Évaporation par faisceau d'électrons du supraconducteur

Rapports scientifiques volume 12, Numéro d'article : 7786 (2022) Citer cet article

1615 accès

1 Citations

Détails des métriques

Nous rapportons les propriétés électroniques et magnétiques d'hétérostructures supraconducteur-ferromagnétiques fabriquées par évaporation par faisceau d'électrons sur des substrats de Si oxydés thermiquement non chauffés. Il a été démontré que les couches minces de Nb polycristallin (5 à 50 nm d'épaisseur) possèdent des températures critiques supraconductrices élevées et fiables (\(T_{c}\)), qui sont bien corrélées avec le rapport de résistivité résiduelle (RRR) du film. Ces propriétés se sont améliorées pendant le recuit ex-situ, entraînant des augmentations de \({\Delta }T_{c}\) et \({\Delta }\)RRR jusqu'à 2,2 K (\(\sim\) 40 % du pré-recuit \(T_{c}\)) et 0,8 (\(\sim\) 60 % du RRR pré-recuit) respectivement. Les hétérostructures Nb/Pt/Co/Pt ont montré une anisotropie perpendiculaire substantielle dans la limite ultrafine (≤ 2,5 nm), même dans la limite extrême de Pt(0,8 nm)/Co(1 nm)/Pt(0,6 nm). Ces résultats indiquent l'utilisation de l'évaporation par faisceau d'électrons comme voie vers des multicouches superspintroniques à base de Nb de faible épaisseur et de haute qualité déposées en ligne de visée.

Les hétérostructures supraconducteur(S)-ferromagnétique(F) ont révélé de nombreux phénomènes tels que la production de triplets de spin1,2,3,4 et les supercourants avec des différences de phase macroscopiques réglables5,6,7 et continuent d'approfondir notre compréhension de l'interaction entre ces phases, en particulier aux interfaces8,9. Lorsque l'anisotropie magnétique perpendiculaire (PMA), qui pousse la couche F à pointer hors du plan en équilibre, est intégrée dans une couche F, par exemple via l'anisotropie interfaciale, un candidat pour la mémoire cryogénique émerge basé sur l'électronique de spin supraconductrice (superspintronique)10. Les exemples précédents de cellules de mémoire cryogéniques évolutives se sont concentrés sur plusieurs couches F dans le plan6,11,12,13. En révisant davantage ces géométries, les couches d'anisotropie mixtes, où les couches F sont utilisées avec des anisotropies orthogonales, peuvent également être utilisées pour créer une inhomogénéité magnétique pour étudier la préservation des courants triplets à longue portée dans les couches SFNF14,15,16, où N représente un métal normal. Dans ce but, les travaux se poursuivent dans le développement fondamental de ces hétérostructures SF10, 17, 18, 19, en particulier pour obtenir simultanément un PMA important et une température supraconductrice critique fiable, \({T}_{c}\), dans des films multicouches. Les couches Nb/Pt/Co représentent un système prototype où l'anisotropie peut être ajustée via l'interface Pt/Co et une texture magnétique inhomogène générée, à volonté10,18,20. Même dans ce système, cependant, il reste du travail pour développer des hétérostructures avec à la fois un PMA important et \({T}_{c}\) non inhibé par le grand couplage spin-orbite dans Pt, les effets de proximité S – N21 et les effets de structuration22, en particulier lorsqu'ils sont intégrés dans des dispositifs.

Le Nb est souvent le matériau supraconducteur de choix car il bénéficie de phases normales et supraconductrices assez simples, ainsi que de voies relativement simples pour la fabrication de couches minces, la plus répandue étant le dépôt par pulvérisation cathodique23,24,25. Alors que la pulvérisation sous ultra-vide (UHV) offre des films minces de haute qualité et un moyen facile de construire des hétérostructures, la technique est plus difficile à intégrer, par exemple, au nanopatterning, en raison de la faible anisotropie de l'angle de dépôt pour la lithographie et la modélisation à base de masque. Il reste donc avantageux pour plusieurs applications de dispositifs d'explorer des techniques alternatives lors du traitement d'hétérostructures SF minces, par exemple, en considérant des dispositifs superspintroniques 3D potentiels. Les méthodes alternatives de dépôt physique en phase vapeur, telles que l'évaporation par faisceau d'électrons (EBE), offrent une approche potentielle ; Il a déjà été démontré que l'EBE UHV génère des couches minces de Nb lisses, avec un \(T_{c}\)26,27 élevé et fiable. En particulier, UHV EBE offre un dépôt en ligne de visée hautement anisotrope, qui convient parfaitement à la lithographie modélisée, à la structuration de la réserve positive (décollage), aux méthodes de dépôt à angle brillant et aux croissances échafaudées 3D.

La pulvérisation cathodique est également omniprésente en tant que méthode de dépôt pour les couches magnétiques PMA à couches minces, en raison, par exemple, de la cinétique de croissance favorable pour les couches minces et de la facilité relative avec laquelle les composés stoechiométriques peuvent être développés28,29,30. Néanmoins, la capacité de fabriquer une hétérostructure SF entièrement EBE serait attrayante comme voie vers des dispositifs superspintroniques compatibles avec des modèles nano et 3D à profil bas. Des travaux antérieurs ont démontré avec succès des couches de PMA développées par EBE, bien que celles-ci reposent sur des techniques telles que les multicouches31, les super-réseaux32 et les alliages épitaxiaux33. Des structures tricouches simples, telles que Pt/Co/Pt, offriraient une plus grande simplicité, cependant, elles nécessitent un mouillage du substrat compatible et une morphologie de croissance lorsqu'elles sont fabriquées via EBE, ce qui limite souvent l'applicabilité. Par conséquent, alors que l'EBE est une approche courante pour la croissance de nombreux films minces métalliques, à ce jour, elle n'a pas été facilement explorée pour la croissance de l'hétérostructure superspintronique, en particulier dans la limite très mince (épaisseur Nb \(t_{Nb} <\) 10 nm).

Dans cet article, nous étudions systématiquement l'EBE comme une technique facile pour la fabrication d'hétérostructures SF de faible épaisseur, à utiliser dans des applications superspintroniques. Tout d'abord, nous examinons les propriétés électroniques, structurelles et supraconductrices de fines couches de Nb cultivées à l'EBE avec des épaisseurs \(t_{Nb}\) comprises entre 5 et 50 nm, coiffées de barrières d'oxydation MgO(3) ou AlOx(3) (épaisseurs en nm entre parenthèses). Ces films minces Nb isolés ont \(T_{c}\) > 4 K, même dans les films les plus fins (\(t_{Nb}\) = 5 nm) mesurés. Nous recuitons ensuite ex-situ et sous vide poussé à des températures comprises entre 300 et 600 \(^\circ\)C afin d'optimiser \(T_{c}\). Suite à cela, nous explorons les hétérostructures SF en utilisant du Pt/Co/Pt ultra-mince comme couche F, avec des épaisseurs de Pt et Co choisies pour générer du PMA significatif, illustrant que le Nb cultivé par EBE est une couche de germe appropriée pour obtenir du PMA à température ambiante et basse. Comme l'EBE se prête aux dépôts de couches minces et de ligne de visée, cela offre la possibilité de mieux étudier les interfaces, les effets tunnel et les dispositifs à motifs (y compris le revêtement de dépôt à angle brillant pour la superspintronique 3D). Malgré la prévalence des hétérostructures PMA pulvérisées et des dispositifs spintroniques supraconducteurs, nous démontrons ici que l'EBE est une technique utile pour générer des multicouches superspintroniques de faible épaisseur et de haute qualité.

Tout d'abord, pour comprendre les propriétés électroniques, structurelles et supraconductrices des couches minces de Nb, nous examinons les bicouches SiOx/Nb(\(t_{Nb} )\)/MgO(3) et SiOx/Nb(\(t_{{{{Nb}}}} )\)/AlOx(3) (AlOx est formé par passivation à l'air d'une couche Al). Un balayage typique de diffraction des rayons X (XRD) \(\theta\)-\(2\theta\) d'une couche de Nb développée par EBE [SiOx/Nb(30)/AlOx(3)] est illustré à la Fig. 1a. Le seul pic large et de faible amplitude à 2θ \(=\) 38,3° indique un film de Nb polycristallin faiblement texturé (110). L'analyse de réflectivité des rayons X (XRR) pertinente est illustrée dans l'encart de la Fig. 1a, où les cercles ouverts noirs montrent les données collectées et la ligne rouge montre une courbe de réflectivité pour un profil d'ajustement raffiné34 correspondant à Nb(30)/AlOx(3) avec une rugosité interfaciale de 1,7 nm. Pour étayer ces données, une image AFM est illustrée à la Fig. 1b. Là, un film polycristallin est vu avec une taille de grain latéral calculée d'environ 20 nm. Des travaux antérieurs sur des films minces de Nb à température ambiante (\ (t_{Nb} =\) 10–100 nm) ont révélé une faible rugosité (plusieurs nm RMS), des films polycristallins faiblement texturés d'une taille de grain d'environ 10 nm, lorsqu'ils sont déposés sur Si26. Pris ensemble, notre caractérisation structurelle appuie davantage ces observations avec une morphologie et une rugosité similaires des couches de Nb affichées ici, même dans la limite mince (5 à 50 nm).

( a ) Spectres XRD d'un échantillon de film mince, avec des pics de substrat Nb (110) et Si (400) identifiés. L'encart montre une analyse XRR pour le même échantillon. La ligne rouge continue correspond aux données. (b) Image AFM du même film mince Nb(30)/AlOx(3).

Nous rapportons ensuite les propriétés de transport des couches minces EBE Nb, allant de \(t_{Nb} =\) 5 à 50 nm. Un tracé représentatif de la résistivité du film, \(\rho \left( T \right)\), pour la série d'échantillons est illustré à la Fig. 2, tiré d'un échantillon Nb(20)/MgO(3). Une inspection plus approfondie de la région de changement de phase supraconductrice (voir encadré Fig. 2) révèle une étape étroite comme une transition (< 70 mK de large). Des caractéristiques comparables sont observées dans tous les échantillons non recuits, avec peu de variation dans la largeur ou la forme fonctionnelle de la transition supraconductrice \(\rho \left( T \right)\). La température de transition supraconductrice, \(T_{c}\), et le rapport de résistance résiduelle (RRR) [défini comme \(\rho \left( {T = 300 K} \right)/\rho \left( {T = 10 K} \right)\)] sont extraits et représentés en fonction de \(t_{Nb}\) sur les Fig. 3a,b, respectivement. Dans tous les panneaux, les données sont affichées pour les échantillons avec des bouchons MgO (données rouges) et AlOx (données bleues). Sur la figure 3a, nous voyons que la transition supraconductrice est remarquablement robuste dans ces couches minces de Nb non recuites (symboles creux), même jusqu'à \(t_{Nb} =\) 5 nm, avec \(T_{c}\) > 4 K dans tous les cas. Pour une série d'échantillons donnée (par exemple, les films Nb coiffés d'Al et recuits à 300 °C constituent une série d'échantillons), il existe une tendance générale qui montre que \(T_{c}\) augmente avec l'augmentation de \(t_{Nb}\). Cela s'avère également être le cas lorsque l'on compare RRR à \(t_{Nb}\) et a été observé dans des études antérieures25,26,27,35,36. Pour être complet, la Fig. 3a montre également les valeurs \(T_{c}\) résultantes pour les hétérostructures S/F discutées plus loin dans ce travail [Nb(\(t_{Nb}\))/Pt(2)/Co(0.8)/Pt(1.5)]. La suppression de \(T_{c}\) induite par la proximité est claire dans ces échantillons, avec une réduction de \(\sim\) 1 K dans \(T_{c}\), par rapport aux films Nb isolés.

Résistivité, \(\rho\), en fonction de la température, \(T\), pour un échantillon Nb(20)/MgO(3) mesuré à l'aide de la méthode de van der Pauw. L'encart illustre la transition supraconductrice plus en détail. \(T_{c}\) s'est avéré être de 7,03 K. Toutes les valeurs de \(T_{c}\) rapportées dans cette étude sont déterminées à l'aide d'un critère de résistance de 50 % 37.

Données issues des mesures de transport de Nb couches. Les barres d'erreur sont plus petites que la taille du symbole. (a) \(T_{c}\) en fonction de l'épaisseur Nb, \(t_{Nb}\). Des exemples de \(T_{c}\) pour les hétérostructures SF sont représentés en violet ; (b) RRR en fonction de \(t_{Nb}\). (c) \(T_{c}\) en fonction de RRR pour tous les échantillons vus en (a) et (b).

Une inspection plus approfondie de la Fig. 3b révèle de faibles valeurs de RRR ~ 1–2 partout. Ces faibles valeurs sont typiques26,38 des films polycristallins minces lorsque la diffusion de l'impulsion à partir des joints de grains, qui est relativement fréquente en raison de la petite taille des grains dans nos échantillons (voir Fig. 1b), et/ou la diffusion de surface lorsque \(t_{Nb}\) s'approche du libre parcours moyen des électrons, domine. Nous pouvons comparer les tendances de la figure 3 avec celles trouvées dans les échantillons de couches minces épitaxiales. Des films épais (\(t_{Nb} =\) 400 à 600 nm), (110) orientés Nb épitaxiés sur MgO et SrTiO3 montrent une croissance cristalline "en forme de maille", avec RRR > 100 et \(T_{c} =\) 9,2 et 8,7 K, respectivement39. Les substrats de NaCl permettent une croissance épitaxiale orientée (001), avec des films ultrafins (\(t_{Nb} =\) 4 à 100 nm) affichant un RRR compris entre 1 et 5 et \(T_{c}\) compris entre 2 et 8,5 K27. De même, les couches minces épitaxiales développées sur (0001) Al2O3 affichent RRR = 6, avec \(T_{c} =\) 9,1 K pour \(t_{Nb} >\) 40 nm, jusqu'à RRR ~ 1,5 et \(T_{c} =\) 6,5 K à \(t_{Nb} =\) 10 nm 25. Dans les couches plus épaisses, quel que soit le choix d'orientation Al2O3, R On a généralement constaté que RR dépassait 90, avec \(T_{c}\) approchant les valeurs globales, \(T_{c} \sim\) 9,2 K40. De toute évidence, en fonction du choix du substrat et des paramètres de croissance, une grande variation des propriétés de transport peut être affichée, cependant, nous voyons naturellement un RRR et \(T_{c}\) réduits sur toutes les épaisseurs testées pour nos films polycristallins. Malgré le RRR et \(T_{c}\) généralement plus grands, les tendances de la Fig. 3 correspondent néanmoins étroitement au comportement du système épitaxial de faible épaisseur (\(t_{Nb} \le 15\) nm), en particulier chez Jiang et al. Bien que ces valeurs \(T_{c}\) soient réduites par rapport aux systèmes épitaxiaux, elles montrent une cohérence claire avec les films polycristallins et la croissance sur des substrats Si. Là, le désordre structurel et les effets de taille finie suppriment systématiquement RRR et \(T_{c}\)26,41,42,43\(,\) donnant une dépendance quantitativement similaire à \(t_{Nb}\) comme on le voit ici.

Sur la figure 3c, nous comparons \(T_{c}\) avec la variation implicite de RRR dans la série d'échantillons et une relation claire, pour les échantillons recuits et non recuits, devient apparente. Song et al. ont démontré que \(T_{c}\) dépend du rapport entre le taux de diffusion électron-défaut et le paramètre de couplage électron-phonon dans les films Nb, dont RRR peut être utilisé comme proxy sans ambiguïté44. Cette constatation est encore étayée par la dépendance monotone claire dans nos données.

Nous examinons ensuite l'effet de la température de recuit, \(T_{A}\), sur les couches minces Nb (symboles pleins). Sur les figures 3a, b, il est évident que pour les échantillons coiffés d'AlOx, où \ (t_{Nb}\) \(\ge\) 15 nm, \(T_{c}\) et RRR augmentent lors du recuit. Cependant, il existe une dépendance non monotone claire de \(T_{A}\), avec un recuit à \(T_{A} =\) 300 °C produisant des augmentations plus importantes de \(T_{c}\) et RRR, par rapport à \(T_{A} =\) 600 °C. L'effet du recuit est clarifié par les données de spectroscopie photoélectronique à rayons X (XPS) présentées sur les figures 4a à c pour les échantillons Nb / AlOx. Dans le Nb non recuit, un pic attribuable à l'Al métallique est visible à 73 eV mais disparaît pour les échantillons recuits, indiquant l'oxydation du métal Al résiduel à l'interface Nb/AlOx, c'est-à-dire la suppression d'une source de suppression \(T_{c}\) induite par la proximité45. Cependant, le recuit à des températures plus élevées (\(T_{A} =\) 600 °C) produit des pics de Nb2O dans les données XPS, un indicateur clair que l'oxygène a pénétré dans le film de Nb (la profondeur de sondage de notre mesure XPS est d'environ 10 nm, dont 3 nm seront un matériau de recouvrement). Ceci est corroboré par les valeurs RRR inférieures (c'est-à-dire une densité d'impuretés plus élevée) pour les échantillons recuits à \(T_{A} =\) 600 °C, par rapport à \(T_{A} =\) 300 °C.

Caractérisation XPS illustrant les niveaux de cœur Nb 3d, Al 2p pour Al2O3 coiffé Nb (a) non recuit, recuit à (b) 300 °C et (c) 600 °C et (d) les niveaux de cœur Nb 3d et Mg 2 s pour MgO coiffé Nb. Le pic de carbonate observé à environ 90 eV s'explique simplement par les contaminants atmosphériques. Tous les films de Nb ont une épaisseur de 30 nm. Les énergies de liaison pour tous les éléments et composés vus dans cette figure sont corroborées par celles constatées dans les travaux précédents 50,51,52,53,54,55,56,57,58.

Nous interprétons l'augmentation de RRR et de \(T_{c}\) sous recuit à basse température (\(T_{A} <\) 400 °C) comme l'élimination des défauts (défauts ponctuels, lacunes, impuretés) dans les films polycristallins. En examinant les mesures AFM des films de Nb recuits, nous constatons une augmentation modeste de la taille des grains de 20 à ~ 24 nm pour \ (T_{A} =\) 600 ° C, confirmant que les changements de taille des grains marginaux même pour les températures les plus élevées auxquelles on accède. Cette observation est cohérente avec d'autres expériences de recuit post-croissance de films de Nb (\(t_{Nb} =\) 300 nm) et d'expériences en vrac, où les changements de microstructure ne se trouvent qu'au-dessus de \(T_{A} >\) 500 °C46 et l'initiation de la recristallisation sur des longueurs macroscopiques n'est observée qu'au-dessus de 900 °C47. Cette observation est également en accord avec la dépendance de recuit observée des mesures de transport sur la Fig. 3 : Au-dessus de \(T_{A} =\) 300 °C, on observe peu d'amélioration supplémentaire de RRR, ce qui suggère que RRR (et \(T_{C}\)) deviennent limités par des effets de taille finie et/ou des joints de grains et une diffusion de surface entre 300 et 500 °C42,43. En effet, une découverte similaire a été observée dans une étude précédente46 de couches minces de Nb pulvérisées dans lesquelles un recuit ex-situ, sous des pressions et des températures comparables à celles observées ici, a été effectué. En utilisant un modèle de résistivité de Mayadas-Shatzkes pour les métaux polycristallins en couches minces48, Lacquaniti et al. ont démontré que les réductions de RRR étaient le résultat de la diffusion d'oxygène dans les grains de Nb46, comme cela semble être le cas ici. En regardant les échantillons \(t_{Nb}\) = 5 nm, \(T_{c}\) et RRR diminuent constamment avec l'augmentation de la température de recuit, ce qui suggérerait une oxydation des grains de Nb dans toute l'épaisseur du film \(t_{Nb}\) = 5 nm, là encore cohérent avec les données XPS et la Réf.46.

Enfin, nous nous tournons vers les échantillons coiffés de MgO. Sans recuit, ces échantillons ont des valeurs \ (T_{c}\) et RRR plus élevées que leurs homologues coiffés d'Al, malgré la présence de plus grandes quantités de NbOx près de la surface (voir Fig. 4d). La présence de Nb2O5 sur la figure 4d est naturellement associée à une oxydation passive via la migration d'O à travers ou directement à partir de la couche de MgO (la pureté élevée de la source et la très faible pression partielle d'O pendant le dépôt empêchent une contamination en vrac substantielle). D'après les expériences de diffusion du traceur O49, la longueur de diffusion de l'O dans Nb à température ambiante, \(\lambda (T =\) 30 °C \()\sim\) 0,5 nm, ainsi cette couche de Nb2O5 est probablement limitée par la cinétique de diffusion à l'interface Nb/MgO très proche, compatible avec la sonde XPS sensible à la surface (< 10 nm). Avec une oxydation localisée près de la surface, cela a peu d'impact sur les propriétés de transport globales du film en vrac; RRR et \(T_{c}\) restent élevés. Cependant, lors du recuit à \ (T_{A} =\) 300 °C, la longueur de diffusion d'O augmente rapidement, \(\lambda (T =\) 300 °C \() >\) 500 nm, c'est-à-dire \(. \lambda \gg t_{Nb}\) et tout excès interfacial d'O pénètre dans tout le film de Nb, réduisant rapidement \(T_{c}\) et RRR.

Nous notons que la comparaison entre les données Nb/MgO et Nb/AlOx montre des différences dans les spectres C1s des différents échantillons plafonnés. Il est évident d'après le signal C1s qu'il existe une quantité notable d'intensité C à ~ 289 eV par rapport aux spectres AlOx, qui est attribuée à un carbonate, dont l'absence dans les échantillons coiffés AlOx peut résulter de différences mineures dans l'environnement de croissance, le traitement des échantillons ou la contamination atmosphérique entre la croissance et la mesure XPS.

Nous présentons ensuite les propriétés magnétiques et de magnéto-transport des dispositifs minces EBE SF avec une structure de SiOx/Nb(15)/Pt(\(t_{Pt,b}\))/Co(\(t_{Co}\))/Pt(\(t_{Pt,t}\))/Cu(0,5)/MgO(3), dans lequel Pt/Co/Pt est utilisé comme couche F. Ici, \(t_{Pt,b}\) (\(t_{Pt,t}\)) varie entre 0,8 et 2,5 nm (0,6–1,5 nm) et \(t_{Co}\) est soit 0,8 soit 1 nm. Les hétérostructures ont été développées avec et sans l'inclusion d'une couche de Cu de 5 nm au-dessus des couches de SF, c'est-à-dire Cu(0,5). La comparaison de ces différentes structures nous a permis de tester la présence et l'influence possibles de l'oxydation du ferromagnétique Pt/Co/Pt sous la couche de recouvrement MgO et de fournir une couche de découplage N pour la croissance future des vannes triplet SFNF à anisotropie mixte. Nous n'avons détecté aucune différence entre l'inversion magnétique des deux structures, nous ne discernons donc pas davantage entre les deux structures dans ce travail.

Les courbes d'hystérésis hors plan normalisées \(M_{Z} \left(H \right)/M_{s}\), obtenues par microscopie à effet Kerr magnéto-optique polaire (MOKE), sont présentées à la Fig. 5 pour différents échantillons Nb(15)/F/Cu(0,5)/MgO(3) (F = Pt/Co/Pt). À titre de comparaison, des échantillons sans sous-couche de Nb ont également été cultivés : SiOx/Pt(2)/Co(\(t_{Co}\))/Pt(1), où \(t_{Co} =\) 1,5, 2 et 2,5 nm. Les films SF montrent une rémanence hors plan, jusqu'à 98 % pour Nb(15)/Pt(2,5)/Co(0,8)/Pt(1,5) (voir Fig. 5). Cela contraste fortement avec les couches Pt/Co/Pt non tamponnées, qui affichent toutes une rémanence dans le plan, avec une estimation supérieure de l'anisotropie effective \(K_{eff} \sim\) − 7\(\times\) 105 J/m3. (Le signe négatif indique ici un axe dur normal au plan du film.) Naturellement, pour les échantillons tamponnés Nb, cela indique un PMA substantiel dans les hétérostructures SF (1,2 \(\times\) 106 J/m3 est nécessaire pour surmonter l'anisotropie de forme) ; une découverte significative étant donné que la couche de Pt sous le Co est ultra-fine (0,8 \(< t_{Pt,b} <\) 2,5 nm). Preuve de cela, la Fig. 5b montre des boucles d'hystérésis planes et hors-plan obtenues par magnétométrie SQUID, pour une structure Nb(15)/Pt(2)/Co(0.8)/Pt(1.5)/MgO(3). Le PMA substantiel est évident ici, avec un axe facile clair perpendiculaire au plan du film et un champ d'anisotropie de \(H_{K} \sim\) 4 kOe. L'hybridation à l'interface Pt/Co est connue pour induire un PMA substantiel dans la couche de Co, cependant, cela nécessite la formation d'une interface Pt/Co bien ordonnée et est donc généralement faible dans les films minces, non tamponnés et non recuits (EBE), qui présentent généralement un mauvais mouillage, et donc une croissance en îlot de Pt sur Si. Cette énergie de dépôt de surface est un facteur limitant courant lorsque l'on considère la croissance de Pt sur Si et est généralement atténuée par l'utilisation d'une couche tampon de métal réfractaire, par exemple Ta59, pour amorcer la croissance couche par couche. Ici, nous voyons que la sous-couche Nb(15) agit comme une graine efficace pour la croissance de Pt et donc la pile combinée fournit une source efficace de PMA, par exemple, pour les vannes de spin à anisotropie mixte, même aux faibles valeurs \(t_{Pt,b}\) requises pour les applications superspintroniques. Pour sonder les interfaces Pt/Co/Pt, nous mesurons également les films non plafonnés Nb(15)/Pt(2), Nb(15)/Pt(2)/Co(0,8) et Nb(15)/Pt(2)/Co(0,8)/Pt(1,5) via AFM. Celles-ci montrent une rugosité RMS de 0,5 nm pour les interfaces Pt/Co et Co/Pt, avec une taille de grain inférieure à 10 nm pour les couches inférieures de Pt et Co, mettant l'accent sur des films de Pt lisses, à faible rugosité et à petit grain cultivés sur le tampon Nb(15).

Magnétométrie à température ambiante. Tous les échantillons présentés ont une structure de Nb(15)/Pt/Co/Pt/Cu(0,5)/MgO(3). Les champs sont balayés à 200 Oe/s. ( a ) Boucles d'hystérésis polaires MOKE (les marqueurs rouges et bleu clair indiquent ceux sans Cu, c'est-à-dire 0 nm), où les tricouches Pt / Co / Pt sont décrites dans la légende. Toutes les valeurs d'épaisseur sont en nm. (b) Boucles d'hystérésis représentatives dans le plan et hors du plan prises par magnétométrie d'échantillon vibrant SQUID de la structure Nb(15)/Pt(2)/Co(0,8)/Pt(1,5)/MgO(3). Cet échantillon a un \(T_{c} \approx\) 3,64 K.

À partir de la Fig. 5, nous obtenons une compréhension qualitative de la façon dont l'aimantation rémanente normalisée \(M_{R} /M_{s}\), (définie comme \(M\left({H = 0} \right)/M_{s}\)) et le champ coercitif, \(H_{c}\), évoluent lorsque \(t_{Pt,t}\) et \(t_{Pt,b}\) varient. En examinant \(M_{R} /M_{s}\), nous voyons que, à mesure que nous réduisons l'épaisseur de Pt de part et d'autre du Co, \(M_{R} /M_{s}\) diminue. Des études antérieures ont montré que la résistance du PMA dépendait ouvertement du \(t_{Pt}\) à l'interface inférieure Pt/Co60,61. En particulier, cela est dû à la rugosité interfaciale accrue qui accompagne une réduction de \(t_{Pt,b}\), ainsi qu'à l'épaisseur finie requise pour former une interface Pt/Co complète60,61. Les couches de Pt les plus minces (\(t_{Pt,b} <\) 1 nm) sont comparables à cette inhomogénéité d'interface et, dans cette limite mince (que nous explorons dans un effort global pour minimiser les effets délétères du Pt sur le transport supercourant), nous anticipons un haut degré de sensibilité envers \(t_{Pt,b}\) et \(t_{Pt,t}\). Ceci est en effet observé et est particulièrement perceptible pour la variation de \(M_{R}\) vs \(t_{Pt,b}\), où une forte dépendance est trouvée entre \(t_{Pt,b} =\) échantillons de 0,6 et 2,5 nm. Revenant maintenant aux valeurs \(H_{c}\) de la Fig. 5, nous constatons que les structures possédant le même \(t_{Co}\) présentent des champs coercitifs comparables. Dans le régime limité de nucléation de paroi de domaine, c'est-à-dire pour les mesures de température ambiante à des temps d'inversion faibles \(t_{Co}\) et modérés (\(\sim\) taux de balayage de champ de 100 Oe/s), \(H_{c}\) devrait être principalement dicté par \(t_{Co}\) et la microstructure de Co60,62. Bien que l'invariance de \(H_{c}\) puisse donc être anticipée, compte tenu de la constante \(t_{Co}\) entre les échantillons, cela indique également une microstructure de film de Co cohérente sur les différentes épaisseurs de sous-couche de Pt et, potentiellement, une texturation fcc (111) similaire de la couche de Co pour tous les \(t_{Pt}\)60.

Enfin, en vue de futures mesures superspintroniques, nous considérons une inversion magnétique proche de \(T_{c}\). Les mesures de magnétotransport ont été effectuées à \(T =\) 4 K (\(T_{c} =\) 2,84 K) dans les deux géométries longitudinale, \(\rho_{xx} = V_{x} \left( {H_{x} } \right){ }/I_{x}\) (c'est-à-dire \(H_{x} \equiv H_{\parallel }\)) et Hall, \(\rho_{xy} = V_ {y} \left( {H_{z} } \right){ }/I_{x}\) (c'est-à-dire \(H_{z} \equiv H_{ \bot }\)), [où l'indice indique l'axe d'orientation, voir Fig. 6a en médaillon]. La figure 6a montre la résistance Hall normalisée \({{ \Delta }}\rho_{xy} \left({H_{z} } \right)\), qui est sensible à l'effet Hall anormal (AHE) dans la couche de Co. On y voit une boucle AHE cohérente avec une inversion d'axe facile hors du plan, en accord avec les mesures de température ambiante. La comparaison avec les données MOKE de la Fig. 5 (données vertes) montre une augmentation à la fois de \(H_{c}\), de 108 à 534 Oe, et de \(M_{R} /M_{s}\), de 0,67 à 0,74. L'augmentation de \(M_{R}\) indique naturellement une augmentation de PMA lorsque \(T\) diminue ; cette augmentation reflète la dépendance de la loi de puissance pour l'anisotropie interfaciale, \(K_{s} \propto M_{s}^{\gamma } (\) avec \(\gamma = 3\) dans Co63) et une faible variation de \(M_{s} \left( T \right)\) dans les couches minces Co entre 4 et 300 K (température de Curie \(T_{c}\) = 1400 K pour le Co massif). Étant donné que la nucléation de la paroi du domaine est un processus thermiquement activé, une augmentation de \(H_{c}\) se produirait naturellement lors du refroidissement ; la multiplication par cinq est néanmoins considérable. Cela peut être concilié par l'augmentation concomitante de \(K_{s}\) et \(M_{s}\) lors de la diminution de \(T\), qui agissent toutes deux pour augmenter la barrière d'énergie à la nucléation et à l'inversion, augmentant ainsi \(H_{c}\). À titre de comparaison, la magnétorésistance longitudinale normalisée est illustrée à la Fig. 6b, \({\Delta }\rho_{xx} \left({H_{x} } \right)\), qui est classiquement sensible à la magnétorésistance anisotrope (AMR) de la couche de Co. Contrairement à la Fig. 5a, le signal AMR montre des signes d'une inversion d'axe facile dans le plan, ce qui indiquerait potentiellement un système à faible anisotropie, c'est-à-dire où \(\mu _{0} {{M_s}^{2}} {\sim K_s}\), de sorte qu'une commutation dans le plan à faible rémanence et à faible coercivité est trouvée lorsque le champ est cyclé dans le plan, malgré un axe facile global hors du plan64,65.

Caractérisation par magnéto-transport d'une multicouche Nb(15)/Pt(0.8)/Co(1)/Pt(0.6)/Cu(5)/MgO(3). L'échantillon est refroidi à partir de la température ambiante en l'absence de champ magnétique. Les données suivantes sont enregistrées à \(T =\) 4 K. Une démagnétisation a lieu avant chaque mesure. Pendant les mesures, le champ est balayé à une vitesse de 25 Oe/s. Les balayages de champ avant et arrière sont indiqués respectivement par des marqueurs rouges et roses. (a) Variation du pourcentage de résistivité Hall, \({\Delta}\rho_{xy}\), en fonction du champ appliqué hors du plan, \(H_{z}\). Remarque, \({\Delta }\rho_{xy} = \left( {\rho_{xy} \left( H \right) - \rho_{xy,0} } \right)/\rho_{xy,0}\), où \(\rho_{xy,0} = \left[ {\rho_{forward} \left( {H = 0} \right) - \rho_{reverse} \left( {H = 0} \right)} \right]/2\). En médaillon, schéma de l'orientation de la mesure. Les carrés jaunes aux coins indiquent les points de contact électrique. (b) Variation du pourcentage de résistivité AMR, \({\Delta}\rho_{xx}\), en fonction du champ appliqué dans le plan, \(H_{x}\). \({\Delta }\rho_{xx} = \left( {\rho_{xx} \left( H \right) - \rho_{xx} \left( {H = 0} \right)} \right)/\rho_{xx} \left( {H = 0} \right)\).

Une analyse plus approfondie de l'interaction entre \(t_{Pt,b}\), \(t_{Co}\) et l'effet résultant sur l'anisotropie du Co peut être vue sur la Fig. _{Pt,b}\) et \(t_{Co}\). Le champ d'anisotropie mesuré est lié à la constante d'anisotropie effective, \(K_{eff}\), par66

où \(M_{s}\) est supposé être l'aimantation à saturation globale de Co : 1,4 \(\times\) 106 A/m. La figure 7a montre \(H_{K}\) et le \(K_{eff}\) correspondant vs \(t_{Co}\), pour divers \(t_{Pt,b}\). Ici, 3 < \(K_{eff}\) < 7,5 105 J/m3 , ce qui est en accord général avec des études d'épaisseurs de Co et de Pt comparables, utilisant différentes couches de germination de métal réfractaire (telles que Ru et Ta)61,67,68. Aucune dépendance claire de \(K_{eff}\) sur \(t_{Pt,b}\) et \(t_{Co}\) n'est trouvée, ce qui peut très probablement être attribué à la plage limitée de valeurs de \(t_{Pt,b}\) et \(t_{Co}\) explorées. En considérant à la fois l'anisotropie d'interface et de forme, l'anisotropie effective est donnée par :

Caractéristiques magnétiques Nb(15)/Pt(\(t_{Pt,b}\))/Co(\(t_{Co} )\)/Pt(1.5)/MgO(3) échantillons, dérivées des mesures Hall de magnétorésistance. Les champs ont été appliqués dans le plan et balayés à 200 Oe/s. (a) Champ d'anisotropie perpendiculaire, \(H_{K}\), (axe de gauche) estimé à partir du champ de saturation de l'axe dur, c'est-à-dire une mesure hall de champ appliquée dans le plan, et l'anisotropie nette correspondante, \(K_{eff}\), (axe de droite) en fonction de l'épaisseur de cobalt, \(t_{Co}\), pour chaque épaisseur de Pt inférieure. (b) Anisotropie de surface par unité d'épaisseur de cobalt, \(K_{s} /t_{Co}\), en fonction de l'épaisseur de Pt du fond, pour les mêmes échantillons qu'en (a).

Ici, \(K_{s}\) désigne l'anisotropie interfaciale entre les deux interfaces Pt et Co et le second terme représente l'anisotropie de forme pour le film mince. La figure 7b représente \(K_{s} /t_{Co}\) vs \(t_{Pt,b}\). Encore une fois, nous voyons \ (k_ {s} / t_ {co} \) pour prendre une valeur presque constante de \ (\ sim \) 17.5 \ (\ Times \) 105 J / m3, qui est comparable à \ (k_ {s} / t_ {co} = \) 18 \ (\ Times \) 105 J / m3 Voir pour TA Tu tampon s. Cette valeur de \(K_{eff}\) indique un système proche de la transition de réorientation de spin65 et, en tant que telle, explique naturellement la commutation d'axe facile apparente observée à la fois dans le plan (Fig. 6a) et hors du plan (Fig. 6b) magnétotransport.

Dans ce travail, nous avons étudié les propriétés supraconductrices et magnétiques des hétérostructures polycristallines EBE Nb/Pt/Co/Pt. Nous trouvons que l'EBE fournit une voie facile vers des films minces Nb de haute qualité, démontrant ici des valeurs \ (T_{c}\) fiables dépassant 5 K, même jusqu'à \(t_{Nb} =\) 5 nm dans des films polycristallins non recuits. De plus, nous constatons que les films Nb coiffés d'Al au-dessus de 5 nm se prêtent à un recuit post-croissance, avec des augmentations de \ (T_{c}\) de plus de 2 K systématiquement obtenues. La possibilité de déposer des hétérostructures SF minces via des méthodes de dépôt en ligne de visée ouvre plusieurs possibilités pour de futures applications superspintroniques. Premièrement, l'étude des couches minces de Nb offre la possibilité de mieux comprendre la réflexion croisée d'Andreev, le co-tunnel élastique et les états d'appariement triplet induits des supercourants triplet, ainsi que d'améliorer les effets d'interface dans les études fondamentales de transport de spin. En outre, la capacité de fabriquer des films supraconducteurs d'épaisseur inférieure à 10 nm permet également une intégration plus simple des couches S dans des géométries de dispositifs plus complexes, y compris des dispositifs à valve de spin supraconducteurs minces. Comme l'EBE est une technique de dépôt en ligne de mire, elle présente les avantages supplémentaires d'être bien adaptée à la lithographie à base de masque (positif), au dépôt d'angle brillant et au revêtement modelé, ce qui évite le besoin de gravure réductrice et permet facilement des structures superspintroniques 3D.

En explorant les propriétés des tricouches EBE Pt/Co/Pt, avec et sans sous-couches Nb(15), nous démontrons que Nb agit comme une couche tampon efficace pour la croissance du Pt, produisant un PMA significatif dans les hétérostructures ultrafines (\(t_{Pt,b}\) et \(t_{Pt,t} <\) 1 nm). La rémanence hors plan dans les couches minces de Co est démontrée à la fois à température ambiante, en utilisant la microscopie MOKE, et à basse température, comme en témoignent les mesures de magnétotransport au-dessus de \(T_{c}\).

Les résultats soulignent le potentiel des hétérostructures entièrement EBE à fournir de nouvelles voies relativement simples pour développer des dispositifs superspintroniques où les couches ultrafines à anisotropie magnétique mixte sont essentielles, et ouvrent potentiellement la voie à la découverte de la physique complexe qui sous-tend les mécanismes de transport de spin interfaciaux actifs dans les structures SF.

Les échantillons présentés ont été fabriqués via EBE dans un système de dépôt UHV multi-sources. Les multicouches ont été déposées dans la même étape sous vide, de manière séquentielle, pour éviter la contamination et l'oxydation de l'interface. La chambre de croissance est pompée à l'aide d'une pompe ionique et d'un cryotube d'azote liquide, avec une pression de base de l'ordre de 10 à 10 mBar. Au cours de la croissance, une pression résiduelle de l'ordre de 10 à 8 mBar a été maintenue. On sait que O réagit facilement avec Nb et que l'O interstitiel a un impact notable sur la température de transition, diminuant \({T}_{c}\) de 0,93 K par at. %71. L'analyse des gaz résiduels, effectuée immédiatement avant et après le dépôt de Nb, a signalé des niveaux d'O inférieurs au seuil de détection (\(\lesssim\) 10–11 mBar), la pression résiduelle de la chambre étant dominée par H2 en raison de la faible efficacité de pompage de la molécule via une pompe ionique. Le foyer Nb a une grande distance source-substrat de 725 mm, offrant une croissance de film très uniforme.

Tous les échantillons ont été cultivés sur des substrats de Si (100) oxydés thermiquement (épaisseur de SiOx = 200 nm) posés sur une platine d'échantillon non chauffée. Les puretés du matériau source et les taux de dépôt étaient : Nb, 99,95 %, 0,3 Å/s ; Pt, 99,99 %, 0,05 À/s; Co, 99,95 %, 0,05 A/s ; Cu, 99,999 %, 0,3 A/s ; MgO, 99,95 %, 0,25 A/s ; et Al, 99,999 %, 0,2 À/s. Les épaisseurs déposées ont été surveillées pendant la croissance à l'aide d'un moniteur à cristal de quartz calibré et vérifiées, après le dépôt, à l'aide de l'incidence rasante XRR. Les échantillons sont recuits ex-situ sur un réchauffeur de plaque à un vide de base d'environ 10 à 6 mbar et à des températures de 300, 400, 500, 600 ° C pendant 1 h (sans compter le temps nécessaire pour monter et descendre de ces températures). Une cryo-enveloppe et une turbopompe sont utilisées pour maintenir les conditions HV pendant le recuit.

Après la fabrication, les analyses XRD et XRR ont été effectuées à l'aide d'un diffractomètre à rayons X Rigaku Smartlab, avec une anode en cuivre (rayonnement incident = Cu K \ (\ alpha_ {1} \)). Des mesures de transport électrique dépendant de la température et du champ magnétique ont été effectuées dans un cryostat 4He à cycle fermé avec un champ magnétique appliqué de l'extérieur, jusqu'à 10 kOe. Les échantillons ont été mesurés soit dans la géométrie de van der Pauw72, soit dans la géométrie de transport de sonde à 4 points en ligne traditionnelle à l'aide d'un pont de résistance AC Lakeshore 372 réglé sur un mode de courant constant, avec des contacts permutés via un tableau de distribution du système Keithley 3706A-S. Tous les appareils qui sont refroidis le sont dans un champ appliqué nul et démagnétisés avant d'effectuer les mesures. Les températures de transition supraconductrice de chaque échantillon ont été mesurées pour plusieurs échauffements afin de calculer l'erreur statistique. Cela s'est avéré typiquement être d'environ 20 mK. L'effet Kerr magnéto-optique à température ambiante et les mesures SQUID VSM ont été effectuées à l'aide d'un magnétomètre Durham Magneto Optics Ltd NanoMOKE3 et Quantum Design MPMS 3 respectivement. La caractérisation microstructurale a été réalisée à l'aide d'un microscope à force atomique (AFM) Agilent 5600LS. Les données XPS ont été acquises avec une sonde Phi Versa Probe III utilisant une source Al Kα monochromatique (\(h\nu\) = 1486,6 eV) à une pression de 10 à 10 mbar. La résolution du spectromètre a été déterminée en mesurant une feuille d'Au polycristalline pulvérisée d'ions Ar + et en ajustant le niveau de Fermi à l'aide d'une fonction de distribution de Fermi – Dirac convoluée avec une gaussienne. La pleine largeur à mi-hauteur a été déterminée comme étant de 0,5 eV. Comme les échantillons ont été déposés sur un substrat non conducteur, la neutralisation de charge a été effectuée à l'aide d'un canon à électrons (charge de compensation) couplé à une source d'ions Argon à basse énergie (pour compenser la saturation des électrons du canon à électrons). Les niveaux de cœur ont été mesurés avec une énergie de passage de l'analyseur de 55 eV et une taille de pas de 0,01 eV. En ce qui concerne l'analyse de ces spectres, des fonctions de Voigt ont été utilisées pour les niveaux de noyau isolants Al2O3, MgO et NbOx. Cependant, pour les pics métalliques de Nb, une forme de raie de Doniach Šunjić a été utilisée pour tenir compte de la traînée d'énergie de liaison élevée résultant de la perte d'énergie des photoélectrons vers les plasmons de la bande de conduction.

Les ensembles de données générés pendant et/ou analysés pendant l'étude en cours sont disponibles auprès de l'auteur correspondant sur demande raisonnable.

Keiser, RS et al. Un supercourant triplet de spin à travers le ferromagnétique demi-métallique CrO2. Nature 439, 825–827 (2006).

Article ADS CAS PubMed Google Scholar

Anwar, M., Czeschka, F., Hesselberth, M., Porcu, M. & Aarts, J. Supercourants à longue portée à travers CrO 2 ferromagnétique semi-métallique. Phys. Rév. B 82, 100501 (2010).

Article ADS CAS Google Scholar

Khaire, TS, Khasawneh, MA, Pratt, W. Jr. & Birge, NO Observation de la supraconductivité spin-triplet dans les jonctions Josephson à base de Co. Phys. Rév. Lett. 104, 137002 (2010).

Article ADS PubMed CAS Google Scholar

Birge, NO Supercourants de triplet de spin dans les jonctions Josephson contenant des matériaux ferromagnétiques puissants. Phil. Trans. Société Royale R : Mathématiques, Physique. Ing. Sci. 376, 20150150 (2018).

Article ADS CAS Google Scholar

Robinson, J., Piano, S., Burnell, G., Bell, C. et Blamire, M. Oscillations de courant critique dans les jonctions π ferromagnétiques fortes. Phys. Rév. Lett. 97, 177003 (2006).

Article ADS CAS PubMed Google Scholar

Dayton, IM et al. Démonstration expérimentale d'une cellule de mémoire magnétique Josephson avec une jonction π programmable. IEEE Magn. Lett. 9, 1–5 (2018).

Article Google Scholar

Gingrich, E. et al. Jonctions Josephson 0–π contrôlables contenant une valve de spin ferromagnétique. Nat. Phys. 12, 564-567 (2016).

Article CAS Google Scholar

Linder, J. & Robinson, JW Spintronique supraconductrice. Nat. Phys. 11, 307–315 (2015).

Article CAS Google Scholar

Eschrig, M. Supercourants polarisés par spin pour la spintronique : un examen des progrès actuels. Rép. Prog. Phys. 78, 104501 (2015).

Article ADS PubMed Google Scholar

Satchell, N. et al. Jonctions Josephson Spin-valve à anisotropie magnétique perpendiculaire pour la mémoire cryogénique. Appl. Phys. Lett. 116, 022601 (2020).

Article ADS CAS Google Scholar

Baek, B., Rippard, WH, Benz, SP, Russek, SE et Dresselhaus, PD Dispositif de mémoire hybride supraconducteur-magnétique utilisant des paramètres d'ordre concurrents. Nat. Commun. 5, 1–6 (2014).

Article CAS Google Scholar

Niedzielski, BM et al. Jonctions Josephson Spin-valve pour la mémoire cryogénique. Phys. Rév. B 97, 024517 (2018).

Article ADS CAS Google Scholar

Madden, AE, Willard, JC, Loloee, R. & Birge, NO Jonctions Josephson contrôlables en phase pour la mémoire cryogénique. Supercond. Sci. Technol. 32, 015001 (2018).

Article ADS CAS Google Scholar

Singh, A., Voltan, S., Lahabi, K. & Aarts, J. Effet de proximité colossal dans une vanne de spin triplet supraconductrice basée sur le ferromagnétique demi-métallique CrO2. Phys. Rév. X 5, 021019 (2015).

Google Scholar

Feng, Z., Robinson, J. & Blamire, M. Vannes de spin triplet Nb/Cu/Ni/Cu/Co supraconductrices hors plan. Appl. Phys. Lett. 111, 042602 (2017).

Article ADS CAS Google Scholar

Wang, X. et al. Effet de proximité triplet géant dans les pseudo-vannes de spin supraconductrices avec anisotropie artificielle. Phys. Rév. B 89, 140508 (2014).

Article ADS CAS Google Scholar

Stellhorn, A. et al. Adaptation des états supraconducteurs dans les hybrides supraconducteur-ferromagnétique. Nouveau J. Phys. 22, 093001 (2020).

Article ADS CAS Google Scholar

Jeon, K.-R. et coll. Supercourants de spin pur accordables et démonstration de leur capacité de déclenchement dans un dispositif à ondes de spin. Phys. Rév. X 10, 031020 (2020).

CAS Google Scholar

González-Ruano, C. et al. Changement assisté par supraconductivité de l'anisotropie magnétique perpendiculaire dans les jonctions V/MgO/Fe. Sci. Rép. 11, 1–10 (2021).

Article CAS Google Scholar

Banerjee, N. et al. Contrôle de la transition supraconductrice par couplage spin-orbite. Phys. Rév. B 97, 184521 (2018).

Article ADS CAS Google Scholar

Satchell, N. & Birge, NO Supercourant dans les jonctions ferromagnétiques Josephson avec des couches intermédiaires de métaux lourds. Phys. Rév. B 97, 214509 (2018).

Article ADS CAS Google Scholar

Tolpygo, SK Électronique numérique supraconductrice : problèmes d'évolutivité et d'efficacité énergétique. Physique des basses températures 42, 361–379 (2016).

Article ADS CAS Google Scholar

Gerstenberg, D. & Hall, P. Couches minces supraconductrices de niobium, de tantale, de nitrure de tantale, de carbure de tantale et de nitrure de niobium. J. Electrochem. Soc. 111, 936 (1964).

Article ADS CAS Google Scholar

Sosniak, J. & Hull, G. Jr. Supraconductivité de couches minces de niobium déposées par pulvérisation cathodique de diodes. J. Appl. Phys. 38, 4390–4392 (1967).

Article ADS CAS Google Scholar

Mayadas, A., Laibowitz, R. & Cuomo, J. Caractéristiques électriques des films de niobium monocristallin à pulvérisation RF. J. Appl. Phys. 43, 1287-1289 (1972).

Article ADS CAS Google Scholar

Morohashi, S. et al. Caractéristiques de la couche supraconductrice de Nb fabriquée par évaporation par faisceau d'électrons sous vide poussé. Jpn. J. Appl. Phys. 40, 576 (2001).

Article ADS CAS Google Scholar

Jiang, Q. et al. Supraconductivité et propriétés de transport dans des films de niobium monocristallin épitaxiés ultraminces. J. Phys. : Condens. Affaire 2, 3567 (1990).

Annonces CAS Google Scholar

Hashimoto, S., Ochiai, Y. & Aso, K. Anisotropie magnétique perpendiculaire et magnétostriction de films multicouches Co/Pd et Co/Pt pulvérisés. J. Appl. Phys. 66, 4909-4916 (1989).

Article ADS CAS Google Scholar

Tsunashima, S., Nakamura, K. & Uchiyama, S. Anisotropie magnétique perpendiculaire des multicouches à base de PdCo et PtCo. IEEE Trans. Magn. 26, 2724-2726 (1990).

Article ADS CAS Google Scholar

Cronemeyer, D. Anisotropie perpendiculaire dans les films amorphes Gd1-xCox préparés par pulvérisation RF. AIP Conf. Proc. 18, 85–89 (1974).

Annonces Google Scholar

Lui, P. et al. Effet Kerr magnéto-optique et anisotropie magnétique perpendiculaire de structures multicouches Co/Pt évaporées et pulvérisées. J. Appl. Phys. 69, 4021-4028 (1991).

Article ADS CAS Google Scholar

Kingetsu, T. Croissance épitaxiale par faisceau moléculaire et propriétés magnétiques des super-réseaux (111) Pt/Co/Ag, Pt/Co et Ag/Co/Pt. J. Appl. Phys. 76, 4267-4273 (1994).

Article ADS CAS Google Scholar

Xiang, Q., Mandal, R., Sukegawa, H., Takahashi, YK et Mitani, S. Grande anisotropie magnétique perpendiculaire dans les hétérostructures épitaxiales Fe/MgAl2O4 (001). Appl. Phys. Express 11, 063008 (2018).

Annonces d'article Google Scholar

Björck, M. & Andersson, G. GenX : un programme extensible de raffinement de la réflectivité des rayons X utilisant l'évolution différentielle. J. Appl. Cristallologue. 40, 1174-1178 (2007).

Article CAS Google Scholar

Gubin, A., Il'in, K., Vitusevich, S., Siegel, M. & Klein, N. Dépendance de la profondeur de pénétration magnétique sur l'épaisseur des couches minces supraconductrices de Nb. Phys. Rév. B 72, 064503 (2005).

Article ADS CAS Google Scholar

Rezvani, S. et al. Effet de proximité induit par le substrat dans les nanofilms supraconducteurs de niobium. Condens. Matière 4, 4 (2019).

Article CAS Google Scholar

Murase, S. et al. Méthode de mesure de la température critique des supraconducteurs composites. Physique C 357, 1197–1200 (2001).

Annonces d'article Google Scholar

Quateman, J. Suppression de Tc et champs critiques dans les couches minces supraconductrices de Nb. Phys. Rév. B 34, 1948 (1986).

Article ADS CAS Google Scholar

Shimizu, Y., Tonooka, K., Yoshida, Y., Furuse, M. & Takashima, H. Croissance à température ambiante de couches minces de niobium sur des substrats monocristallins de titanate de strontium (0 0 1) pour joints supraconducteurs. Appl. Le surf. Sci. 444, 71-74 (2018).

Article ADS CAS Google Scholar

Claassen, J., Wolf, S., Qadri, S. & Jones, L. Croissance épitaxiale de couches minces de niobium. J. Crist. Croissance 81, 557–561 (1987).

Article ADS CAS Google Scholar

Yanilkin, I., Gumarov, A., Rogov, A., Yusupov, R. & Tagirov, L. Synthèse de couches minces de niobium sur silicium et étude de leurs propriétés supraconductrices dans la région de croisement dimensionnel. Technologie. Phys. 66, 263-268 (2021).

Article CAS Google Scholar

Hazra, D., Mondal, M. & Gupta, AK Corrélation entre les propriétés structurelles et supraconductrices des couches minces nanogranulaires désordonnées de Nb. Physica C 469, 268–272 (2009).

Article ADS CAS Google Scholar

Minhaj, MSM, Meepagala, S., Chen, JT & Wenger, LE Dépendance de l'épaisseur des propriétés supraconductrices des films minces de Nb. Phys. Rév. B 49, 15235–15240 (1994).

Article ADS CAS Google Scholar

Xiao-Hui, S., Yi-Rong, J., Zhen-Jun, F., Zhen-Yu, M. & Dian-Lin, Z. Mécanisme de dégradation de la température de transition supraconductrice dans les couches minces de Nb. Menton. Phys. Lett. 32, 047403 (2015).

Article ADS CAS Google Scholar

Werthamer, N. Théorie de la température de transition supraconductrice et de la fonction d'écart d'énergie des films métalliques superposés. Phys. Rév. 132, 2440 (1963).

Annonces d'article Google Scholar

Lacquaniti, V., Maggi, S., Monticone, E. & Steni, R. Effet du recuit sous vide sur les propriétés supraconductrices des films de niobium. Appl. Supercond. 1, 845–851 (1993).

Article CAS Google Scholar

Page, JP Le comportement de recuit du niobium laminé à froid, thèse de maîtrise, Université du Tennessee et ORNL Metallurgy Division, (1957).

Mayadas, A. & Shatzkes, M. Modèle de résistivité électrique pour les films polycristallins : le cas de la réflexion arbitraire sur les surfaces externes. Phys. Rev. B 1, 1382 (1970).

Annonces d'article Google Scholar

Perkins, RA & Padgett, RA Diffusion de l'oxygène dans le niobium et les alliages Nb-Zr. Acta Métall. 25, 1221-1230 (1977).

Article CAS Google Scholar

King, B., Patel, H., Gulino, D. & Tatarchuk, B. Mesures cinétiques de la dissolution de l'oxygène dans des substrats de niobium : études de spectroscopie photoélectronique à rayons X in situ. Films solides minces 192, 351–369 (1990).

Article ADS CAS Google Scholar

Buabthong, P., Becerra Stasiewicz, N., Mitrovic, S. & Lewis, NS Vanadium, niobium et tantale par XPS. Le surf. Sci. Spectres 24, 024001 (2017).

Article ADS CAS Google Scholar

Rotole, JA & Sherwood, PM Feuille d'aluminium par XPS. Le surf. Sci. Spectres 5, 4–10 (1998).

Article ADS CAS Google Scholar

Ma, Q. & Rosenberg, R. Étude de surface d'échantillons de niobium utilisés dans la production de cavités RF supraconductrices. PACS2001. Actes de la conférence 2001 sur les accélérateurs de particules (n° de catalogue 01CH37268) 2, 1050–1052 (2001).

Fuggle, J. Etudes XPS, UPS ET XAES de l'adsorption d'oxygène sur Mg polycristallin à ∼ 100 et ∼ 300 K. Surf. Sci. 69, 581–608 (1977).

Article ADS CAS Google Scholar

Ardizzone, S., Bianchi, C., Fadoni, M. & Vercelli, B. Sels et oxydes de magnésium : un aperçu XPS. Appl. Le surf. Sci. 119, 253-259 (1997).

Article ADS CAS Google Scholar

Hoogewijs, R., Fiermans, L. & Vennik, J. Processus de relaxation électronique dans les spectres de vis sans fin KLL 'de l'atome de magnésium libre, du magnésium solide et du MgO. J. Electron Spectrosc. Rel. Phénom. 11, 171–183 (1977).

Article CAS Google Scholar

Wahila, MJ et al. Preuve d'une transition métal-isolant induite par Peierls du second ordre dans le NbO2 cristallin. Phys. Rév. Mater. 3, 074602 (2019).

Article CAS Google Scholar

Pancotti, A. et al. Caractérisation de surface d'îlots NbO formés sur Nb (100) par diffraction de photoélectrons X. Haut. Catal. 61, 784–791 (2018).

Article CAS Google Scholar

Zhang, W. et al. L'influence d'une sous-couche de Ta à très haute résistivité sur l'anisotropie magnétique perpendiculaire dans les hétérostructures Ta/Pt/Co/Pt. RSC Adv. 10, 11219–11224 (2020).

Article ADS CAS PubMed PubMed Central Google Scholar

Wang, K. et al. Optimisation des multicouches Co/Pt pour les applications de propagation de paroi de domaine pilotée par le courant. J. Appl. Phys. 110, 083913 (2011).

Article ADS CAS Google Scholar

Lee, T., Won, Y., Son, D., Lim, SH et Lee, S.-R. Force de l'anisotropie magnétique perpendiculaire aux interfaces inférieure et supérieure dans les tricouches [Pt/Co/Pt]. IEEE Magn. Lett. 5, 1–4 (2014).

Article ADS CAS Google Scholar

Shepley, P., Rushforth, A., Wang, M., Burnell, G. et Moore, T. Modification de l'anisotropie magnétique perpendiculaire et de la vitesse de paroi de domaine dans Pt/Co/Pt par déformation induite par la tension. Sci. Rep. 5, 1–5 (2015).

Article CAS Google Scholar

Callen, HB & Callen, E. L'état actuel de la dépendance à la température de l'anisotropie magnétocristalline et la loi de puissance l(l+ 1)/2. J.Phys. Chim. Solids 27, 1271-1285 (1966).

Article ADS CAS Google Scholar

Hucht, A. & Usadel, K. Influence des champs magnétiques sur la transition de réorientation de spin dans les films ultra-minces. Phil. Mag. B 80, 275–282 (2000).

Article ADS CAS Google Scholar

Sander, D. L'anisotropie magnétique et la réorientation de spin des nanostructures et des films à l'échelle nanométrique. J. Phys. : Condens. Affaire 16, R603 (2004).

Annonces CAS Google Scholar

Cullity, BD & Graham, CD Introduction aux matériaux magnétiques. (John Wiley & Fils, 2011).

Bandiera, S., Sousa, R., Rodmacq, B. & Dieny, B. Anisotropie magnétique perpendiculaire interfaciale asymétrique dans les tricouches Pt/Co/Pt. IEEE Magn. Lett. 2, 3000504–3000504 (2011).

Article CAS Google Scholar

Parakkat, VM, Ganesh, K. & Anil Kumar, P. Effets de saupoudrage de cuivre sur l'anisotropie magnétique perpendiculaire dans les tricouches Pt/Co/Pt. AIP Adv. 6, 056122 (2016).

Article ADS CAS Google Scholar

Flokstra, MG et al. Magnétisme induit à distance dans un métal normal à l'aide d'une valve de spin supraconductrice. Nat. Phys. 12, 57–61 (2016).

Article CAS Google Scholar

Jeon, K.-R. et coll. Le pompage de spin amélioré dans les supraconducteurs fournit des preuves de courants de spin purs supraconducteurs. Nat. Mater. 17, 499–503 (2018).

Article ADS CAS PubMed Google Scholar

DeSorbo, W. Effet des gaz dissous sur certaines propriétés supraconductrices du niobium. Phys. Rev. 132, 107 (1963).

Article ADS CAS Google Scholar

van der Pauw, LJ Une méthode de mesure de la résistivité et du coefficient de Hall sur des lamelles de forme arbitraire. Technologie Philips. Rév. 20, 220–224 (1958).

Google Scholar

Télécharger les références

Nous sommes reconnaissants à Tim Veal pour les discussions utiles. Les auteurs remercient Gavin BG Stenning pour ses conseils avec l'instrument MPMS3 au laboratoire de caractérisation des matériaux ISIS, STFC Rutherford Appleton Laboratory. Le travail à l'Université de Liverpool a été soutenu par la UK Royal Society, Grant No. RGS\R2\180208, et UK EPSRC, Grant Nos. EP/V035134/1 & EP/R513271/1. Le travail à l'Université d'Oxford reconnaît le financement de l'EPSRC (EP/T001038/1), y compris par le biais de l'Institut Henry Royce (EP/R010145/1) pour les biens d'équipement.

Département de physique, Université de Liverpool, Liverpool, L69 7ZE, Royaume-Uni

D. Bromley, AJ Wright, LAH Jones, T. Beesley, R. Batty, VR Dhanak et L. O'Brien

Département des matériaux, Université d'Oxford, Parks Road, Oxford, OX1 3PH, Royaume-Uni

JEN Hirondelle & RS Weatherup

Vous pouvez également rechercher cet auteur dans PubMed Google Scholar

DB et L.O'B. conçu et conçu l'étude. DB et AJW et RB ont développé des mesures de croissance de film et de transport électronique. DB a effectué un dépôt de film, effectué des mesures de transport à basse température, de rayons X et de magnétométrie et analysé les données ultérieures. JENS a réalisé XPS sous la direction de RSW Les données XPS ont été analysées par LAHJ sous la direction de VRD L'AFM a été réalisée par TB et analysée par DB Tous les co-auteurs ont contribué à la rédaction du manuscrit.

Correspondance à L. O'Brien.

Les auteurs ne déclarent aucun intérêt concurrent.

Springer Nature reste neutre en ce qui concerne les revendications juridictionnelles dans les cartes publiées et les affiliations institutionnelles.

Libre accès Cet article est sous licence Creative Commons Attribution 4.0 International, qui autorise l'utilisation, le partage, l'adaptation, la distribution et la reproduction sur tout support ou format, à condition que vous accordiez le crédit approprié à l'auteur ou aux auteurs originaux et à la source, fournissez un lien vers la licence Creative Commons et indiquez si des modifications ont été apportées. Les images ou tout autre matériel de tiers dans cet article sont inclus dans la licence Creative Commons de l'article, sauf indication contraire dans une ligne de crédit au matériel. Si le matériel n'est pas inclus dans la licence Creative Commons de l'article et que votre utilisation prévue n'est pas autorisée par la réglementation légale ou dépasse l'utilisation autorisée, vous devrez obtenir l'autorisation directement du détenteur des droits d'auteur. Pour voir une copie de cette licence, visitez http://creativecommons.org/licenses/by/4.0/.

Réimpressions et autorisations

Bromley, D., Wright, AJ, Jones, LAH et al. Évaporation par faisceau d'électrons d'hétérostructures supraconducteur-ferromagnétique. Sci Rep 12, 7786 (2022). https://doi.org/10.1038/s41598-022-11828-y

Télécharger la citation

Reçu : 07 février 2022

Accepté : 29 avril 2022

Publié: 11 mai 2022

DOI : https://doi.org/10.1038/s41598-022-11828-y

Toute personne avec qui vous partagez le lien suivant pourra lire ce contenu :

Désolé, aucun lien partageable n'est actuellement disponible pour cet article.

Fourni par l'initiative de partage de contenu Springer Nature SharedIt

En soumettant un commentaire, vous acceptez de respecter nos conditions d'utilisation et nos directives communautaires. Si vous trouvez quelque chose d'abusif ou qui ne respecte pas nos conditions ou directives, veuillez le signaler comme inapproprié.