Особенности поведения сверхпроводящего спинового клапана Fe1/Cu/Fe2/Cu/Pb на пьезоэлектрической подложке

Обложка

Цитировать

Полный текст

Аннотация

Исследованы свойства сверхпроводящего спинового клапана Fe1/Cu/Fe2/Cu/Pb, сформированного на пьезоэлектрической подложке PMN-PT ([Pb(Mg1/3Nb2/3) O3]0.7 — [PbTiO3]0.3), во внешних магнитном и электрическом полях. Обнаружен сдвиг температуры перехода в сверхпроводящее состояние более 200 мК при изменении взаимной ориентации намагниченностей ферромагнитных слоев с антипараллельной на перпендикулярную во внешнем магнитном поле H0 = 1кЭ. При этом наблюдалось аномальное поведение зависимости температуры перехода в сверхпроводящее состояние от угла между намагниченностями ферромагнитных слоев, которое проявлялось в максимальных значениях температуры перехода в сверхпроводящее состояние перехода при ортогональной ориентации намагниченностей ферромагнитных слоев. Продемонстрирована возможность реализации полного эффекта сверхпроводящего спинового клапана. Установлено, что с ростом величины напряженности приложенного электрического поля к пьезоэлектрической подложке PMN-PT, увеличивается сдвиг температуры перехода в сверхпроводящее состояние. Максимальный сдвиг составил 10 мК в электрическом поле напряженностью 1 кВ/см.

Полный текст

Введение

Изучение взаимного влияния сверхпроводимости и ферромагнетизма на свойства друг друга ведется с середины прошлого века. Интерес к таким исследованиям обусловлен тем, что эти два явления антагонистичны, поскольку ферромагнетизм предполагает параллельную (П) ориентацию спинов, а сверхпроводимость — антипараллельную (АП), так как спины электронов куперовской пары противоположно направлены. Изначально взаимодействие сверхпроводимости и ферромагнетизма изучали в интерметаллических соединениях и сплавах (см., например, [1—3]). На сегодняшний день основной акцент исследований в этой области смещен в сторону искусственно созданных тонкопленочных гетероструктур, состоящих из ферромагнитных и сверхпроводящих слоев, поскольку в них существует возможность пространственного разделения сверхпроводимости и ферромагнетизма. Создание и исследование таких структур стало возможным благодаря технологическому прогрессу получения высококачественных тонкопленочных металлических мультислоев (см. например, [4—8]).

Явления, наблюдаемые в тонкопленочных слоистых металлических структурах на основе сверхпроводников (С) и ферромагнетиков (Ф), получили название эффект близости сверхпроводник/ферромагнетик (С/Ф). Большинство особенностей этого эффекта подробно изложены в работах [6—10]. На сегодняшний день существует две теоретические модели сверхпроводящего спинового клапана (ССК), основанного на эффекте близости С/Ф. Первая модель ССК Ф1/Ф2/C была предложена в 1997 году группой профессора Бисли из Стэнфордского университета [11]. Чуть позднее в 1999 году была предложена другая возможная теоретическая модель ССК Ф1/С/Ф2 Тагировым [12] и Буздиным и др. [13, 14]. Обе теоретические модели схожи и предполагают зависимость температуры перехода в сверхпроводящее состояние (Tc) от взаимной ориентации намагниченностей ферромагнитных слоев (Ф-слоев). Эффект сверхпроводящего спинового клапана, заключается в различной степени подавления сверхпроводимости в ССК структурах при параллельной и антипараллельной взаимной ориентации намагниченностей ферромагнитных слоев. Как правило, это приводит к более высокому значению температуры сверхпроводящего перехода в случае антипараллельной ориентации намагниченностей ферромагнитных слоев (TcAП), чем в случае параллельной ориентации (TcП). При обратном эффекте ССК будет наблюдаться противоположное явление (TcAП < TcП).

Структуры CCК являются перспективными пассивными элементами для современной сверхпроводящей спинтроники, с помощью которых можно управлять сверхпроводящим током. Основным условием для этого является реализация полного эффекта сверхпроводящего спинового клапана, то есть когда ΔTс > ∂Tс (здесь ΔTс — величина эффекта сверхпроводящего спинового клапана, которая определяется как разность между TcП и TcAП; ∂Tс — ширина сверхпроводящего перехода).

Первоначально влияние взаимного направления векторов намагниченности на Tс было показано для структур ССК модели Ф1/С/Ф2 (см. например, [15—18]). Однако величина эффекта ССК, обнаруженная в этих работах, оказалась меньше значения ширины сверхпроводящих переходов ∂Tс, то есть полный эффект ССК реализован не был. Впервые экспериментально реализовать полное переключение между нормальным и сверхпроводящим состояниями в структуре ССК модели Ф1/Ф2/C удалось в 2010 году [19]. Полный эффект ССК для этой модели был продемонстрирован при взаимном изменении направления векторов намагниченности ферромагнитных слоев во внешнем магнитное поле, при этом величина эффекта ССК составила ΔTс = 19 мК при ширине сверхпроводящих переходов ∂Tс ~ 7 мК. В последние годы были исследованы различные структуры ССК с различными ферромагнитными и сверхпроводящими материалами [20—34].

Также в последние годы особое внимание в структурах ССК уделяют возникновению дальнодействующих триплетных компонент (ДТК) сверхпроводящего конденсата. Это открывает дополнительный канал проникновения куперовских пар из С-слоя в Ф-слои, что, в свою очередь, позволяет увеличить величину эффекта ССК, а значит, эффективность работы ССК. Генерация ДТК сверхпроводящего конденсата в Ф-слое была предсказана при анализе процессов проникновения куперовской пары из С-слоя в Ф-слой [35]. Вероятнее всего ДТК возникают из-за градиента магнитного поля, так как куперовская пара проникает из немагнитного материала в магнитный. В случае одного Ф-слоя суммарный спин ДТК равен 0 (Sz = 0). В этом случае при изучении транспортных свойств двухслойных систем С/Ф ДТК зафиксированы быть не могут. Однако если в Ф-слое имеется какая-либо магнитная неоднородность или появляется второй Ф-слой с неколлинеарным (например, ортогональным) направлением вектора намагниченности относительно первого, то суммарный спин ДТК становится равен 1 (Sz = ±1). В этом случае ДТК могут проникать на аномально большие расстояния из С-слоя в Ф-слой. Это объясняется тем, что в случае генерации ДТК спины электронов куперовской пары сонаправлены, а значит обменное поле ферромагнетика оказывает существенно меньшее деструктивное влияние на куперовскую пару, чем в синглетном случае. Глубина проникновения куперовских пар при генерации ДТК сравнима с глубиной проникновения обычной синглетной куперовской пары в нормальный металл. Дальнедействующие триплетные компоненты проявляются в системах с неколлинеарной ориентацией намагниченностей ферромагнитных слоев [36], а также в системах с пространственной или импульсной зависимостью обменного поля [37]. В ряде работ (см. например, обзоры [9, 38]) продемонстрировано аномально глубокое проникновение сверхпроводящего конденсата в Ф-слои.

Результаты работ [39—41] демонстрируют существенные величины ССК во внешнем магнитном поле. Это стимулирует поиск и изучение новых структур ССК с различными подходами к управлению сверхпроводящим током. Одним из таких подходов может быть создание структур ССК на пьезоэлектрической подложке. Это позволит управлять ССК с помощью электрического, а не магнитного поля. Следует предположить, что в структурах ССК на пьезоэлектрической подложке, взаимное изменение направления векторов намагниченности Ф-слоев может происходить под действием внешнего электрического поля на пьезоэлектрическую подложку за счет обратного магнитострикционного эффекта. Обратный магнитострикционный эффект в этой системе будет возникать из-за деформаций пьезоэлектрической подложки при приложении внешнего электрического поля. Деформации в пьезоэлектрической подложке могут вызывать напряжения в Ф-слое, нанесенном на эту пьезоэлектрическую подложку. Это, в свою очередь, проявится в появлении дополнительной магнитной анизотропии, которая при определенной конструкции системы может привести к изменению направления вектора намагниченности Ф-слоя.

Таким образом, если ССК модели Ф1/Ф2/С приготовить на пьезоэлектрической подложке, то появляется возможность управлять сверхпроводящим током с помощью электрического поля. В такой структуре можно будет добиться того, чтобы намагниченность Ф1-слоя на пьезоэлектрической подложке меняла свое направление под действием электрического поля на подложку, а намагниченность Ф2-слоя была зафиксированной. Для этого можно использовать Ф-слои с различной коэрцитивной силой.

В предыдущих работах мы наблюдали изменение направления вектора намагниченности ферромагнитного слоя на сегнетоэлектрической подложке с помощью магнитооптического эффекта Керра, при приложении электрического поля напряженностью в диапазоне от 0 до 1 кВ/см (см. например, [42]).

В данной работе исследованы особенности поведения сверхпроводящего спинового клапана Fe1/Cu/Fe2/Cu/Pb на пьезоэлектрической подложке PMN-PT ([Pb(Mg1/3Nb2/3) O3]0.7 — [PbTiO3]0.3). Согласно работам [43—45] пьезоэлектрическая подложка PMN-PT обладает одним из самых высоких пьезопараметров. Максимальный сдвиг Tc при прикладывании электрического поля напряжённостью 1 кВ/см к подложке составил 10 мК. Показана возможность реализации полного эффекта ССК во внешнем магнитном поле H0 = 1кЭ. Показано аномальное поведение Tc во внешнем магнитном поле, проявляющееся в максимальных значениях Tc при ортогональной ориентации векторов намагниченности ферромагнитных слоев. Разница в Tc между антипараллельной (TcAП) и ортогональной (TcПП) ориентациями составила более 200 мК при ∂Tc ~ 100 мК во внешнем магнитном поле H0 = 1кЭ.

Образцы и методика измерений

Образцы были приготовлены методом молекулярно-лучевой эпитаксии и магнетронного распыления в сверхвысоком вакууме 1·10–9 мбар (напылительное оборудование фирмы BESTEC) на подложках PMN-PT размерами 2×10×0.5 мм. В качестве подложек использовались коммерческие пьезоэлектрические подложки PMN-PT ([Pb(Mg1/3Nb2/3) O3]0.7 — [PbTiO3]0.3), полированные с одной стороны с шероховатостью не более 0.5 нм. Структура приготовленных образцов представлена на рис. 1а. Состав приготовленных тонкопленочных гетероструктур был следующий: PMN-PT/Fe1(3 нм)/Cu(4 нм)/Fe2(dFe2)/Cu(1.2 нм)/Pb(60 нм)/Si3N4 с варьируемой толщиной слоя Fe2 dFe2 в диапазоне от 1 до 3 нм. В данной конструкции: PMN-PT — пьезоэлектрическая подложка; Fe1 и Fe2 — ферромагнитные слои; Cu(4 нм) — слой нормального металла необходимого для разнесения намагниченностей Ф-слоев (Fe1 и Fe2); Cu(1.2 нм) — буферный слой, необходимый для гладкого роста Pb-слоя; Pb(60 нм) — сверхпроводящий слой; Si3N4 — защитный слой от окисления образцов в атмосферной среде. Все материалы, использованные для приготовления образцов, имели чистоту не ниже 4N (уровень примесей менее 0.01 ат. %). В данной конструкции ССК отсутствует антиферромагнитный (АФ) слой, который обычно используется для фиксации направления вектора намагниченности одного из Ф-слоев [19, 27—29]. Как правило, в качестве АФ-слоя мы использовали оксид кобальта (CoOx) для фиксации направления вектора намагниченности Ф1-слоя. В данном случае нет возможности использовать такой АФ-слой, поскольку необходимо создать непосредственный контакт между пьезоэлектрической подложкой и Ф1-слоем (Fе1-слой). В этой конструкции ССК любые дополнительные слои между пьезоэлектрической подложкой и ферромагнитным слоем могут уменьшать влияние магнитострикционных эффектов. Слои Fe1, Fe2, Cu и Pb были приготовлены методом молекулярно-лучевой эпитаксии. Для приготовления защитного слоя нитрида кремния (Si3N4) применялся метод магнетронного распыления на переменном токе. Для приготовления слоев структуры были использованы следующие скорости: 0.5 Å/с для Fe1, Fe2 и Cu-слоев; 12 Å/с для Pb-слоя; 1.8 Å/с для защитного Si3N4-слоя. Образцы были приготовлены при пониженной температуре подложки (Tsub ~ 150 K). Это критически необходимо для гладкого роста сверхпроводящего слоя (Pb-слоя). Ранее мы показали, что сверхпроводящий Pb-слой гладко растет при пониженной температуре подложки [46].

 

Рис. 1. Модель исследуемых структур ССК (а). Схема измерения удельного электрического сопротивления образцов стандартным четырехконтактным методом в электрическом поле (б): 1, 4 — токовые электроды; 2, 3 — потенциальные электроды; 5, 6 — емкостные пластины (обкладки конденсатора) для приложения электрического поля к пьезоэлектрической подложке.

 

Удельное электрическое сопротивление образцов измерялось стандартным четырехконтактным методом. Образец помещался в измерительную низкотемпературную ячейку, в которой электрическое поле к образцу прикладывалось перпендикулярно плоскости подложки (электроды располагались на нижней и верхней гранях образца). Схематическая модель измерения Тс в электрическом поле показана на рис. 1б. Температура образца контролировалась с помощью угольного термометра Allen-Bradley сопротивлением 230 Ом, который особенно чувствителен в интересующем нас диапазоне температур. Критическая температура Tc определялась как середина сверхпроводящего перехода.

Как правило, качество сверхпроводящего слоя определяется отношением остаточных сопротивлений RRR = R(300K)/R(10K). Этот параметр критически важен для сверхпроводящих материалов. Чем ближе это значение к 1, тем хуже качество сверхпроводящего материала (больше примесей в материале). Для всех образцов RRR находился в пределах 10—15, что свидетельствует о высоком качестве приготовленного Pb-слоя.

Толщина С-слоя является очень важным параметром для эффективной работы конструкции ССК. Толщина должна быть такой, чтобы весь С-слой был чувствителен к магнитной части системы ССК. Только в этом случае взаимная ориентация намагниченности Ф1 и Ф2-слоев будет влиять на Tc всей структуры ССК. Согласно предварительным исследованиям сверхпроводящих свойств трехслойных систем Fe(5 нм)/Cu(1.2 нм)/Pb(dPb), оптимальная толщина Pb-слоя dPb = 60 нм для наших систем ССК.

Схема измерения Тс образцов была следующая. Сначала образцы охлаждали до гелиевых температур во внешнем магнитном поле 8 кЭ в плоскости образца (так называемая процедура field-cooling). Далее внешнее магнитное поле уменьшали до нуля, и проводили исследования свойств образцов под действием внешних электрического и магнитного полей.

Экспериментальные результаты и их обсуждение

Наиболее интересные результаты были получены для образца PMN-PT/Fe1(3 нм)/Cu(4 нм)/Fe2(1 нм)/Cu(1.2 нм)/Pb(60 нм)/Si3N4. На рис. 2 представлены кривые сверхпроводящих переходов, измеренные при различной ориентации намагниченностей Ф-слоев: П (α = 0°), перпендикулярное (ПП, α = 90°) и АП (α = 180°). Здесь α — угол между направлением охлаждающего магнитного поля и приложенного магнитного поля H0 = 1 кЭ. Данные измерения проводились во внешнем магнитном поле H0 = 1 кЭ. Согласно рис. 2, разница в Тс между перпендикулярной (TcПП) и антипараллельной (TcAП) ориентациями намагниченностей Ф-слоев составляет более 200 мК при ∂Tc ~ 100 мК. Это демонстрирует возможность реализации полного эффекта ССК.

 

Рис. 2. Кривые сверхпроводящих переходов для образца PMN-PT/Fe1(3 нм)/Cu(4 нм)/Fe2(1 нм)/Cu(1.2 нм)/Pb(60 нм), измеренные при различной ориентации намагниченностей Ф-слоев (П – α = 0°; ПП — α = 90°; АП — α = 180°) во внешнем магнитном поле H0 = 1 кЭ. Ошибка эксперимента соответствует размеру символов.

 

На рис. 3 представлена зависимость сдвига Тс (ΔТс΄) от величины напряженности внешнего электрического поля (E), прикладываемого к пьезоэлектрической подложке PMN-PT, для образца PMN-PT/Fe1(3 нм)/Cu(4 нм)/Fe2(1 нм)/Cu(1.2 нм)/Pb(60 нм)/Si3N4. На вставке рис. 3 представлены кривые сверхпроводящих переходов для образца PMN-PT/Fe1(3 нм)/Cu(4 нм)/Fe2(1 нм)/Cu(1.2 нм)/Pb(60 нм)/Si3N4 при приложении электрического поля различной напряженности к пьезоэлектрической подложке PMN-PT.

 

Рис. 3. Зависимость сдвига Тс (ΔТс΄) от величины напряженности внешнего электрического поля (E), прикладываемого к пьезоэлектрической подложке PMN-PT, для образца PMN-PT/Fe1(3 нм)/Cu(4 нм)/Fe2(1 нм)/Cu(1.2 нм)/Pb(60 нм). На вставке представлены кривые сверхпроводящих переходов для образца PMN-PT/Fe1(3 нм)/Cu(4 нм)/Fe2(1 нм)/Cu(1.2 нм)/Pb(60 нм) при прикладывании электрического поля к пьезоэлектрической подложке PMN-PT. Ошибка эксперимента соответствует размеру символов.

 

Разница в Tc между перпендикулярной (TcПП) и антипараллельной (TcAП) ориентациями намагниченностей Ф-слоев составляет более 200 мК при ∂Tc ~ 100 мК (см. рис. 2). Следует отметить, что максимум в Tc наблюдается при ортогональной ориентации намагниченностей Ф-слоев при исследовании угловой зависимости Tc от угла α. Такое положение максимума является аномальным. Согласно теории Фоминова и др. [47], при ортогональной ориентации намагниченностей Ф-слоев должен наблюдаться минимум Tc на угловой зависимости. Это указывает на генерацию ДТК сверхпроводящего конденсата. Характерный минимум в Тс при ортогональной ориентации намагниченностей Ф-слоев наблюдался во множестве работ [29, 39—41]. В этих работах структуры ССК были как правило приготовлены на монокристаллических подложках МgO. Согласно результатам, представленным на рис. 2, можно предположить, что вектор намагниченности Fe1-слоя имеет фиксированную легкую ось намагничивания. Эта легкая ось намагничивания может быть связана с ростом образца на поверхности охлаждаемой пьезоэлектрической подложки PMN-PT. Деформация подложки при охлаждении может привести к возникновению легкой оси намагничивания Fe1-слоя. Можно предположить, что под воздействием внешнего магнитного поля вектор намагниченности Fe1-слоя скорее перпендикулярен (в плоскости) вектору намагниченности Fe2-слоя в структуре ССК. Этим косвенно можно объяснить наличие максимума Tc при ортогональной ориентации намагниченности Ф-слоев, то есть имеется поворот намагниченностей на 90° от классической модели [47]. К сожалению, такие особенности роста Fe1-слоя на поверхности подложки PMN-PT из магнитных измерений на СКВИДе зафиксировать не удалось.

Как известно, чем толще Ф-слой, тем легче повернуть направление его вектора намагниченности. Поэтому в наших образцах толщина Fe1-слоя как правило больше, чем толщина Fe2-слоя. Таким образом, Fe1-слой имеет меньшую коэрцитивную силу, чем Fe2-слой. Следовательно, изменить направление вектора намагниченности Fe1-слоя легче, чем Fe2-слоя.

Согласно результатам, представленным на рис. 3, сдвиг Tc увеличивается с увеличением величины напряженности электрического поля, приложенного к образцу. Кривые сверхпроводящего переходов на рис. 3 были измерены последовательно: без приложения электрического поля (0 кВ/см), с приложением 0.6 и 1 кВ/см соответственно. Увеличение приложенного электрического поля от 0.6 до 1 кВ/см привело к увеличению сдвига Tc в 2 раза (см. рис. 3). Существующая конструкция измерительной низкотемпературной ячейки не позволяет прикладывать большие значения напряженности внешнего электрического поля к образцу. Согласно результатам, представленным на рис. 3, осуществить полное переключение между нормальным и сверхпроводящим состояниями при приложении электрического поля не удалось. Главное условие для этого достигнуто не было (разница в Tc меньше величины ∂Tc). Несмотря на это, удалось продемонстрировать увеличение сдвига Tc с увеличением величины напряженности электрического поля, приложенного к образцу. С увеличением величины электрического поля возможно большее изменение взаимного направления векторов намагниченностей Ф-слоев, что и приводит к большему смещению Tc.

Согласно результатам, представленым на рис. 2 и 3, можно предположить, что без магнитного и электрического поля в наших структурах ССК существует некоторый угол между векторами намагниченности Ф-слоев. Это может быть обусловлено особенностями роста Fe1-слоя на поверхности охлаждаемой пьезоэлектрической подложки PMN-PT. Структура CCК работает на пьезоэлектрической подложке, если удается осуществить условие ΔTc > ∂Tc. Результат на рис. 3 демонстрирует возможное взаимное изменение направления векторов намагниченностей Ф-слоев, но этого изменения недостаточно для реализации полного эффекта ССК.

Заключение

Таким образом, исследованы особенности поведения сверхпроводящего спинового клапана Fe1/Cu/Fe2/Cu/Pb на пьезоэлектрической подложке PMN-PT во внешних магнитном и электрическом полях. Согласно полученным результатам, с увеличением величины напряженности приложенного электрического поля к подложке PMN-PT увеличивается сдвиг температуры перехода в сверхпроводящее состояние. Максимальная величина сдвига Tc составила 10 мК при приложении электрического поля напряженности 1 кВ/см. Обнаружен сдвиг температуры перехода в сверхпроводящее состояние более 200 мК, при этом продемонстрирована возможность реализации полного эффекта ССК во внешнем магнитном поле H0 = 1кЭ. Показано аномальное поведение зависимости Tc от α, которое проявлялось в максимальных значениях Tc при ортогональной ориентации Ф-слоев. Это косвенно может свидетельствовать о появлении легкой оси намагничивания Fe1-слоя при росте на охлаждаемую пьезоэлектрическую подложку PMN-PT. Увидеть это непосредственно из исследований магнитных свойств образцов не удалось, что, по-видимому, требует более детальных исследований. Результаты, полученные в магнитном поле, указывают на возможность реализации рабочей модели ССК на пьезоэлектрической подложке.

Исследования выполнены за счет средств Российского научного фонда (проект № 21-72-10178) и государственного задания ФИЦ КазНЦ РАН. В рамках гранта РНФ № 21-72-10178 были приготовлены образцы, проведены исследования образцов при воздействии электрического поля на пьезоэлектрическую подложку, проведена интерпретация полученных результатов при воздействии электрического поля. В рамках темы государственного задания ФИЦ КазНЦ РАН были проведены исследования образцов под воздействием магнитного поля и проведена интерпретация полученных результатов при воздействии магнитного поля.

×

Об авторах

А. А. Камашев

Федеральное государственное бюджетное учреждение науки «Федеральный исследовательский центр «Казанский научный центр Российской академии наук»

Автор, ответственный за переписку.
Email: kаmаndi@mаil.ru

Казанский физико-технический институт имени Е.К. Завойского

Россия, Казань

А. А. Валидов

Федеральное государственное бюджетное учреждение науки «Федеральный исследовательский центр «Казанский научный центр Российской академии наук»

Email: kаmаndi@mаil.ru

Казанский физико-технический институт имени Е.К. Завойского

Россия, Казань

Н. Н. Гарифьянов

Федеральное государственное бюджетное учреждение науки «Федеральный исследовательский центр «Казанский научный центр Российской академии наук»

Email: kаmаndi@mаil.ru

Казанский физико-технический институт имени Е.К. Завойского

Россия, Казань

С. А. Большаков

Федеральное государственное бюджетное учреждение науки «Федеральный исследовательский центр «Казанский научный центр Российской академии наук»

Email: kаmаndi@mаil.ru

Казанский физико-технический институт имени Е.К. Завойского

Россия, Казань

Р. Ф. Мамин

Федеральное государственное бюджетное учреждение науки «Федеральный исследовательский центр «Казанский научный центр Российской академии наук»

Email: kаmаndi@mаil.ru

Казанский физико-технический институт имени Е.К. Завойского

Россия, Казань

И. А. Гарифуллин

Федеральное государственное бюджетное учреждение науки «Федеральный исследовательский центр «Казанский научный центр Российской академии наук»

Email: kаmаndi@mаil.ru

Казанский физико-технический институт имени Е.К. Завойского

Россия, Казань

Список литературы

  1. Bulaevskii L.N., Buzdin A.I., Kuli´c M.L. et al. // Adv. Phys. 1985. V. 34. No 2. P. 175.
  2. Fischer O., Peter M. Magnetism: Magnetic properties of metallic alloys. Recent work on ferromagnetic superconductors. New York: Academic Press Inc., 1973.
  3. Rehmann S., Herrmannsdörfer T. // Phys. Rev. Lett. 1997. V. 78. No. 6. P. 1122.
  4. Garifullin I.A. // J. Magn. Magn. Mater. 2002. V. 240. P. 571.
  5. Chien C.L., Reich D.H. // J. Magn. Magn. Mater. 1999. V. 200. P. 83.
  6. Изюмов Ю.А., Прошин Ю.Н., Хусаинов М.Г. // УФН. 2002. Т. 172. № 2. С. 113.
  7. Buzdin A.I. // Rev. Mod. Phys. 2005. V. 77. No. 3. P. 935.
  8. Golubov A.A., Kupriyanov M.Y., Il’ichev E. // Rev. Mod. Phys. 2004. V. 76. No. 2. P. 411.
  9. Efetov K.B., Garifullin I.A., Volkov A.F., Westerholt K. // Magnetic heterostructures. Advances and perspectives in spinstructures and spintransport. Series Springer Tracts in Modern Physics. Berlin: Springer, 2007. 252 p.
  10. Bergeret F.S., Volkov A.F., Efetov K.B. // Rev. Mod. Phys. 2005. V. 77. P. 1321.
  11. Oh D., Youm S., Beаsley M.R. // Аppl. Phys. Lett. 1997. V. 71. Nо. 16. P. 2376.
  12. Tаgirоv L.R. // Physiса С. 1998. V. 307. P. 145.
  13. Buzdin A.I., Vedyayev A.V., Ryzhanova N.V. // Europhys. Lett. 1999. V. 48. No. 48. P. 686.
  14. Baladi´e I., Buzdin A.I., Ryazhanov N. et al. // Phys. Rev. B. 2000. V. 63. Art. No. 054518.
  15. Gu J.Y., You C.Y., Jiang J.S. et al. // Phys. Rev. Lett. 2002. V. 89. Аrt. Nо. 267001.
  16. Potenza A., Marrows C.H. // Phys. Rev. B. 2005. V. 71. Аrt. Nо. 180503.
  17. Moraru I.C., Pratt Jr. W.P., Birge N.O. // Phys. Rev. Lett. 2006. V. 96. Аrt. Nо. 037004.
  18. Miao G.-X., Ramos A.V., Moodera J. // Phys. Rev. Lett. 2008. V. 101. Аrt. Nо. 137001.
  19. Leksin P.V., Gаrif’yаnоv N.N., Gаrifullin I.А. et аl. // Аppl. Phys. Lett. 2010. V. 97. Аrt. Nо. 102505.
  20. Blamire M.G., Robinson J.W.A. // J. Phys. Cond. Matter. 2014. V. 26. Аrt. Nо. 453201.
  21. Eschrig M. // Rep. Progr. Phys. 2015. V. 78. Аrt. Nо. 104501
  22. Grein R., Löfwander T., Eschrig M. // Phys. Rev. B. 2013. V. 88. Аrt. Nо. 054502.
  23. Flokstra M.G., Cunningham T.C., Kim J. et аl. // Phys. Rev. B. 2015. V. 91. Аrt. Nо. 060501.
  24. Montiel X., Eschrig M. // Phys. Rev. B. 2018. V. 98. No. Аrt. Nо. 104513.
  25. Banerjee N., Ouassou J.A., Zhu Y. et аl. // Phys. Rev. B. 2018. V. 97. Аrt. Nо. 184521.
  26. Pugach N., Safonchik M., Belotelov V. et аl. // Phys. Rev. Appl. 2022. V. 18. Аrt. Nо. 054002.
  27. Leksin P.V., Garif’yanov N.N., Garifullin I.A. et аl. // Phys. Rev. Lett. 2012. V. 109. Аrt. Nо. 057005.
  28. Leksin P.V., Garif’yanov N.N., Kamashev A.A. et аl. // Phys. Rev. B. 2016. V. 93. Аrt. Nо. 100502
  29. Leksin P.V., Garif’yanov N.N., Kamashev A.A. et аl. // Phys. Rev. B. 2015. V. 91. Аrt. Nо. 214508.
  30. Камашев А.А., Валидов А.А., Гарифьянов Н.Н. и др. // Изв. РАН. Сер. физ. 2023. Т. 87. № 4. С. 518; Kamashev A.A., Validov A.A., Garif’yanov N.N. et al. // Bull. Russ. Acad. Sci. Phys. 2023. V. 87. No. 4. P. 448.
  31. Камашев А.А., Большаков С.А., Мамин Р.Ф., Гарифуллин И.А. // Изв. РАН. Сер. физ. 2023. Т. 87. № 9. С. 1268; Kamashev A.A., Bolshakov S.A., Mamin R.F., Garifullin I.A. // Bull. Russ. Acad. Sci. Phys. 2023. V. 87. No. 9. P. 1308.
  32. Камашев А.А., Гарифьянов Н.Н., Валидов А.А. и др. // Письма в ЖЭТФ 2019. Т. 110. № 5—6. С. 325; Kamashev A.A., Garif’yanov N.N., Validov A.A. et al. // JETP Lett. 2019. V. 110. No. 5. P. 342.
  33. Камашев А.А., Гарифьянов Н.Н., Валидов А.А. и др. // ЖЭТФ. 2020. Т. 158. № 2. С. 345. // Kamashev A.A., Garif’yanov N.N., Validov A.A. et al. // JETP. 2020. V. 131. No. 2. P. 311.
  34. Валидов А.А., Насырова М.И., Хабибуллин Р.Р., Гарифуллин И.А. // Изв. РАН. Сер. физ. 2023. Т. 87. № 4. С. 523; Validov A.A., Nasyrova M.I., Khabibullin R.R., Garifullin I.A. // Bull. Russ. Acad. Sci. Phys. 2023. V. 87. No. 4. P. 452.
  35. Bergeret F.S., Volkov A.F., Efetov K.B. // Phys. Rev. Lett. 2001. V. 86. Аrt. Nо. 4096.
  36. Volkov A.F., Bergeret F.S., Efetov K.B. // Phys. Rev. Lett. 2003. V. 90. Аrt. Nо. 117006.
  37. Mel’nikov A.S., Samokhvalov A.V., Kuznetsova S.M. et аl. // Phys. Rev. Lett. 2012. V. 109. Аrt. Nо. 237006.
  38. Efetov K.B., Garifullin I.A., Volkov A.F., Westerholt K. // Magnetic nanostructures. Spin dynamic and spin transport. Series Springer Tracts in Modern Physics. Berlin: Springer-Verlag, 2013. P. 85.
  39. Singh А., Vоltаn S., Lаhаbi K., Ааrts J. // Phys. Rev. X. 2015. V. 5. Аrt. Nо. 021019.
  40. Kаmаshev А.А., Gаrif’yаnоv N.N., Vаlidоv А.А. et аl. // Beilstein J. Nаnоteсhnоl. 2019. V. 10. P. 1458.
  41. Kаmаshev А.А., Gаrif’yаnоv N.N., Vаlidоv А.А. et аl. // Phys. Rev. B. 2019. V. 100. Аrt. Nо. 134511.
  42. Kamashev A.A., Leontyev A.V., Garifullin I.A. et al. // Ferroelectrics. 2022. V. 592. No. 1. P. 123.
  43. Zhang W., Wang Z., Yang X. et аl. // J. Cryst. Growth. 2021. V. 560—561. Аrt. Nо. 126061.
  44. Zhang Z., Xu J., Yang L. et аl. // Sens. Actuators A. 2018. V. 283. P. 273
  45. Song H.-C., Kang C.-Y., Yoon S-Y et аl. // Single Crystals. Met. Mater. Int. 2012. V. 18. P. 499.
  46. Leksin P.V., Kamashev A.A., Schumann J. et аl. // Nano Research. 2016. V. 9. P. 1005.
  47. Fоminоv Yа.V., Gоlubоv А.А., Kаrminskаyа T. Yu. et al. // Письма в ЖЭТФ. 2010. Т. 91. С. 329.

Дополнительные файлы

Доп. файлы
Действие
1. JATS XML
Скачать
2. Рис. 1. Модель исследуемых структур ССК (а). Схема измерения удельного электрического сопротивления образцов стандартным четырехконтактным методом в электрическом поле (б): 1, 4 — токовые электроды; 2, 3 — потенциальные электроды; 5, 6 — емкостные пластины (обкладки конденсатора) для приложения электрического поля к пьезоэлектрической подложке.

Скачать (362KB)
Метаданные
3. Рис. 2. Кривые сверхпроводящих переходов для образца PMN-PT/Fe1(3 нм)/Cu(4 нм)/Fe2(1 нм)/Cu(1.2 нм)/Pb(60 нм), измеренные при различной ориентации намагниченностей Ф-слоев (П – α = 0°; ПП — α = 90°; АП — α = 180°) во внешнем магнитном поле H0 = 1 кЭ. Ошибка эксперимента соответствует размеру символов.

Скачать (81KB)
Метаданные
4. Рис. 3. Зависимость сдвига Тс (ΔТс΄) от величины напряженности внешнего электрического поля (E), прикладываемого к пьезоэлектрической подложке PMN-PT, для образца PMN-PT/Fe1(3 нм)/Cu(4 нм)/Fe2(1 нм)/Cu(1.2 нм)/Pb(60 нм). На вставке представлены кривые сверхпроводящих переходов для образца PMN-PT/Fe1(3 нм)/Cu(4 нм)/Fe2(1 нм)/Cu(1.2 нм)/Pb(60 нм) при прикладывании электрического поля к пьезоэлектрической подложке PMN-PT. Ошибка эксперимента соответствует размеру символов.

Скачать (80KB)
Метаданные

© Российская академия наук, 2024

Согласие на обработку персональных данных

 

Используя сайт https://journals.rcsi.science, я (далее – «Пользователь» или «Субъект персональных данных») даю согласие на обработку персональных данных на этом сайте (текст Согласия) и на обработку персональных данных с помощью сервиса «Яндекс.Метрика» (текст Согласия).