с увеличением толщины слоев железа (1Ре температура сверхпроводящего перехода Тс сначала резко уменьшается; сверхпроводимость не наблюдается в определенной области толщин, а затем при больших толщинах слоев железа сверхпроводимость появляется вновь; Тс растет с увеличением с1Ре и насыщается при ¿//ге > 20 А.

2. Внесена ясность в механизмы влияния хрома на сверхпроводимость мультислойных систем сверхпроводник/магнетик. Показано, что слой хрома в системе ¥е/Сг/У/Сг/¥е с изменением его толщины предположительно претерпевает переход из немагнитного состояния в несоразмерное антиферромагнитное состояние волн спиновой плотности в области толщин порядка 40 А.

Практическая ценность работы:

Проведенные исследования эффекта близости в системе Ре/У/Ре могут оказаться полезными при создании спинового клапана для сверхпроводящего тока, предложенного Тагировым Л.Р. [32]. Принцип действия такого спинового клапана основан на том, что, согласно расчетам, трехслойная структура Ф/С/Ф имеет более низкую температуру перехода в сверхпроводящее состояние Тс для параллельной ориентации намагниченностей ферромагнитных слоев по сравнению со значением Тс для их антипараллельной ориентации. Таким образом, сверхпроводящий ток, текущий через образец, может быть включен или выключен поворотом намагниченности одного из ферромагнитных слоев относительно направления намагниченности другого магнитным полем. Для создания такого устройства система С/Ф с "возвратным" поведением Тс является наиболее перспективной.

Для эффективной работы спинового клапана, предложенного Тагировым Л.Р., необходимо, чтобы толщина сверхпроводящего слоя в конструкции Ф/С/Ф была бы порядка (или меньше) длины когерентности сверхпроводника В системе Ф/С/Ф, где в качестве ферромагнитного слоя выступает железо, никель или кобальт, сверхпроводимость исчезает в области толщин сверхпроводящего слоя порядка Как показывают проведенные в диссертационной работе исследования, толщину слоя сверхпроводника можно заметно уменьшить, используя в качестве промежуточного слоя между слоями железа и ванадия слой хрома, т.е. система Fe/Cr/V/Cr/Fe может оказаться более пригодной для создания спинового клапана, нежели система Fe/V/Fe. На защиту выносятся результаты экспериментальных исследований:

- эффекта близости в системе Fe/V/Fe, в которых наблюдалось "возвратное" поведение температуры сверхпроводящего перехода; когда с увеличением толщины слоев железа температура сверхпроводящего перехода сначала резко уменьшалась, сверхпроводимость исчезала, а затем появлялась вновь при больших толщинах слоев железа.

- эффекта близости в системах Cr/V/Cr и Fe/Cr/V/Cr/Fe, в ходе которых было выяснено, что слои хрома при малых толщинах в системе Fe/Cr/V/Cr/Fe находятся в немагнитном состоянии и переходят в несоразмерное антиферромагнитное состояние волн спиновой плотности при толщинах порядка 40 Ä.

Апробация работы

Основные результаты работы были представлены на следующих международных конференциях: "Symposium on Metallic Multilayers" (Aachen, Germany, 2001), "International Workshop on Magnetic Heterostructures" (Bochum,

Germany, 2002), "NATO Advanced Research Workshop on Nanostructured Magnetic Materials and Their Applications" (Istanbul, Turkey, 2003), "The International Conference on Nanoscale properties of condensed matter probed by resonance phenomena" (Kazan, Russia, 2004). Публикации

Основные результаты диссертации отражены в 6 статьях, а также в материалах и тезисах вышеперечисленных конференций. Структура диссертации

Диссертация состоит из введения, пяти глав, заключения и списков авторской и цитируемой литературы, содержащих 105 наименований. Работа изложена на 130 страницах машинописного текста, включая 37 рисунков и 3 таблицы.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

В настоящей работе проведено детальное исследование эффектов близости в системах Fe/V/Fe, Cr/V/Cr и Fe/Cr/V/Cr/Fe. Основные результаты можно сформулировать следующим образом:

1. Установлена зависимость температуры сверхпроводящего перехода Тс от остаточного электрического сопротивления р(Тс) в однослойных пленках ванадия. Уменьшение Тс с увеличением р(Тс) обусловлено уширением пика в плотности состояний электронов проводимости вблизи уровня Ферми Nßß, вследствие укорочения времени жизни электронов проводимости в том или ином состоянии.

2. Впервые обнаружена "возвратная" сверхпроводимость в слоистой тонкопленочной структуре Ф/С/Ф. В зависимости температуры сверхпроводящего перехода Тс от толщины слоев железа dFe при фиксированном значении толщины слоя ванадия dv в трехслойной системе Fe/V/Fe с увеличением dFe Тс сначала резко уменьшалась вплоть до полного исчезновения сверхпроводимости; затем сверхпроводимость восстанавливалась; Тс увеличивалась и насыщалась при больших значениях dFe.

3. Установлены механизмы влияния хрома на сверхпроводимость слоистых пленочных систем сверхпроводник/хром. В результате анализа экспериментальных данных, полученных для системы Fe/Cr/V/Cr/Fe, сделан вывод о том, что при dcr < 40 Ä хром находится в немагнитном состоянии и переходит в несоразмерное состояние волн спиновой плотности при der > 40 Ä. Переход из немагнитного состояния в несоразмерное состояние ВСП приводит к понижению плотности куперовских пар в слое хрома. Из-за того, что и в магнетизме хрома, и в сверхпроводимости, индуцированной в слое хрома вследствие эффекта близости, участвуют одни и те же электроны, сверхпроводящее спаривание и возникновение несоразмерного состояния ВСП на одних и тех же участках поверхности Ферми могут рассматриваться как конкурирующие явления электронного упорядочения. Результаты, полученные в ходе проведенных исследований, могут оказаться полезными в дальнейшем при создании спинового клапана для сверхпроводящего тока.

СПИСОК АВТОРСКОЙ ЛИТЕРАТУРЫ

Al. Re-entrant superconductivity in the V/Fe superconductor/ferromagnet layered system /L.R.Tagirov, I.A.Garifullin, N.N.Garifyanov et al. //J. Mag. Mag. Mat.- 2002.- V.240.- P.577-579.

A2. Re-entrant superconductivity in the superconductor/ferromagnet V/Fe layered system /I.A.Garifullin, D.A.Tikhonov, N.N.Garifyanov et al. //Phys. Rev. B.-2002.- V.66, № 020505(R).- P. 1 -4.

A3. Recent experimental results on the superconductor/ferromagnet proximity effect /I.A.Garifullin, M.Z.Fattakhov, N.N.Garifyanov et al. //Nanostructured Magnetic Materials and their Applications, NATO SCIENCE SERIES, The Netherlands: Kluwer.- 2004.- P. 121-144.

A4. The antiferromagnet/superconductor proximity effect /M.Hubener, D.A.Tikhonov, I.A.Garifullin et al. //J. Phys.: Condens. Matter.- 2002.- V.14.-P.8687-8696.

A5. Superconducting/ferromagnetic proximity effect mediated by Cr spacer layers /I.A.Garifullin, D.A.Tikhonov, N.N.Garifyanov et al. //Phys. Rev. В.- 2004.-V.70,№ 054505.-P.l-5.

A6. Эффект близости в системе Fe/Cr/V/Cr/Fe /И.А.Гарифуллин, Д.А.Тихонов, Н.Н.Гарифьянов и др. //Письма в ЖЭТФ.- 2004.- Т.80.-Вып.1.- С.50-54.

1. Rehmann S. Interplay of nuclear magnetism and superconductivity in Auln2 /S.Rehmann, T.Herrmannsdôrfer, F.Pobell //Phys. Rev. Lett.- 1997.- V.78, №6.- P.l 122-1125.

2. Coexistence of superconductivity and magnetism. Theoretical predictions and experimental results /L.N.Bulaevskii, A.I.Buzdin, M.L.Kulic, S.V.Panjukov //Adv. Phys.- 1985.- V.34, № 2.- P.175-261.

3. Jin B.Y. Artificial metallic superlattices /B.Y.Jin, J.B.Ketterson //Adv. Phys.-1989.- V.38, № 4.- P.189-366.

4. Proximity and coupling effects in superconductor/ferromagnet multilayers (invited) /C.L.Chien, J.S.Jiang, John Q.Xiao et al. //J. Appl. Phys.- 1997.- V.81, № 8.- P.5358-5363.

5. Chien C.L. Proximity effects in superconducting/magnetic multilayers /C.L.Chien, Daniel H.Reich //J. Mag. Mag. Mat.- 1999.- V.200.- P.83-94.

6. Изюмов Ю.А. Конкуренция сверхпроводимости и магнетизма в гетероструктурах ферромагнетик/сверхпроводник /Ю.А.Изюмов, Ю.Н.Прошин, М.Г.Хусаинов //УФН.- 2002.- Т.172, № 2.- С. 113-154.

7. Фоминов Я.В. Комментарий к обзору Ю.А. Изюмова, Ю.Н. Прошина, М.Г. Хусаинова "Конкуренция сверхпроводимости и магнетизма в гетероструктурах ферромагнетик/сверхпроводник" /Я.В.Фоминов, М.Ю.Куприянов, М.В.Фейгельман //УФН.- 2003.- Т.173, № 1.- С.113-115.

8. Garifullin I.A. Proximity effects in ferromagnet/superconductor heterostructures /I.A.Garifullin //J. Mag. Mag. Mat.- 2002.- V.240.- P.571-576.

9. Oscillation phenomenon of transition temperatures in Nb/Co and V/Co superconductor/ferromagnet multilayers /Y.Obi, M.Ikebe, T.Kubo, H.Fujimori //Physica C.- 1999.- V.317-318.- P.149-153.

10. Enhancement of superconductivity by decreased magnetic spin-flip scattering: Nonmonotonic Tc dependence with enhanced magnetic ordering /М.Vêlez, M.C.Cyrille, S.Kim et al. //Phys. Rev. В.- 1999.- V.59, № 22.- P. 14659-14662.

11. Superconductor/ferromagnet proximity effect in Fe/Pb/Fe trilayers /L.Lazar, K.Westerholt, H.Zabel et al. //Phys. Rev. В.- 2000.- V.61, № 5.- P.3711-3722.

12. Schôck M. Superconducting and magnetic properties of Nb/Pdi.xFex/Nb triple layers /М.Schôck, C.Surgers, H.v.Lôhneysen //Eup. Phys. J. В.- 2000.- V.14.-P.l-10.

13. Oscillations of the critical temperature in superconducting Nb/Ni bilayers /A.S.Sidorenko, V.I.Zdravkov, A.A.Prepelitsa et al. //Ann. Phys. (Leipzig).-2003.- V.12, № 1-2.- P.37-50.

14. Bardeen J. Theory of superconductivity /J.Bardeen, L.N.Cooper, J.R.Schrieffer //Phys. Rev.- 1957.-V.108, № 5.- P.l 175-1204.

15. Possible origin for oscillatory superconducting transition temperature in superconductor-ferromagnet multilayers /Th.Mtihge, N.N.Garif yanov, Yu.V.Goryunov et al. //Phys. Rev. Lett.- 1996.- V.77, № 9.- P.l857-1860.

16. Transition temperatures of superconductor-ferromagnet superlattices /Z.Radovic, M.Ledvij, L.Dobrosavljevic-Grujic et al. //Phys. Rev. В.- 1991.-V.44, № 2.- P.759-764.

17. Буздин А.И. Осцилляции критического тока в зависимости от обменного поля и толщины ферромагнитного металла (F) в джозефсоновском контакте S-F-S /А.И.Буздин, Л.Н.Булаевский, С.В.Панюков //Письма в ЖЭТФ.- 1982.- Т.35.- Вып.4.- С.147-148.

18. Inhomogeneous superconductivity induced in a ferromagnet by proximity effect /T.Kontos, M.Aprili, J.Lesueur, X.Grison //Phys. Rev. Lett.- 2001.- V.86, № 2.-P.304-307.

19. Coupling of two superconductors through a ferromagnet: evidence for а к junction /V.V.Ryazanov, V.A.Oboznov, A.Yu.Rusanov et al. //Phys. Rev. Lett.-2001.- V.86, № 11.- P.2427-2430.

20. Demler E.A. Superconducting proximity effects in magnetic metals /E.A.Demler, G.B.Arnold, M.R.Beasley //Phys. Rev. В.- 1997.-V.55, № 22.-P.15174-15182.

21. Khusainov M.G. Possibility of periodically reentrant superconductivity in ferromagnet/superconductor layered structures /M.G.Khusainov, Yu.N.Proshin //Phys. Rev. В.- 1997.- V.56, № 22.- P.R14283-R14286.

22. Khusainov M.G. Erratum: Possibility of periodically reentrant superconductivity in ferromagnet/superconductor layered structures Phys. Rev. В 56, R14 283 (1997). /M.G.Khusainov, Yu.N.Proshin //Phys. Rev. В.- 2000.- V.62, № 10.-P.6832-6833.

23. Tagirov L.R. Proximity effect and superconducting transition temperature in superconductor/ferromagnet sandwiches /L.R.Tagirov //Physica C.- 1998.-V.307.- P.145-163.

24. Growth of epitaxial Fe/V(001) superlattice films /P.Isberg, B.Hjorvarsson, R.Wappling et al. //Vacuum.- 1997.-V.48, № 5.- P.483-489.

25. Proximity effect coupled V/Cr superlattices /B.M.Davis, J.Q.Zheng, P.R.Auvil et al. //Superlattices and Microstructures.- 1988.- V.4, № 4/5.- P.465-471.

26. Superconducting upper critical fields of V/Cr superlattices /Y.Kuwasawa, Y.Kamata, T.Watanabe et al. //Physica C.- 1992.- V.190.- P.333-337.

27. Kuwasawa Y. Vortex nucleation to non-vortex state crossover in V/Cr multilayers /Y.Kuwasawa, M.Fukuhara, T.Nojima //Physica C.- 1994.- V.235-240.- P.2559-2560.

28. Superconductivity and crystalline orientations in V/Cr-multilayers /Y.Kuwasawa, E.Touma, T.Nojima, S.Nakano //Physica B.- 1994.- V. 194-196.-P.2423-2424.

29. Superconducting properties and preferred orientations of epitaxial growth in V/Cr multilayers /T.Nojima, E.Touma, M.Fukuhara, Y.Kuwasawa //Physica C.-1994.- V.226.- P.293-300.

30. Tagirov L.R. Low-field superconducting spin switch based on a superconductor/ferromagnet multilayer /L.R.Tagirov //Phys. Rev. Lett.- 1999.-V.83, № 10.- P.2058-2061.

31. Hauser J.J. Proximity effects between superconducting and magnetic films /J.J.Hauser, H.C.Theuerer, N.R.Werthamer //Phys. Rev.- 1966.- V.142, № 1.-P.l 18-126.

32. Hauser J.J. Superconductivity in Cu and Pt by means of superimposed films with lead /J.J.Hauser, H.C.Theuerer, N.R.Werthamer //Phys. Rev.- 1964.-V.136, № 3A.-P.A637-A641.

33. Wong H.K. Superconducting properties of V/Fe superlattices /H.K.Wong, B.Y.Jin, H.Q.Yang et al. //J. Low Temp. Phys.- 1986.- V.63, № 3/4.- P.307-315.

34. Upper critical fields of superconductor-ferromagnet multilayers /Z.Radovic, L.Dobrosavljevic-Grujic, A.I.Buzdin, John R.Clem //Phys. Rev. B.- 1988.-V.38, № 4.- P.2388-2393.

35. Usadel K.D. Generalized diffusion equation for superconducting alloys /K.D.Usadel //Phys. Rev. Lett.-1970.- V.25, № 8.- P.507-509.

36. Decoupling of superconducting V by ultrathin Fe layers in V/Fe multilayers /P.Koorevaar, Y.Suzuki, R.Coehoorn, J.Aarts //Phys. Rev. B.- 1994.- V.49, № 1.- p.441-449.

37. Koorevaar P. Critical fields in vanadium-based superconducting/ferromagnetic multilayers /P.Koorevaar, R.Coehoorn, J.Aarts //Physica C.- 1995.- V.248.-P.61-70.

38. Superconductivity in layered Nb/Gd films /C.Strunk, S.Surgers, V.Paschen, H.v.Lohneysen // Phys. Rev. B.- 1994.- V. 49, № 6.- P.4053-4063.

39. Oscillatory superconducting transition temperature in Nb/Gd multilayers /J.S.Jiang, D.Davidovic, Daniel H.Reich, C.L.Chien //Phys. Rev. Lett.- 1995.-V.74, № 2.- P.314-317.

40. Superconducting transition in Nb/Gd/Nb trilayers /J.S.Jiang, D.Davidovic, Daniel H.Reich, C.L.Chien //Phys. Rev. B.- 1996.- V.54, № 9.- P.6119-6121.

41. Magnetism and superconductivity of Fe/Nb/Fe trilayers /Th.Miihge, K.Westerholt, H.Zabel et al. //Phys. Rev. B.- 1997.- V.55, № 14.- P.8945-8954.

42. Magnetoresistivity and oscillatory interlayer magnetic coupling of sputtered Fe/Nb superlattices /J.E.Mattson, C.H.Sowers, A.Berger, S.D.Bader //Phys. Rev. Lett.- 1992.- V.68, № 21.- P.3252-3255.

43. Chien C.L. Amorphous FexNbioo-x with wide composition range /C.L.Chien, K.M.Unruh, S.H.Liou //J. Appl. Phys.- 1982.- V.53, №11.- P.7756-7758.

44. Influence of magnetism on superconductivity in epitaxial Fe/Nb bilayer system /Th.Muhge, K.Theis-Brohl, K.Westerholt et al. //Phys. Rev. В.- 1998.- V.57, №9.-P.5071-5074.

45. Coupling phenomena in superconducting Nb/Fe multilayers /G.Verbanck, C.D.Potter, V.Metlushko et al. //Phys. Rev. В.- 1998.- V.57, № 10.- P.6029-6035.

46. Interface transparency of superconductor/ferromagnet multilayers /J.Aarts, J.M.E.Geers, E.Briick et al. //Phys. Rev. В.- 1997.- V.56, № 5.- P.2779-2787.

47. Proximity effect in Fe/Pb/Fe trilayers /N.N.Garifyanov, Yu.V.Goryunov, Th.Muhge et al. //Eur. Phys. J. В.- 1998.- V.I.- P.405-407.

48. Хансен M. Структура двойных сплавов: В 2 т. /М.Хансен, К.Андерко.- М.: Литература по черной и цветной металлургии, 1962.- Т.2.- 1488 с.

49. Growth and structural characterization of Pb/Fe layered system /L.Lazar, K.Westerholt, H.Zabel et al. //Thin Solid Films.- 1999.- V.354, № 1-2.- P.93-99.

50. Граничные условия для уравнений Эйленбергера и Узаделя и свойства "грязных" SNS сэндвичей /З.Г.Иванов, М.Ю.Куприянов, К.К.Лихарев и др. //ФНТ.- 1981.- Т.7, № 5.- С.560-575.

51. Werthamer N.R. Theory of the superconducting transition temperature and energy gap function of superposed metal films /N.R.Werthamer //Phys. Rev.-1963V. 132, № 6.- P.2440-2445.

52. Абрикосов A.A. К теории сверхпроводящих сплавов с парамагнитными примесями /А.А.Абрикосов, Л.П.Горьков //ЖЭТФ.- I960.- Т.39.- Вып. 12.-С.1781-1796.

53. Cheng Y. Superconductivity of Nb/Cr multilayers /Y.Cheng, M.B.Stearns //J. Appl. Phys.- 1990.- V.67, № 9.- P.5038-5040.

54. De Gennes P.G. Boundary effects in superconductors /P.G.De Gennes //Rev. Mod. Phys.- 1964.- V.36, № 1.- P.225-237.

55. Fawcett E. Spin-density-wave antiferromagnetism in chromium /E.Fawcett //Rev. Mod. Phys.- 1988.- V.60, № 1.- P.209-283.

56. Overhauser A.W. Spin density waves in an electron gas /A.W.Overhauser //Phys. Rev.- 1962.- V.128, № 3.- P.1437-1452.

57. Fullerton E.E. Spin-density-wave antiferromagnetism of Cr in Fe/Cr(001) superlattices /E.E.Fullerton, S.D.Bader, J.L.Robertson //Phys. Rev. Lett.- 1996.-V.77, № 7,- P.1382-1385.

58. Magnetic structure of Cr in exchange coupled Fe/Cr(001) superlattices /A.Schreyer, C.F.Majkrzak, Th.Zeidler et al. //Phys. Rev. Lett.- 1997.- V.79, №24.- P.4914-4917.

59. Proximity effect in exchange-coupled Fe/Cr(001) superlattices /T.Schmitte, A.Schreyer, V.Leiner et al. //Europhys. Lett.- 1999.- V.48, № 6.- P.692-698.

60. Zabel H. Magnetism of chromium at surfaces, at interfaces and in thin films /H.Zabel //J. Phys.: Condens. Matter.- 1999.- V.ll.- P.9303-9346.

61. Zemel J.N. Electrical and optical properties of epitaxial films of PbS, PbSe, PbTe, and SnTe /J.N.Zemel, J.D.Jensen, R.B.Schoolar //Phys. Rev.- 1965.-V. 140, № 1 A.- P.A330-A342.

62. Knudsen M. The molecular and the frictional flow of gases in tubes /M.Knudsen, W.J.Fisher//Phys. Rev. (Series I).- 1910.- V.31, № 5.- P.586-588.

63. Данилин Б.С. Вакуумное нанесение тонких пленок /Б.С.Данилин.- М.: Энергия, 1967.- 312 с.

64. Lazar L. Fe/Pb layered system: a detailed study of the "genuine" superconductor/ferromagnet proximity effect: Dissertation zur Erlangung des Grades eines Doktors der Naturwissenschaften /L.Lazar; Ruhr-Universität Bochum.- Bochum, 2000.- 124 p.

65. Als-Nielsen J. Structure and dynamics of surfaces /J.Als-Nielsen //Topics in Current Physics.- 1987.- V.43.- P.181-222.

66. Optimization of sputtered Co films /Ch.Morawe, A.Stierle, N.Metoki et al. //J. Mag. Mag. Mat.-1991.- V.102.- P.223-232.

67. Parratt L.G. Surface studies of solids by total reflection of x-rays /L.G.Parratt //Phys. Rev.- 1954.- V.95, № 2.- P.359-369.

68. X-ray and neutron scattering from rough surfaces /S.K.Sinha, E.B.Sirota, S.Garoff, H.B.Stanley //Phys. Rev. В.- 1988,- V.38, № 4.- P.2297-2311.

69. High resolution x-ray characterization of Co films on A1203 /A.Stierle, A.Abromeit, N.Metoki, H.Zabel //J. Appl. Phys.- 1992.- V.73, № 10.- P.4808-4814.

70. Warren B.E. X-ray diffraction /B.E.Warren.- Reading, MA: Addison-Wesley, 1969.-379 p.

71. Surface x-ray and neutron scattering /A.Stierle, A.Abromeit, K.Bröhl et al. //Springer Proceedings in Physics.- 1992.- V.61.- P.233-236.

72. Кузнецов В.Д. Измерение магнитной восприимчивости с помощью квантового магнитометра /В.Д.Кузнецов //Изв. вузов СССР.- 1984.-Сер. Физика, № 2,- С.40-49.

73. Кузнецов В.Д. Квантовый магнитометр для измерения магнитной восприимчивости в широком интервале температур и полей /В.Д.Кузнецов //Приборы и техника эксперимента.- 1985.- № 4.- С. 196-201.

74. Spontaneous magnetization techniques and measurements /W.Sucksmith, C.A.Clark, D.G.Oliver, J.E.Thompson //Rev. Mod. Phys.- 1953.- V.25, № 1.-P.34-41.

75. Xenikos D.G. As susceptibility apparatus for the transition temperature of high-Tc crystals, sintered samples, and films /D.G.Xenikos, Th.R.Lemberger //Rev. Sci. Instrum.- 1989,- V.60, № 5.- P.831-834.

76. Брехна Г. Сверхпроводящие магнитные системы: /Г.Брехна.- М.: Мир, 1976.-704 с.

77. Dalrymple B.J. Radio-frequency susceptibility apparatus for measuring small superconducting samples /B.J.Dalrymple, D.E.Prober //Rev. Sci. Instrum.-1984.-V.55, № 6.-P.958-963.

78. Хлебников С.Я. Резонансные исследования органических парамагнетиков в области низких сверхнизких температур: Дис.канд. ф.-м. наук /С.Я.Хлебников; Казан, физ-тех. ин-т. Казань, 1982.- 137 с.

79. Температура сверхпроводящего перехода, критические магнитные поля и структура пленок ванадия /А.А.Теплов, М.Н.Михеева, В.М.Голянов, А.Н.Гусев //ЖЭТФ.- 1976.- Т.71.- Вып.- 9.- С.1122-1128.

80. Testardi L.R. Electron lifetime effects on properties of A\5 and bcc materials /L.R.Testardi, L.F.Mattheiss //Phys. Rev. Lett.- 1978.- V.41, № 23.- P. 16121615.

81. Блатт Ф. Физика электронной проводимости в твердых телах /Ф.Блатт.-М.: Мир, 1971.-470 с.

82. Pippard А.В. Experimental analysis of the electronic structure of metals /A.B.Pippard //Rep. Prog. Phys.- I960.- V.23, № 1.- P. 176-266.

83. Sweedler A.R. Atomic ordering and superconductivity in high-7^. A-15 compounds /A.R.Sweedler, D.G.Schweitzer, G.W.Webb //Phys. Rev. Lett.-1974.- V. 33, №3.- P. 168-172.

84. The superconducting transition temperatures of disordered Nb, W, and Mo films /J.E.Crow, M.Strongin, R.S.Thompson, O.F.Kammerer //Phys. Lett.- 1969.-V.30A, № 3.- P.161-162.

85. The superconducting proximity effect in Nb/Fe multilayers /G.Verbanck, C.D.Potter, R.Schad et al. //Physica C.- 1994.- V.235-240.- P.3295-3296.

86. Буздин А.И. Структуры сверхпроводник ферромагнетик /А.И.Буздин, Б.Вуйичич, М.Ю.Куприянов //ЖЭТФ.- 1992.- Т. 101.- Вып. 1.- С.231-240.

87. Куприянов М.Ю. Влияние прозрачности границ на критический ток «грязных» SS '¿^-структур /М.Ю.Куприянов, В.Ф.Лукичев //ЖЭТФ.- 1988.-Т.94.- Вып. 6.- С.139-149.

88. Киттель Ч. Введение в физику твердого тела /Ч.Киттель.- М.: Наука, 1978.792 с.

89. Ландау Л.Д. Квантовая механика. Нерелятивистская теория /Л.Д.Ландау, Е.М.Лифшиц.- М.: Наука, 1974.- 752 с.

90. De Gennes P.G. Superconductivity in "normal" metals /P.G.De Gennes, E.Guyon //Phys. Lett.- 1963.- V.3, № 4.- P. 168-169.

91. The influence of alloying or interdiffusion on the superconducting properties of ferromagnet/superconductor layered systems /B.P.Vodopyanov, L.R.Tagirov, H.Z.Durusoy, A.V.Berezhnov //Physica C.- 2001.- V.366.- P.31-42.

92. De Gennes P.G. Some relations between superconducting and magnetic properties /P.G.De Gennes, G.Sarma //J. Appl. Phys.- 1963.- V.34, № 4 (part 2).- P.1380-1385.

93. Mibu K. Control of spin structure of Cr by periodic insertion of nonmagnetic layers /K.Mubi, T.Shinjo //J. Phys. D: Appl. Phys.- 2002.- V.35.- P.2359-2364.

94. Magnetism of Cr in V/Cr multilayers studied by ll9Sn Mössbauer spectroscopy /M.Almokhtar, K.Mibu, A.Nakanishi et al. //J. Phys.: Condens. Matter.- 2000.-V.12.- P.9247-9257.

95. Magnetic properties of Cr layera in X/Cr/Sn/Cr multilayers (X = V, Fe, Ag) studied through 1,9Sn Mössbauer spectroscopy /K.Mibu, M.Almokhtar, A.Nakanishi et al. //J. Mag. Mag. Mat.- 2001.- V.226-230.- P. 1785-1787.

96. Machida K. Spin density wave and superconductivity in highly anisotropic materials /K.Machida//J. Phys. Soc. Jpn.- 1981,- V.50, № 7.- P.2195-2202.