Туннельная инжекция спин-поляризованного тока в гетероструктурах Co₂CrxFe₁₋xAl (x = 1, 0,6) – изолятор–сверхпроводник
На основе пленок полуметаллических ферромагнитных сплавов Гейслера Co₂CrAl (температура Кюри ТС ≈ 334 К) и Co₂Cr₀,₆Fe0,₄Al (ТС ≈ 630 К) созданы туннельные контакты F–I–S-типа Co₂CrAl–I–Pb и Co₂Cr₀,₆Fe₀,₄Al–I–Pb и изучены особенности прохождения спин-поляризованного тока в них. В рамках разработан...
Gespeichert in:
| Veröffentlicht in: | Физика низких температур |
|---|---|
| Datum: | 2016 |
| Hauptverfasser: | , , , , |
| Format: | Artikel |
| Sprache: | Russisch |
| Veröffentlicht: |
Фізико-технічний інститут низьких температур ім. Б.І. Вєркіна НАН України
2016
|
| Schlagworte: | |
| Online Zugang: | https://nasplib.isofts.kiev.ua/handle/123456789/128488 |
| Tags: |
Tag hinzufügen
Keine Tags, Fügen Sie den ersten Tag hinzu!
|
| Назва журналу: | Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine |
| Zitieren: | Туннельная инжекция спин-поляризованного тока в гетероструктурах Co₂CrxFe₁₋xAl (x = 1, 0,6) – изолятор–сверхпроводник / Э.M. Руденко, И.В. Короташ, A.A. Краковный, Ю.В. Кудрявцев, Ю.В. Шлапак // Физика низких температур. — 2016. — Т. 42, № 3. — С. 236–245. — Бібліогр.: 35 назв. — рос. |
Institution
Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine| _version_ | 1859733889909522432 |
|---|---|
| author | Руденко, Э.М. Короташ, И.В. Краковный, А.А. Кудрявцев, Ю.В. Шлапак, Ю.В. |
| author_facet | Руденко, Э.М. Короташ, И.В. Краковный, А.А. Кудрявцев, Ю.В. Шлапак, Ю.В. |
| citation_txt | Туннельная инжекция спин-поляризованного тока в гетероструктурах Co₂CrxFe₁₋xAl (x = 1, 0,6) – изолятор–сверхпроводник / Э.M. Руденко, И.В. Короташ, A.A. Краковный, Ю.В. Кудрявцев, Ю.В. Шлапак // Физика низких температур. — 2016. — Т. 42, № 3. — С. 236–245. — Бібліогр.: 35 назв. — рос. |
| collection | DSpace DC |
| container_title | Физика низких температур |
| description | На основе пленок полуметаллических ферромагнитных сплавов Гейслера Co₂CrAl (температура Кюри
ТС ≈ 334 К) и Co₂Cr₀,₆Fe0,₄Al (ТС ≈ 630 К) созданы туннельные контакты F–I–S-типа Co₂CrAl–I–Pb и
Co₂Cr₀,₆Fe₀,₄Al–I–Pb и изучены особенности прохождения спин-поляризованного тока в них. В рамках
разработанной теоретической модели спиновой блокировки туннельного тока установлено, что степень
спиновой поляризации электронов проводимости в квазимонокристаллических пленках Co₂Cr₀,₆Fe₀,₄Al и
Co₂CrAl, упорядоченных по В2- и L2₁-типу, составляет 0,91–0,97.
На основі плівок напівметалевих феромагнітних сплавів Гейслера Co₂CrAl(температура Кюрі ТС ≈
≈ 334 К) та Co₂Cr₀,₆Fe0,₄Al (ТС ≈ 630 К) створено тунельні контакти F–I–S-типу Co₂CrAl–I–Pb та
Co₂Cr₀,₆Fe₀,₄Al–I–Pb і досліджено особливості проходження спін-поляризованого струму в них. В
рамках розробленої теоретичної моделі спінового блокування тунельного струму встановлено, що
ступінь спінової поляризації електронів провідності в квазімонокристалічних плівках Co₂Cr₀,₆Fe₀,₄Al
та Co₂CrAl, які впорядковані по В2 та L21-типу, складає 0,91–0,97.
Тhe tunnel junctions of F–I–S type based on the halfmetallic
ferromagnetic Heusler alloys Co₂CrAl (the Curie
temperature ТC ≈ 334 K) and Co₂Cr₀,₆Fe0,₄Al (ТC ≈
≈ 630 K) were fabricated. The peculiarities of spin-polarized
current in the junctions were studied. In the frames
of the developed theoretical model of spin blocking of
tunnel current, it was shown that the degree of spin polarization
of free electrons p in the quasi single-crystalline
films Co₂Cr₀,₆Fe₀,₄Al and Co₂CrAl with B2- and
L21-type order is р = 0.91–0.97.
|
| first_indexed | 2025-12-01T14:17:28Z |
| format | Article |
| fulltext |
Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2016, т. 42, № 3, c. 236–245
Туннельная инжекция спин-поляризованного тока
в гетероструктурах Co2CrxFe1–xAl (x = 1, 0,6) –
изолятор–сверхпроводник
Э.M. Руденко, И.В. Короташ, A.A. Краковный, Ю.В. Кудрявцев, Ю.В. Шлапак
Институт металлофизики им. Г.В. Курдюмова НАН Украины
бульв. Академика Вернадского, 36, г. Киев-142, 03680, ГСП, Украина
E-mail: rudenko@imp.kiev.ua; korotash@imp.kiev.ua
Статья поступила в редакцию 25 сентября 2015 г., после переработки 12 ноября 2015 г.
опубликована онлайн 26 января 2016 г.
На основе пленок полуметаллических ферромагнитных сплавов Гейслера Co2CrAl (температура Кюри
ТС ≈ 334 К) и Co2Cr0,6Fe0,4Al (ТС ≈ 630 К) созданы туннельные контакты F–I–S-типа Co2CrAl–I–Pb и
Co2Cr0,6Fe0,4Al–I–Pb и изучены особенности прохождения спин-поляризованного тока в них. В рамках
разработанной теоретической модели спиновой блокировки туннельного тока установлено, что степень
спиновой поляризации электронов проводимости в квазимонокристаллических пленках Co2Cr0,6Fe0,4Al и
Co2CrAl, упорядоченных по В2- и L21-типу, составляет 0,91–0,97.
На основі плівок напівметалевих феромагнітних сплавів Гейслера Co2CrAl (температура Кюрі ТС ≈
≈ 334 К) та Co2Cr0,6Fe0,4Al (ТС ≈ 630 К) створено тунельні контакти F–I–S-типу Co2CrAl–I–Pb та
Co2Cr0,6Fe0,4Al–I–Pb і досліджено особливості проходження спін-поляризованого струму в них. В
рамках розробленої теоретичної моделі спінового блокування тунельного струму встановлено, що
ступінь спінової поляризації електронів провідності в квазімонокристалічних плівках Co2Cr0,6Fe0,4Al
та Co2CrAl, які впорядковані по В2 та L21-типу, складає 0,91–0,97.
PACS: 72.25.–b Спин-поляризованный транспорт;
74.40.Gh Неравновесная сверхпроводимость;
74.55.+v Явление туннелирования: одночастичное туннелирование и ОТМ;
74.78.Fk Многослойные пленки, сверхрешетки, гетероструктуры.
Ключевые слова: спин-поляризованный ток, сверхпроводник, туннельный эффект, полуметаллический
ферромагнетик, сплав Гейслера, неравновесная сверхпроводимость.
1. Введение
Для создания качественных базовых элементов спи-
новой электроники требуется поиск эффективных ис-
точников спин-поляризованного тока — спиновых ин-
жекторов — с высокой степенью спиновой поляризации
электронов проводимости р, высокой температурой
Кюри ТС, а также разработки надежных и эффективных
методов определения р ( ( ( ) ( ) )/F Fp N E N E= ↑ − ↓
/ ( ) ( ) ,F FN E N E↑ + ↓ где N(EF)↑ и N(EF)↓ — плотность
электронных состояний на уровне Ферми для спиновых
подсистем, ориентированных вдоль и против вектора
результирующей намагниченности). В этом плане акту-
альным является изучение особенностей квантового
зарядового и спинового транспорта в планарных много-
слойных туннельных структурах, созданных из полуме-
таллических ферромагнетиков (ПМФ) и сверхпровод-
ников (СП) [1,2]. В ПМФ, благодаря существованию
щели на уровне Ферми для одной из спиновых подсис-
тем, в процессах электропроводимости участвуют носи-
тели только одной спиновой поляризации, т.е. теорети-
чески pt = 1.
В работах [3,4] из расчетов электронного строения,
выполненных исходя из первых принципов, показано,
что некоторые сплавы Гейслера (Heusler) (СГ) с фор-
мулой Х2YZ (X и Y — 3d-переходные металлы, а Z —
s–p-металл) являются полуметаллическими ферро-
магнетиками с pt = 1. Кроме того, СГ на основе Co
имеют температуру Кюри на уровне комнатной и боль-
© Э.M. Руденко, И.В. Короташ, A.A. Краковный, Ю.В. Кудрявцев, Ю.В. Шлапак, 2016
mailto:rudenko@imp.kiev.ua
Туннельная инжекция спин-поляризованного тока в гетероструктурах
шой магнитный момент. В частности, Co2CrAl имеет
магнитный момент 3,0 μB на формульную единицу
(μB/форм. ед.) [5,6] и температуру Кюри ТС = 334 К
[7,8]. Высокая степень спиновой поляризации в Co2CrAl
сохраняется и для поверхностных состояний [9], что
очень важно для создания многослойных гетерострук-
тур. Однако следует отметить критическую зависи-
мость намагниченности М и степени спиновой поля-
ризации электронов проводимости р в Co2CrAl от
структуры (степени атомного беспорядка): увеличе-
ние атомного беспорядка при переходе от идеально
упорядоченной структуры L21 через состояния с про-
межуточной степенью атомного упорядочения (струк-
туры В2 и А2 типа) к аморфной фазе приводит к по-
степенному уменьшению до нуля намагниченности и
степени спиновой поляризации [10].
Получение высококачественных кристаллически
упорядоченных СГ связано с существенными техноло-
гическими трудностями. Так, в работе [11] сообщалось,
что измеренная микроконтактным методом (point
contact Andreev reflection (PCAR) measurements) степень
спиновой поляризации объемных образцов сплава
Co2CrAl с B2-типом упорядочения с включением не-
упорядоченной А2-типа фазы составила р ≈ 0,62, что
существенно ниже ожидаемой pt = 1. Причину такого
радикального уменьшения р связывают с атомным ра-
зупорядочением в СГ. Еще с большими технологиче-
скими трудностями связано получение высококачест-
венных кристаллически упорядоченных пленок СГ,
необходимых для микроэлектронных устройств спино-
вой электроники. Таким образом, для реализации пре-
имуществ СГ при их использовании в качестве спино-
вых инжекторов в пленках СГ необходимо сформи-
ровать максимально возможную упорядоченную струк-
туру — L21 или B2.
Для ряда применений устройств спиновой электро-
ники в жестких условиях эксплуатации для стабильно-
сти параметров необходим синтез новых ферромаг-
нитных материалов с температурой Кюри, значительно
превышающей комнатную температуру. В полученных
ранее пленках ПМФ Co2CrAl ТC = 334 К [10], что ос-
ложняет их использование при повышенных темпера-
турах.
В работах [11,12] отмечено, что замещение в СГ
Co2CrAl части атомов Cr на атомы Fе может привести к
повышению температуры Кюри сплава Co2CrxFe1–xAl и
не вызывает радикального изменения степени спиновой
поляризации носителей тока р [13]. Согласно результа-
там теоретической работы [5], в сплаве Co2Cr0,6Fe0,4Al,
упорядоченном по типу L21, степень спиновой поляри-
зации электронов проводимости р по сравнению со
сплавом Co2CrAl должна уменьшиться с 100% до 90%, а
переход L21 → В2 дополнительно уменьшает эту вели-
чину до 77%. Эти результаты качественно согласуются
с экспериментальными данными по исследованию ани-
зотропии поглощения характеристического рентгенов-
ского излучения (XMCD) и влияния атомного беспоряд-
ка на магнитные свойства массивного сплава
Co2Cr0,6Fe0,4Al [14]. Переход от сплава Co2CrAl к сплаву
Co2Cr0,6Fe0,4Al меняет также его магнитные свойства:
температура Кюри ТС возрастает от 334 К до ≈ 630 К для
пленочных [15] и до ≈ 850–900 К для массивных образ-
цов [16]. При этом магнитный момент сплава, согласно
результатам теоретических расчетов, должен вырасти с
3 μB/форм. ед. для сплава Co2CrAl до 3,7 μB/форм. ед.
для сплава Co2Cr0,6Fe0,4Al [17,18]. Таким образом, плен-
ки сплава Co2Cr0,6Fe0,4Al могут стать альтернативой
пленкам сплава Co2CrAl для использования в качестве
спиновых инжекторов при работе при повышенных тем-
пературах, однако необходима экспериментальная оцен-
ка реальной величины р в них.
В настоящей работе представлены результаты по-
лучения пленок СГ Co2Cr0,6Fe0,4Al с высокой степе-
нью атомного порядка, созданы и изучены туннель-
ные контакты ферромагнетик (F)–изолятор (I)–сверх-
проводник (S) на основе пленок Co2Cr0,6Fe0,4Al и
Co2CrAl и экспериментально определена степень
спиновой поляризации р электронов проводимости в
них, а также проведен сравнительный анализ полу-
ченных результатов с результатами для туннельных
контактов F–I–S-типа на основе пленок Fe.
2. Экспериментальные образцы и методика
эксперимента
2.1. Методы получения пленок СГ Co2Cr0,6Fe0,4Al и их
структура
Пленки Co2Cr0,6Fe0,4Al получали методом
«вспышки» (flash evaporation technique) из порошка
массивного сплава на сапфировые подложки в ва-
кууме выше 1,5·10–6 мм рт. ст. и одновременно на
свежие сколы монокристалла NaCl. Реальный состав
пленок был Co2Cr0,74Fe0,40Al0,98 (в дальнейшем бу-
дем использовать формулу Co2Cr0,6Fe0,4Al). Различ-
ные структурные состояния в пленках Co2Cr0,6Fe0,4Al
формировались благодаря изменению температуры под-
ложки во время осаждения пленок (температура изменя-
лась в интервале от 78 до 740 К) и последующему отжи-
гу пленок при разных температурах. Условия получения
и соответствующие им структуры пленок Co2Cr0,6Fe0,4Al
представлены в табл. 1.
Структура пленок Co2Cr0,6Fe0,4Al была изучена при
помощи рентгеновской дифракции при температуре
293 К с использованием Cu Kα излучения. Кроме это-
го, структуру пленок Co2Cr0,6Fe0,4Al, предварительно
отделенных от подложек NaCl, исследовали с помо-
щью метода просвечивающей электронной микроско-
пии (ПЭМ).
Магнитные свойства пленок Co2Cr0,6Fe0,4Al были
изучены в температурном интервале 120–400 К мето-
Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2016, т. 42, № 3 237
Э.M. Руденко, И.В. Короташ, A.A. Краковный, Ю.В. Кудрявцев, Ю.В. Шлапак
дом спектроскопии ферромагнитного резонанса
(ФМР).
На рис. 1 представлена структура и микродифракция
пленок Co2Cr0,6Fe0,4Al в различных состояниях. Видим,
что благодаря вариации температуры подложки и по-
следующей термообработке получен широкий спектр
структурных состояний в пленках Co2Cr0,6Fe0,4Al — от
мелкокристаллического с размером зерна менее 2 нм
(состояние 1) до монокристаллического (размер зерна
превышает минимальный диаметр дифракционной зоны
ø ≈ 500 нм) с упорядочением типа В2 (состояние 3), а
также состояния с промежуточной ступенью атомного
порядка и размером зерна (состояния 2, 4 и 5) (см.
табл. 1). Влияние температуры подложки на размер зер-
на в пленках Co2Cr0,6Fe0,4Al можно объяснить следую-
щим образом. При осаждении из паровой фазы на под-
ложки, охлаждаемые жидким азотом (Тs = 78 К), в
пленках формируется аморфноподобная мелкокристал-
лическая структура. При более высокой температуре
подложки (Тs = 293 К) появляется значительное количе-
ство центров кристаллизации, однако энергии адатомов
недостаточно для формирования значительного размера
зерна. При высоких температурах подложки (Тs = 740 К)
возникает много центров кристаллизации, но поскольку
процессы роста кристаллитов ограничены во времени
продолжительностью процесса осаждения, а отдельные
кристаллические зерна «препятствуют» росту соседних
зерен, в пленках также формируется мелкокристалличе-
ская структура. В отличие от этого механизма отжиг
мелкокристаллических структур, которые были получе-
ны при низких температурах подложки (Тs = 78 К), про-
исходит значительно дольше (часы). При этом создается
меньшее количество зародышей кристаллической фазы,
что, в свою очередь, обусловливает формирование кри-
сталлических пленок с существенно большим размером
зерна. В электронограммах микродифракции пленок
(рис. 1), находящихся в состояниях 3–5, присутствуют
надструктурные рефлексы (линии), характерные для
Таблица 1. Влияние условий осаждения и термообработки на структурные и магнитные характеристики пленок
Co2Cr0,6Fe0,4Al
Состояние Тs, К Тan, К а, нм Тип структуры d, нм g Meff, СГС/см3 ΔH⊥
массив – – 0,5724 B2
1 78 293 0,5693 A2 < 2 2,007 407 236
2 293 293 0,5672 А2 10 2,034 389 93
3 78 740 0,5693 В2 > 500 2,063 613 170
4 293 750 0,5677 В2 20–30 1,976 627 75
5 740 – 0,5712 В2 30–40 1,981 539 90
П р и м е ч а н и е: Тs — температура подложки во время осаждения, Тan — температура отжига пленок, а — постоянная кри-
сталлической решетки, определенная из результатов рентгеноструктурных исследований, d — средний размер зерна в плен-
ке, определенный с помощью ПЭМ. Meff — эффективная намагниченность, определенная методом спектроскопии ФМР, ΔH⊥
— полуширина полосы поглощения в спектре ФМР в перпендикулярной конфигурации, g — фактор Ланде; «массив» —
данные для массивного образца. Состояниям 1–5 соответствуют фотографии на рис. 1.
Рис. 1. Структура поверхности (а, в, д, ж, и) и микродифракция (б, г, е, з, к) пленок Co2Cr0,6Fe0,4Al в состояниях: 1 (а, б), 2 (в,
г), 3 (д, е), 4 (ж, з) и 5 (и, к) (см. табл. 1).
238 Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2016, т. 42, № 3
Туннельная инжекция спин-поляризованного тока в гетероструктурах
порядка типа В2 (200) и (222). Качественно можно отме-
тить, что упорядочение В2 в состоянии 3 является са-
мым высоким, тогда как в состояниях 4 и 5 оно прибли-
зительно одинаковое и меньше, чем в состоянии 3.
Пленки Co2Cr0,6Fe0,4Al с наиболее совершенной
кристаллической структурой (состояния 3 и 4) имеют
значительную эффективную намагниченность при
комнатной температуре (613 и 627 сгс/cм3 или 3,05 и
3,12 μB/форм. ед.), величина которой хорошо согласу-
ется с результатами измерения намагниченности на-
сыщения с помощью вибрационного магнитометра
(Мsat = 578 сгс/cм3 или 2,88 μB/форм. ед. в состоянии
3 при Т = 300 К) и с литературными данными
(2,56 μB/форм. ед. при Т = 5 К [15], 3,05 μB/форм. ед.
при Т = 300 К [12,16]). Эта величина значительно пре-
вышает экспериментальные значения намагниченности
большинства пленок сплава Co2CrAl: 0,53 μB/форм. ед.
[19], 0,7 μB/форм. ед. [20], 1,65 μB/форм. ед. [21]. Осаж-
дения пленок Co2Cr0,6Fe0,4Al на подложки при высокой
температуре (состояние 5) вызывает формирование в
них мелкокристаллический структуры типа В2, которая
имеет эффективную намагниченность примерно на 15%
меньше, чем в отожженных пленках (состояния 3 и 4).
Таким образом, длительный отжиг мелкокристалличе-
ских пленок при Тan = 740–750 К приводит к формиро-
ванию более совершенной структуры, чем та, которая
формируется при осаждении на подложки при такой же
температуре.
В отличие от пленок Co2CrAl атомный беспорядок в
пленках Co2Cr0,6Fe0,4Al не вызывает радикального
уменьшения намагниченности (эффективной и насыще-
ния). Пленки, осажденные на подложки в диапазоне
температур Тs = 78–293 К, являются мелкокристалличе-
скими и имеют эффективную намагниченность, которая
составляет примерно 65% от величины намагниченно-
сти наиболее упорядоченных пленок (см. табл. 1). При-
чину такого расхождения можно объяснить более высо-
кой структурной стабильностью сплава Co2Cr0,6Fe0,4Al
и, возможно, формированием в разупорядоченных со-
стояниях ферромагнитных кластеров на основе Fe, Co
или FeCo. Кроме этого, как следует из температурной
зависимости эффективной намагниченности (рис. 2),
наиболее совершенные в структурном отношении плен-
ки Co2Cr0,6Fe0,4Al (состояние 3) имеют более высокую
температуру Кюри, чем пленки с наибольшей степенью
атомного беспорядка (состояние 1). В то же время экст-
раполяция температурной зависимости эффективной
намагниченности в область низких температур показы-
вает, что эффективная намагниченность разупорядочен-
ных пленок сплава Co2Cr0,6Fe0,4Al при низких темпера-
турах может быть больше, чем в состоянии 3. Для
качественных пленок Co2Cr0,6Fe0,4Al (состояние 3) с
кристаллическим упорядочением В2-типа температура
Кюри составила ТC ≈ 630 К (рис. 2) [22].
2.2. Методика создания туннельных контактов
F–I–S-типа со спиновыми инжекторами
на основе пленок Co2Cr0,6Fe0,4Al, Co2CrAl и Fe
На основе полученных ферромагнитных пленок
Co2Cr0,6Fe0,4Al были созданы туннельные контакты (ТК)
F–I–S-типа Co2Cr0,6Fe0,4Al–I–Pb, а на основе ферромаг-
нитных пленок Co2CrAl — ТК F–I–S-типа Co2CrAl–I–Pb,
удельное сопротивление которых изменялось в широких
пределах от 10–4 до 10–7 Ом·см2. Пленки Co2Cr0,6Fe0,4Al
и Co2CrAl (для создания спинового инжектора F ТК)
осаждали методом «вспышки» (flash evaporation
technique) при давлении Р < 1,5·10–6 мм. рт. ст. через
специальные маски на сапфировые подложки размером
8×20×0,5 мм. Толщина пленок около 100 нм. Для созда-
ния высококачественных спиновых инжекторов указан-
ные пленки конденсировали на охлаждаемые жидким
азотом подложки (Тs ≈ 100 К) с последующим отжигом в
условиях высокого вакуума при температуре Тan = 750 К
для создания в них порядка типа В2 или (в зависимости
от продолжительности отжига) L21.
Туннельный барьер I формировался путем контроли-
руемого окисления пленок Co2Cr0,6Fe0,4Al или Co2CrAl в
лабораторных условиях при комнатной температуре. По
методу Симмонса [23] были определены параметры по-
лученных туннельных барьеров. В зависимости от вре-
мени формирования туннельного барьера его высота
изменялась в пределах 0,08–0,9 эВ, толщина — в преде-
лах 10–40 Å. Было замечено, что при одинаковых внеш-
них условиях на пленках Co2Cr0,6Fe0,4Al высота полу-
ченного туннельного барьера была заметно меньше, чем
на пленках Co2CrAl.
Пленки свинца S осаждали термически (при давле-
нии Р = (2–3)·10–6 мм. рт. ст.) через маску на окислен-
Рис. 2. Температурная зависимость эффективной намагни-
ченности M, полученная в FC режиме, для пленок
Co2Cr0,6Fe0,4Al с мелкокристаллической структурой А2 типа
(состояние 1) и квазимонокристаллических пленок с упоря-
доченной структурой В2 типа (состояние 3).
Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2016, т. 42, № 3 239
Э.M. Руденко, И.В. Короташ, A.A. Краковный, Ю.В. Кудрявцев, Ю.В. Шлапак
ную пленку Co2Cr0,6Fe0,4Al или Co2CrAl таким образом,
чтобы получить крестообразное пересечение F и S пле-
нок. Толщина пленок Pb около 100 нм. Площадь ТК
150 × 150 мкм. На рис. 3 представлена топология ТК. На
подложке в одном цикле формировали три ТК F–I–S-ти-
па на одной пленке инжектора F.
Для проверки объективности результатов определе-
ния степени спиновой поляризации р по предложенной
авторами методике, основанной на спиновой блокировке
туннельного тока (СБТТ) [24–26], также были изготов-
лены ТК F–I–S-типа Fe–I–Pb, в которых спиновая по-
ляризация инжектора — пленок Fe — известна. ТК
Fe–I–Pb изготавливали на сапфировых подложках в
аналогичной геометрии и через те же специальные
маски. Пленки Fe (толщина 100 нм) формировали путем
магнетронного распыления Fe мишени на постоянном
токе (DC методом) и давлении аргона Р = 10–2 мм рт. ст.
Площадь ТК 150 × 150 мкм.
ВАХ изготовленных ТК измеряли в гелиевом крио-
стате при температуре 4,2 К с использованием четы-
рехзондовой методики в режиме источника тока. Схе-
ма подключения ТК F–I–S-типа показана на рис. 3.
3. Экспериментальные результаты и их обсуждение
3.1. ВАХ ТК Co2CrхFe1–хAl–I–Pb (х = 1, 0,6) и Fe–I–Pb
Типичные экспериментальные ВАХ ТК F–I–S-типа
Co2Cr0,6Fe0,4Al–I–Pb и Co2Cr Al–I–Pb с различными зна-
чениями удельного туннельного сопротивления, а также
ВАХ для ТК N–I–S-типа N–I–Pb (сплошная линия) при
4,2 К (N — нормальный «неферромагнитный» металл),
рассчитанные согласно теории Бардина–Купера–Шриф-
фера (БКШ), представлены на рис. 4. Здесь же показано
поведение вблизи V = 0 дифференциального сопротив-
ления RFS = dV/dI ТК для этих ТК F–I–S-типа (пунктир-
ная линия) и RNS = dV/dI ТК N–I–S-типа (штрихпунктир-
ная линия). Расчетные ВАХ получены при равенстве
дифференциального сопротивления в нормальном со-
стоянии RNN ТК N–I–S-типа дифференциальному сопро-
тивлению в нормальном состоянии RFN ТК F–I–S-типа
RNN = RFN. Для создания этих ТК использованы высоко-
качественные квазимонокристаллические пленки
Co2Cr0,6Fe0,4Al и Co2CrAl с упорядочением типа В2 и
L21 и размерами зерна кристаллитов 800–1200 нм.
Видим, что ВАХ ТК Co2CrAl–I–Pb и
Co2Cr0,6Fe0,4Al –I–Pb имеют одинаковый вид в слу-
чае с высокой прозрачностью туннельного барьера
(сравним рис. 4(a) и рис. 4(в)), также ВАХ ТК
Co2CrAl–I–Pb и Co2Cr0,6Fe0,4Al–I–Pb подобны между
собой и в случае с более низкой прозрачностью тун-
нельного барьера (сравним рис. 4(б) и рис. 4(г)). Для
ТК с высокой прозрачностью (ВАХ на рис. 4(a), (в)) уже
при незначительных напряжениях смещения наблюдает-
ся возникновение неравновесного сверхпроводящего
состояния, связанного с быстрым накоплением в сверх-
проводнике избыточных спин-поляризованных квазича-
стиц электронного типа, подавлении ими энергетической
щели в Pb и возникновения участка с отрицательным
дифференциальным сопротивлением [27,28]. Для всех
экспериментальных ВАХ значения дифференциального
сопротивления RFS = dV/dI ТК вблизи V = 0 существенно
выше расчетного по теории БКШ RNS. Подобность ВАХ
указывает на одинаковый характер физических процес-
сов прохождения спин-поляризованного тока при крио-
генных температурах в ТК Co2Cr0,6Fe0,4Al–I–Pb и
Co2CrAl–I–Pb, в которых спиновые инжекторы имеют
существенно отличающиеся температуры Кюри: ТС ≈
≈ 630 К для пленок Co2Cr0,6Fe0,4Al и ТС ≈ 334 К для
пленок Co2CrAl.
Анализируя полученные ВАХ и дифференциальные
сопротивления RFS и RNS (рис. 4), как для ТК
Co2Cr0,6Fe0,4Al–I–Pb, так и для ТК Co2CrA–I–Pb, видим:
1. ВАХ всех ТК F–I–S-типа проходят ниже расчет-
ной по теории БКШ ВАХ ТК N–I–S -типа, что указы-
вает на эффект гигантской спиновой блокировки тун-
нельного тока, заключающийся в существенном росте
дифференциального сопротивления ТК RFS ≡ (GFS)–1
по отношению к дифференциальному сопротивлению
RNS ≡ (GNS)–1 при малых напряжениях смещения
V << ∆∕e (∆ — энергетическая щель сверхпроводника,
е — заряд электрона) [24–26].
2. Величины нормированной проводимости ТК F–I–S-
типа σFS ≡ GFS/GFN существенно отличаются от ве-
личины фундаментальной нормированной проводи-
мости Гиаевера σNS ≡ GNS/GNN для ТК N–I–S-типа
[29–31], как рассчитанной в рамках теории БКШ, так
и определенной в эксперименте. Расчет в рамках тео-
рии БКШ для ТК N–I–Pb при 4,2 К и V = 0 дает
(σNS)−1 ≈ 6,5.
3. Величины нормированной проводимости ТК
σFS зависят от величины GFN (видим при сравнении
Рис. 3. Топология туннельных контактов ТК F–I–S-типа и схе-
ма подключения при измерении ВАХ. Потенциальные элек-
троды подключались к точкам 3 и 5, токовые — к точкам 4 и 6.
240 Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2016, т. 42, № 3
Туннельная инжекция спин-поляризованного тока в гетероструктурах
ВАХ и дифференциальных сопротивлений ТК с высо-
кой и низкой прозрачностью туннельного барьера). В
то же время известно, что значение σNS не зависит от
GNN и является определенной константой для конкрет-
ного сверхпроводящего электрода S при определенной
температуре [31].
(Выше обозначено: GFS ≡ (RFS)–1 и GNS ≡ (RNS)–1
— дифференциальная проводимость ТК F–I–S-типа и
N–I–S-типа при нулевом напряжении смещения, ко-
гда сверхпроводник S находится в сверхпроводящем
состоянии; GFN ≡ (RFN)–1 и GNN ≡ (RNN)–1 — дифферен-
циальная проводимость того же ТК, когда сверхпровод-
ник находится в нормальном состоянии.)
На рис. 5 представлены экспериментальные ВАХ и
дифференциальное сопротивление RFS = dV/dI при 4,2 К
ТК Fe–I–Pb с различными значениями удельного тун-
нельного сопротивления, в которых использован спино-
вый инжектор (пленки Fе) с известной степенью спино-
вой поляризации р. Для пленок и фольг железа Fе
степень спиновой поляризации, измеренная PCAR-ме-
тодом, р = 0,45 ± 0,02, а для туннельных измерений в
сильных магнитных полях (P.M. Tedrow and
R. Meservey) р = 0,40 ± 0,02 [32,33].
3.2. Оценка степени спиновой поляризации пленок
Co2Cr0,6Fe0,4Al, Co2CrAl и Fe методом СБТТ
Для объяснения указанных выше особенностей ТК
F–I–S-типа предложена теоретическая модель на осно-
ве обнаруженных спин-зависимых процессов неравно-
весной сверхпроводимости, адекватно описывающая
процессы туннелирования спин-поляризованных элек-
тронов в ТК F–I–S-типа с учетом возможности накоп-
ления избыточных спин-поляризованных электронов в
сверхпроводнике и блокировки ими последующих
процессов туннелирования (модель спиновой блоки-
ровки туннельного тока — СБТТ), что позволило уста-
новить взаимосвязь между степенью спиновой поляри-
зации р инжектора F и нормированными проводи-
мостями σFS и σNS ТК при напряжении смещения
V → 0 [26]:
2( , ) (1 (1 )) ( )FS NSp T p Tσ = − − θ σ , (1)
где θ = 2τT/τsf ~ (GFN)–1 — введенный коэффициент
рекомбинационной спиновой деполяризации, τsf —
время жизни спин-поляризованного электрона до пе-
реворота спина, τT — время жизни электрона до тун-
Рис. 4. ВАХ и дифференциальное сопротивление RFS = dV/dI (при 4,2 К) ТК Co2CrAl–I–Pb (a), (б) и Co2Cr0,6Fe0,4Al–I–Pb (в), (г) с
высокой прозрачностью туннельного барьера (для (a) — RFN = 0,003 Ом, для (в) — RFN = 0,0005 Ом) и более низкой прозрачностью
(для (б) — RFN = 0,172 Ом, для (г) — RFN = 2,37 Ом). RFS показаны штриховой линией. Расчетные ВАХ согласно теории БКШ для
ТК N–I–S-типа N–I–Pb показаны сплошной линией, а дифференциальное сопротивление RNS — штрихпунктирной линией.
Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2016, т. 42, № 3 241
Э.M. Руденко, И.В. Короташ, A.A. Краковный, Ю.В. Кудрявцев, Ю.В. Шлапак
нелирования через барьер. Величина θ определяет до-
лю электронов, рекомбинировавших в сверхпровод-
нике в синглетные куперовские пары благодаря спин-
флип процессу, относительно разности количества
электронов с мажорной и минорной проекциями спи-
нов, протуннелировавших из ферромагнетика в сверх-
проводник. Коэффициент θ ≠ 0 при τsf > τT.
Установленная зависимость (1) позволила разрабо-
тать новый метод и методику определения степени спи-
новой поляризации электронов проводимости р —
СБТТ. Объективность оценки степени спиновой поля-
ризации по методу СБТТ может быть подтверждена при
его апробации на ферромагнитных материалах с извест-
ной р, определенной с помощью других методик. Для
этого мы использовали пленки железа Fе, в которых
степень спиновой поляризации р = 0,38–0,47 [32,33].
По ВАХ (рис. 4, 5) были определены дифференциаль-
ные GFS, GFN и нормированные σFS проводимости ТК
Co2Cr0,6Fe0,4Al–I–Pb, Co2CrAl–I–Pb и Fe–I–Pb, которые
использованы для оценки степени спиновой поляриза-
ции р ферромагнитных пленок согласно предложенной
методике по формуле (1).
На рис. 6 для температуры 4,2 К приведены получен-
ные из экспериментальных ВАХ значения нормирован-
ных проводимостей (σFS)–1 для ТК Co2Cr0,6Fe0,4Al–I–Pb,
Co2CrAl–I–Pb и Fe–I–Pb с разными значениями прово-
димости GFN, а также расчетные по формуле (1) кри-
вые (GFS)–1 (сплошные линии) для ТК F–I–S-типа. Зна-
чения расчетных кривых (GFS)–1 получены компьютер-
ным моделированием при их максимальном совпадении
с экспериментальными точками.
На рис. 6 видим, что значения нормированной про-
водимости σFS, в отличие от σNS, для каждой из групп
экспериментальных образцов зависят от значения про-
водимости в нормальном состоянии GFN. При этом, для
ТК Co2CrAl–I–Pb экспериментальные значения (GFS)–1
возрастали от 25 до 130 () при уменьшении (GFN)−1 от
2·10−2 до 2·10−4 Ом. Для ТК Co2Cr0,6Fe0,4Al–I–Pb из
двух различных технологических партий образцов
(σFS)−1 возрастали от 16 до 205 () при уменьшении
(GFN)−1 от 3 до 4·10−4 Ом для первой партии и (σFS)−1
возрастали от 14 до 50 () при уменьшении (GFN)−1 от
9·10−2 до 2·10−3 Ом для второй партии. Таким образом,
величина эффекта спиновой блокировки туннельного
тока зависит от величины (GFN)−1. Подобным образом
ведет себя (σFS)−1 для тестовых ТК Fe–I–Pb (). Расчет
в рамках теории БКШ для ТК N–I–Pb при 4,2 К дает
(σNS)−1 ≈ 6,5. Ранее для ТК Sn–I–Pb N–I–S-типа в экспе-
риментах получили (σNS)−1 = 5,8–6,5 [24,25], для кон-
тактов Al–I–Pb — (σNS)−1 ≈ 5,84 [30].
Расчетные значения (σFS)−1 от (GFN)−1 (сплошные
линии на рис. 6), полученные в рамках предложенной
модели СБТТ компьютерным моделированием по зави-
симости (1), для ТК F–I–Pb-типа на основе пленок ПМФ
СГ максимально совпадают с набором эксперименталь-
ных точек при следующих значениях степени спиновой
поляризации р: 1) для пленок Co2CrAl р1 = 0,97; 2) для
пленок Co2Cr0,6Fe0,4Al из разных технологических пар-
тий р2 = 0,98 и р3 = 0,93. Для тестовых структур Fe–I–Pb
компьютерное моделирование по зависимости (1) для
пленок Fe дает значение р4 = 0,40, что согласуется со
значением спиновой поляризации Fe, полученных дру-
гими методами [32,33].
Полученные на основе анализа спин-зависимого не-
равновесного сверхпроводящего состояния туннель-
ных контактов теоретические результаты используем
для определения методом СБТТ из экспериментальных
ВАХ по формуле (1) степени спиновой поляризации р
ферромагнетиков или тока спиновых инжекторов.
Рис. 5. ВАХ и дифференциальное сопротивление RFS = dV/dI
трех ТК Fe–I–Pb при 4,2 К (для ТК 1 — RFN = 30 Ом, для ТК
2 — RFN = 33 Ом, для ТК 3 — RFN = 53 Ом).
Рис. 6. Экспериментальные зависимости (при Т = 4,2 К) нор-
мированной проводимости (σFS)−1 от проводимости в нор-
мальном состоянии (GFN)−1 для ТК Co2CrAl–I–Pb (),
Co2(Cr0,6Fe0,4)Al–I–Pb (,), Fe–I–Pb () и расчетные зави-
симости (сплошные линии) для степени спиновой поляриза-
ции р1 = 0,97, р2 = 0,98, р3 = 0,93, р4 = 0,40 и коэффициента
спиновой деполяризации θ ~ (GFN)−1.
242 Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2016, т. 42, № 3
Туннельная инжекция спин-поляризованного тока в гетероструктурах
Так, для двух разных ТК F–I–S-типа, образованных
на одном и том же ферромагнетике, зависимость (1)
дает 2
1,2 1,2( , ) ( )(1 (1 )).FS NSp T T pσ = σ − − θ Определив в
эксперименте по ВАХ величины нормированных про-
водимостей 1,2
FSσ и проводимости 1,2
FNσ этих двух ТК,
из системы двух уравнений (1) определяем степень
спиновой поляризации р ферромагнетика:
1 2 1 2 1
2 1
/ /1
/ 1( )
FS FS FS
NSр
T
σ θ θ − σ σ= − =
θ θ −σ
1 2 11 2
1 2
//1
( ) 1/
FS FS FSFN FN
NS FN FN
G G
T G G
σ − σ σ= −
σ −
, (2)
где 2 1 2 1 1 2/ / ( )/ ( )T T k kP v P v⊥ ⊥θ θ = τ τ = и учтено, что
2 1 1 2/ / ,FN FNG Gθ θ = так как вероятность туннелирова-
ния P(vk⊥) пропорциональна прозрачности ТК D и,
соответственно, его проводимости в нормальном со-
стоянии GFN: P(vk⊥) ~ D ~ GFN [26,31].
Так, используя для расчета различные пары экспери-
ментальных точек σFS (рис. 6), по формуле (2) для высо-
кокачественных пленок Co2CrAl с кристаллическим
упорядочением В2-типа и L21-типа получим степень
спиновой поляризации р1 = (0,94–0,97) (расчетное зна-
чение р1 = 0,97); для высококачественных пленок
Co2Cr0,6Fe0,4Al с кристаллическим упорядочением
В2-типа степень спиновой поляризации для образцов
из двух разных партий р2 = 0,96–0,98 (расчетное
р2 = 0,98) и р3 = 0,91–0,94 (расчетное р3 = 0,93).
В формуле (2) использована рассчитанная согласно тео-
рии БКШ величина (σNS)−1 = 6,5 (для T = 4,2 К).
Для тестовых структур Fe–I–Pb по двум экспери-
ментальным точкам σFS для разных пар ТК (рис. 6) по
формуле (2) определяем степень спиновой поляриза-
ции пленок Fe р4 = 0,37–0,42 (расчетное р4 = 0,40), что
согласуется со значениями спиновой поляризации Fe,
полученными другими методами [32,33].
Таким образом, значения степени спиновой поляри-
зации р1, р2, р3 и р4 для пленок спиновых инжекторов
Co2CrAl, Co2Cr0,6Fe0,4Al и Fe, полученные компьютер-
ной подгонкой по параметрам р и θ по формуле (1) в
рамках предложенной модели СБТТ, хорошо совпада-
ют с экспериментальными значениями р1, р2, р3 и р4,
определенными по методу двух точек σFS для различ-
ных пар контактов по формуле (2).
Процесс рекомбинационной спиновой деполяриза-
ции, характеризуемый коэффициентом θ ∼ (GFN)−1, с
ростом (GFN)−1 при (GFN)−1 > 2·10−2 Ом для ТК
Co2CrAl–I–Pb и при (GFN)−1 > 4·10−2 Ом для ТК
Co2Cr0,6Fe0,4Al–I–Pb (см. рис. 6) вызывает частичное
освобождение заблокированных по спину энергетиче-
ских уровней в сверхпроводнике, так как претерпевший
переворот спина электрон находит другой электрон с
мажорной спиновой поляризацией, образует синглетную
пару, которая выпадает в сверхпроводящий конденсат и
участвует в токопереносе. Это приводит к уменьшению
величины эффекта спиновой блокировки туннельного
тока и, соответственно, уменьшению величины (σFS)−1,
определяемой непосредственно из экспериментальных
ВАХ. При этом, естественно, значение степени спиновой
поляризации р электронов проводимости ферромагнети-
ка не изменилось. Поэтому пренебрежение коэффициен-
том θ с понижением прозрачности туннельного барьера
для исследованных ТК Co2CrAl–I–Pb при (GFN)−1 >
> 2·10−2 Ом, для ТК Co2Cr0,6Fe0,4Al–I–Pb при (GFN)−1 >
> 4·10−2 Ом и для ТК Fe–I–Pb при (GFN)−1 > 5·10−1 Ом
приводит к существенному занижению реальной вели-
чины р исследуемого спинового инжектора. Например,
для ТК Co2CrAl–I–Pb ≈ 5·10−2 Ом и (σFS)−1 ≈ 50 (см.
рис. 6) эта ошибка составила ∆р ≈ 0,037, а для ТК с
(GFN)−1 ≈ 2·10−1 Ом и (σFS)−1 ≈ 25 ∆р ≈ 0,11.
Кроме того, определив по предложенной методике
СБТТ величину р для конкретного спинового инжек-
тора F, по формуле (1) можно определить степень
влияния процесса рекомбинационной спиновой депо-
ляризации на становление неравновесного сверхпро-
водящего состояния, на величину эффекта спиновой
блокировки в конкретных ТК и определить отношение
времен τT/τsf. Так, для упомянутого ТК Co2CrAl–I–Pb
с (σFS)−1 ≈ 50 коэффициент θ ≈ 0,073 и отношение
τT/τsf ≈ 0,0365, а для ТК с (σFS)−1 ≈ 25 коэффициент
θ ≈ 0,20 и отношение τT/τsf ≈ 0,10.
При высокой прозрачности ТК Co2CrAl–I–Pb (для
(GFN)−1 < 2·10−2 Ом) и Co2Cr0,6Fe0,4Al–I–Pb (для
(GFN)−1 < 4·10−2 Ом) (см. рис. 6) процесс рекомбинаци-
онной спиновой деполяризации можно не учитывать, а
степень спиновой поляризации р определить по фор-
муле (1), положив θ = 0.
Из полученных экспериментальных результатов по
оценке р следует, что замещение в пленках сплава
Co2CrAl части атомов Cr на атомы Fe не привело к тео-
ретически предсказанному в работе [5] понижению сте-
пени спиновой поляризации электронов проводимости в
пленках сплава Co2Cr0,6Fe0,4Al. В некоторых случаях
степень спиновой поляризации пленок Co2Cr0,6Fe0,4Al
была выше, чем в Co2CrAl. Не обнаружено предсказан-
ного понижения р в пленках Co2Cr0,6Fe0,4Al, имеющих
В2 тип упорядочения (до р = 0,77). По-видимому, это
можно связать с тем, что в тонких пленках существен-
ную роль играют поверхностные состояния и эффекты.
Как уже отмечалось, предпосылкой для разработки
метода СБТТ определения степени спиновой поляри-
зации послужила обнаруженная зависимость величины
дифференциального сопротивления ТК F–I–S-типа RFS
от степени спиновой поляризации р пленок СГ
Co2CrAl разного структурного совершенства [24–26].
Естественно, этот эффект наблюдается и для получен-
ных пленок Co2Cr0,6Fe0,4Al. Так, для ТК со спиновым
инжектором Co2Cr0,6Fe0,4Al с менее совершенной
структурой (состояние 4 с меньшим содержанием фазы
Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2016, т. 42, № 3 243
Э.M. Руденко, И.В. Короташ, A.A. Краковный, Ю.В. Кудрявцев, Ю.В. Шлапак
В2 типа и размерами кристаллитов 20–30 нм, рис. 1,
табл. 1) предложенная методика СБТТ показала сте-
пень спиновой поляризации р ≈ 0,79, а для мелкокри-
сталлических пленок Co2Cr0,6Fe0,4Al с размером зерна
менее 2 нм (состояние 1, А2 тип) р ≈ 0,27.
Заметим, что при расчетах степени спиновой поляри-
зации р в формулах (1) и (2) использована величина
фундаментальной нормированной проводимости
(σNS(4,2 К))−1 ≡ GNN/GNS = 6,5 для ТК N–I–S-типа, рас-
считанная в рамках теории БКШ [25,29–31]. В реальных
ТК N–I–S-типа экспериментальные значения (σNS)−1 при
4,2 К были в пределах 5,8–6,5 [24,25,29]. Эти отклоне-
ния, как мы предполагаем, можно объяснить возникно-
вением в ТК при V < ∆∕e процессов андреевского отра-
жения [34], эффективность которого возрастает с ростом
прозрачности туннельного барьера и, как следствие, воз-
растания σNS [35]. Поэтому важно проанализировать
влияние изменения величины (σNS)−1 на степень спино-
вой поляризации р. В табл. 2 показана зависимость вели-
чины р от значения (σNS)−1 при 4,2 К.
Из данных табл. 2 следует, что для ТК на основе
спиновых инжекторов с высокой степенью спиновой
поляризации р уменьшение (σNS)−1 практически не
влияет на определенную величину р. В то же время, для
спиновых инжекторов с величиной р ≤ 0,60 такое
уменьшение (σNS)−1 приводит к заметному увеличению
ошибки при определении степени спиновой поляриза-
ции, существенно увеличивающейся при дальнейшем
уменьшении р. Таким образом, в туннельных структу-
рах F–I–S- и N–I–S-типа необходимо формирование
высококачественных туннельных барьеров, чтобы ис-
ключить возникновение процессов андреевского отра-
жения и протекание токов «не туннельной» природы.
Заключение
1. Изготовлены и исследованы ТК Fe–I–Pb-типа
Co2CrAl–I–Pb и Co2Cr0,6Fe0,4Al–I–Pb на основе пленок
полуметаллических ферромагнитных сплавов Гейслера
с существенно отличающимися температурами Кюри:
для Co2CrAl температура Кюри ТC ≈ 334 К, а для
Co2Cr0,6Fe0,4Al — ТC ≈ 630 К.
2. По разработанному методу спиновой блокировки
туннельного тока определена степень спиновой поляри-
зации р квазимонокристаллических пленок Co2CrAl с
кристаллическим упорядочением В2-типа и L21-типа
(р1 = 0,94–0,97) и квазимонокристаллических пленок
Co2Cr0,6Fe0,4Al с кристаллическим упорядочением
В2-типа (для двух разных партий р2 = 0,96–0,98 и
р3 = 0,91–0,94), что близко к теоретическому пределу
рt = 1.
3. Для тестовых структур Fe–I–Pb методом СБТТ оп-
ределена степень спиновой поляризации пленок Fe р4 =
= 0,37–0,42, что совпадает со значениями степени спи-
новой поляризации Fe, полученных другими методами
[32,33].
4. Подтверждена адекватность предложенной модели
для описания физических процессов туннелирования
спин-поляризованных электронов в контактах F–I–S-ти-
па, учитывающая возможность накопления неравновес-
ных спин-поляризованных электроноподобных квазича-
стиц в сверхпроводнике и блокировки ими после-
дующих процессов туннелирования, а также влияние
степени спиновой поляризации тока инжекции и эффек-
та рекомбинационной спиновой деполяризации на ха-
рактеристики неравновесного спин-поляризованного
состояния в сверхпроводнике.
5. Показано, что замещение в пленках сплава
Co2CrAl части атомов Cr на атомы Fe не привело к
предсказанному понижению степени спиновой поля-
ризации в пленках сплава Co2Cr0,6Fe0,4Al. В пленках
Co2Cr0,6Fe0,4Al, имеющих В2 тип упорядочения, не
обнаружено понижения р до 0,77.
6. Высококачественные пленки упорядоченных СГ
Co2Cr0,6Fe0,4Al могут быть использованы в спинтрон-
ных устройствах, работающих в жестких условиях при
повышенных температурах.
1. S.A. Wolf, D.D. Awschlom, R.A. Buhrman, I.M. Daughton,
S. Von Molnar, M.L. Roukes, A.Y. Chtchekanova, and D.M.
Treger, Science 294, 1488 (2001); I. Malajovich, J.J. Berry,
N. Samarth, and D.D. Awschlom, Nature 411, 770 (2001);
M.L. Roukes, Nature 411, 747 (2001); S. Das Sarma, Amer.
Sci. 89, 516 (2001).
2. I. Žutič, J. Fabian, and S. Das Sarma, Rev. Mod. Phys. 76,
323 (2004).
3. S. Fujii, S. Sugimura, S. Ishida, and S. Asano, J. Phys.:
Condens. Matter 2, 8583 (1990).
4. S. Ishida, S. Sugimura, S. Fujii, and S. Asano, J. Phys.:
Condens. Matter 3, 5793 (1991).
5. Y. Miura, K. Nagao, and M. Shirai, Phys. Rev. B 69, 144413
(2004).
6. M. Zhang, Z. Liu, H. Hu, G. Liu, Y. Cui, J. Chen, G. Wu,
X. Zhang, and G. Xiao, J. Magn. Magn. Mater. 277, 130
(2004).
7. K.H.J. Buschow, P.G. van Engen, and R. Jongebreur, J.
Magn. Magn. Mater. 38, 1 (1983).
8. I. Galanakis, P.H. Dederichs, and N. Papanikolaou, Phys.
Rev. B 66, 174429 (2002).
9. I. Galanakis, J. Phys.: Condens. Matter 14, 6329 (2002).
Таблица 2. Зависимость степени спиновой поляризации р
от значения нормированной проводимости σNS при 4,2 К
(σNS)−1 р1 р2 р3 р4 р5
6,5 0,98 0,90 0,80 0,60 0,40
6,0 0,981 0,908 0,817 0,639 0,473
5,5 0,983 0,916 0,834 0,677 0,537
244 Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2016, т. 42, № 3
Туннельная инжекция спин-поляризованного тока в гетероструктурах
10. Y.V. Kudryavtsev, V.N. Uvarov, V.A. Oksenenko, Y.P. Lee,
J.B. Kim, Y.H. Hyun, K.W. Kim, J.Y. Rhee, and J. Dubowik,
Phys. Rev. B 77, 195104 (2008).
11. S.V. Karthik, A. Rajanikanth, Y.K. Takahashi, T. Okhubo,
and K. Hono, Appl. Phys. Lett. 89, 052505 (2006).
12. M. Zhang, A.L. Wolf, L. Zhang, O. Tegus, E. Brück, G.
Wu, and F.R. de Boer, J. Appl. Phys. 97, 301 (2005).
13. T. Block, C. Felser, G. Jakob, J. Ensling, B. Mühling,
P. Gütlich, and R.J. Cava, J. Solid State Chem. 176, 646
(2003).
14. S. Wurmel, G.H. Fecher, K. Kroth, F. Kronast, H.A. Durr,
Y. Takeda, Y. Saitoh, K. Kobayashi, H.J. Lin, G. Schonhense,
and C. Felcer, J. Phys. D 39, 803, (2006).
15. A.D. Rata, H. Braak, D.E. Bürgler, S. Cramm, and C.M.
Schneider, Eur. Phys. J. B 52, 445 (2006).
16. D. Serrate, J.M. De Teresa, R. Cordoba, and S.M. Yusuf,
Solid State Commun. 142, 363 (2007).
17. I. Galanakis, M. Lezaic, G. Bihlmayer, and S. Blügel, Phys.
Rev. B 71, 214431 (2005).
18. A. Hirohata, M. Kikuchi, N. Tezuka, K. Inomata, J.S.
Claydon, Y.B. Xu, and G. van der Laan, Current Opinion in
Solid State and Materials Science 10, 93 (2006).
19. A. Hirihata, H. Kurebayashi, S. Okamura, M. Kikuchi,
T. Masaki, T. Nozaki, N. Tezuka, and K. Inomata, J. Appl.
Phys. 97, 103714 (2005).
20. S.V. Karthik, A. Rajanikanth, Y.K. Takahashi, T. Ohkubo,
and K. Honi, Acta Mater. 55, 3867 (2007).
21. A. Husmann and L.J. Singh, Phys. Rev. B 73, 172417 (2006).
22. Ю.В. Кудрявцев, М.В. Уваров, Ю.М. Петров, А.К.
Мельник, В.М. Ермоленко, Металлофиз. новейш.
технол. 34, 1013 (2012).
23. Туннельные явления в твердых телах, Э. Бурштейн,
С. Лундквист (ред.), Мир, Москва (1973), гл. 27; J.G.
Simmons, J. Appl. Phys. 34, 238 (1963).
24. E. Rudenko, I. Korotash, M. Belogolovskii, Yu. Kudryavtsev,
and I. Boylo, Proc. German-Ukrainian Symposium on
Nanoscience & Nanotechnology 2008 (GUS-2008), 22–25
September 2008, Universität Duisburg-Essen, Essen, Germany
(2008), p. 107.
25. Э.М. Руденко, И.В. Короташ, Ю.В. Кудрявцев, А.А.
Краковный, М.А. Белоголовский, И.В. Бойло, ФНТ 36,
234 (2010) [Low Temp. Phys. 36, 186 (2010)].
26. Э.М. Руденко, И.В. Короташ, Ю.В. Шлапак, Ю.В.
Кудрявцев, А.А. Краковный, М.В. Дякин, ФНТ 37, 614
(2011) [Low Temp. Phys. 37, 483 (2011)].
27. Э.М. Руденко, И.В. Короташ, А.А. Краковный, М.В.
Дякин, Д.С. Дубина, Д.А. Соломаха, ФНТ 38, 467 (2012)
[Low Temp. Phys. 38, 363 (2012)].
28. Э.М. Руденко, Ю.В. Шлапак, И.В. Короташ, М.В. Дякин,
ФНТ 39, 672 (2013) [Low Temp. Phys. 39, 522 (2013)].
29. I. Giaever, Phys. Rev. Lett. 5, 147 (1960); I. Giaever, Science
183, 1253 (1974).
30. J. Nicol, S. Shapiro, and P.H. Smith, Phys. Rev. Lett. 5, 461
(1960).
31. Е.Л. Вольф. Принципы электронной туннельной
спектроскопии, Наукова думка, Киев (1990).
32. R.J. Soulen, Jr., J.M. Byers, M.S. Osofsky, B. Nadgorny,
T. Ambrose, S.F. Cheng, P.R. Broussard, C.T. Tanaka, J.
Nowak, J.S. Moodera, A. Barry, and J.M.D. Coey, Science
282, 85 (1998).
33. P.M. Tedrow and R. Meservey, Phys. Rev. B 7, 318 (1973).
34. G.E. Blonder, M. Tinkham, and T.M. Klapwijk, Phys. Rev. B
25, 4515 (1982).
35. Э.М. Руденко, Ю.В. Шлапак, М.В. Дякин, И.В.
Короташ, Ю.В. Кудрявцев, Металлофиз. новейш.
технол. 30, 906 (2008).
Tunnel injection of spin-polarized current in
Co2CrxFe1–xAl (x = 1, 0.6)–insulator–superconductor
heterostructures
E.М. Rudenko, I.V. Korotash, А.А. Krakovny,
Y.V. Кudryavtsev, and Y.V. Shlapak
Тhe tunnel junctions of F–I–S type based on the half-
metallic ferromagnetic Heusler alloys Co2CrAl (the Cu-
rie temperature ТC ≈ 334 K) and Co2Cr0.6Fe0.4Al (ТC ≈
≈ 630 K) were fabricated. The peculiarities of spin-pola-
rized current in the junctions were studied. In the frames
of the developed theoretical model of spin blocking of
tunnel current, it was shown that the degree of spin po-
larization of free electrons p in the quasi single-crystal-
line films Co2Cr0.6Fe0.4Al and Co2CrAl with B2- and
L21-type order is р = 0.91–0.97.
PACS: 72.25.–b Spin polarized transport;
74.40.Gh Nonequilibrium superconductivi-
ty;
74.55.+v Tunneling phenomena: single par-
ticle tunneling and STM;
74.78.Fk Multilayers, superlattices,
heterostructures.
Keywords: spin polarized current, superconductor,
tunnel effect, halfmetallic ferromagnet, Heusler alloy,
nonequilibrium superconductivity.
Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2016, т. 42, № 3 245
1. Введение
2. Экспериментальные образцы и методика эксперимента
2.1. Методы получения пленок СГ Co2Cr0,6Fe0,4Al и их структура
2.2. Методика создания туннельных контактов F–I–S-типа со спиновыми инжекторами на основе пленок Co2Cr0,6Fe0,4Al, Co2CrAl и Fe
3. Экспериментальные результаты и их обсуждение
3.1. ВАХ ТК Co2CrхFe1–хAl–I–Pb (х = 1, 0,6) и Fe–I–Pb
3.2. Оценка степени спиновой поляризации пленок Co2Cr0,6Fe0,4Al, Co2CrAl и Fe методом СБТТ
Заключение
|
| id | nasplib_isofts_kiev_ua-123456789-128488 |
| institution | Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine |
| issn | 0132-6414 |
| language | Russian |
| last_indexed | 2025-12-01T14:17:28Z |
| publishDate | 2016 |
| publisher | Фізико-технічний інститут низьких температур ім. Б.І. Вєркіна НАН України |
| record_format | dspace |
| spelling | Руденко, Э.М. Короташ, И.В. Краковный, А.А. Кудрявцев, Ю.В. Шлапак, Ю.В. 2018-01-10T14:24:42Z 2018-01-10T14:24:42Z 2016 Туннельная инжекция спин-поляризованного тока в гетероструктурах Co₂CrxFe₁₋xAl (x = 1, 0,6) – изолятор–сверхпроводник / Э.M. Руденко, И.В. Короташ, A.A. Краковный, Ю.В. Кудрявцев, Ю.В. Шлапак // Физика низких температур. — 2016. — Т. 42, № 3. — С. 236–245. — Бібліогр.: 35 назв. — рос. 0132-6414 PACS: 72.25.–b, 74.40.Gh, 74.55.+v, 74.78.Fk https://nasplib.isofts.kiev.ua/handle/123456789/128488 На основе пленок полуметаллических ферромагнитных сплавов Гейслера Co₂CrAl (температура Кюри ТС ≈ 334 К) и Co₂Cr₀,₆Fe0,₄Al (ТС ≈ 630 К) созданы туннельные контакты F–I–S-типа Co₂CrAl–I–Pb и Co₂Cr₀,₆Fe₀,₄Al–I–Pb и изучены особенности прохождения спин-поляризованного тока в них. В рамках разработанной теоретической модели спиновой блокировки туннельного тока установлено, что степень спиновой поляризации электронов проводимости в квазимонокристаллических пленках Co₂Cr₀,₆Fe₀,₄Al и Co₂CrAl, упорядоченных по В2- и L2₁-типу, составляет 0,91–0,97. На основі плівок напівметалевих феромагнітних сплавів Гейслера Co₂CrAl(температура Кюрі ТС ≈ ≈ 334 К) та Co₂Cr₀,₆Fe0,₄Al (ТС ≈ 630 К) створено тунельні контакти F–I–S-типу Co₂CrAl–I–Pb та Co₂Cr₀,₆Fe₀,₄Al–I–Pb і досліджено особливості проходження спін-поляризованого струму в них. В рамках розробленої теоретичної моделі спінового блокування тунельного струму встановлено, що ступінь спінової поляризації електронів провідності в квазімонокристалічних плівках Co₂Cr₀,₆Fe₀,₄Al та Co₂CrAl, які впорядковані по В2 та L21-типу, складає 0,91–0,97. Тhe tunnel junctions of F–I–S type based on the halfmetallic ferromagnetic Heusler alloys Co₂CrAl (the Curie temperature ТC ≈ 334 K) and Co₂Cr₀,₆Fe0,₄Al (ТC ≈ ≈ 630 K) were fabricated. The peculiarities of spin-polarized current in the junctions were studied. In the frames of the developed theoretical model of spin blocking of tunnel current, it was shown that the degree of spin polarization of free electrons p in the quasi single-crystalline films Co₂Cr₀,₆Fe₀,₄Al and Co₂CrAl with B2- and L21-type order is р = 0.91–0.97. ru Фізико-технічний інститут низьких температур ім. Б.І. Вєркіна НАН України Физика низких температур Свеpхпpоводимость, в том числе высокотемпеpатуpная Туннельная инжекция спин-поляризованного тока в гетероструктурах Co₂CrxFe₁₋xAl (x = 1, 0,6) – изолятор–сверхпроводник Tunnel injection of spin-polarized current in Co₂CrxFe₁₋xAl (x = 1, 0,6)–insulator–superconductor heterostructures Article published earlier |
| spellingShingle | Туннельная инжекция спин-поляризованного тока в гетероструктурах Co₂CrxFe₁₋xAl (x = 1, 0,6) – изолятор–сверхпроводник Руденко, Э.М. Короташ, И.В. Краковный, А.А. Кудрявцев, Ю.В. Шлапак, Ю.В. Свеpхпpоводимость, в том числе высокотемпеpатуpная |
| title | Туннельная инжекция спин-поляризованного тока в гетероструктурах Co₂CrxFe₁₋xAl (x = 1, 0,6) – изолятор–сверхпроводник |
| title_alt | Tunnel injection of spin-polarized current in Co₂CrxFe₁₋xAl (x = 1, 0,6)–insulator–superconductor heterostructures |
| title_full | Туннельная инжекция спин-поляризованного тока в гетероструктурах Co₂CrxFe₁₋xAl (x = 1, 0,6) – изолятор–сверхпроводник |
| title_fullStr | Туннельная инжекция спин-поляризованного тока в гетероструктурах Co₂CrxFe₁₋xAl (x = 1, 0,6) – изолятор–сверхпроводник |
| title_full_unstemmed | Туннельная инжекция спин-поляризованного тока в гетероструктурах Co₂CrxFe₁₋xAl (x = 1, 0,6) – изолятор–сверхпроводник |
| title_short | Туннельная инжекция спин-поляризованного тока в гетероструктурах Co₂CrxFe₁₋xAl (x = 1, 0,6) – изолятор–сверхпроводник |
| title_sort | туннельная инжекция спин-поляризованного тока в гетероструктурах co₂crxfe₁₋xal (x = 1, 0,6) – изолятор–сверхпроводник |
| topic | Свеpхпpоводимость, в том числе высокотемпеpатуpная |
| topic_facet | Свеpхпpоводимость, в том числе высокотемпеpатуpная |
| url | https://nasplib.isofts.kiev.ua/handle/123456789/128488 |
| work_keys_str_mv | AT rudenkoém tunnelʹnaâinžekciâspinpolârizovannogotokavgeterostrukturahco2crxfe1xalx106izolâtorsverhprovodnik AT korotašiv tunnelʹnaâinžekciâspinpolârizovannogotokavgeterostrukturahco2crxfe1xalx106izolâtorsverhprovodnik AT krakovnyiaa tunnelʹnaâinžekciâspinpolârizovannogotokavgeterostrukturahco2crxfe1xalx106izolâtorsverhprovodnik AT kudrâvcevûv tunnelʹnaâinžekciâspinpolârizovannogotokavgeterostrukturahco2crxfe1xalx106izolâtorsverhprovodnik AT šlapakûv tunnelʹnaâinžekciâspinpolârizovannogotokavgeterostrukturahco2crxfe1xalx106izolâtorsverhprovodnik AT rudenkoém tunnelinjectionofspinpolarizedcurrentinco2crxfe1xalx106insulatorsuperconductorheterostructures AT korotašiv tunnelinjectionofspinpolarizedcurrentinco2crxfe1xalx106insulatorsuperconductorheterostructures AT krakovnyiaa tunnelinjectionofspinpolarizedcurrentinco2crxfe1xalx106insulatorsuperconductorheterostructures AT kudrâvcevûv tunnelinjectionofspinpolarizedcurrentinco2crxfe1xalx106insulatorsuperconductorheterostructures AT šlapakûv tunnelinjectionofspinpolarizedcurrentinco2crxfe1xalx106insulatorsuperconductorheterostructures |