Elektronenstrahlverdampfung von Supraleitern

Wissenschaftliche Berichte Band 12, Artikelnummer: 7786 (2022) Diesen Artikel zitieren

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Wir berichten über die elektronischen und magnetischen Eigenschaften von Supraleiter-Ferromagnet-Heterostrukturen, die durch Elektronenstrahlverdampfung auf ungeheizten thermisch oxidierten Si-Substraten hergestellt werden. Es wurde gezeigt, dass polykristalline Nb-Dünnfilme (5 bis 50 nm dick) zuverlässig hohe supraleitende kritische Temperaturen (\(T_{c}\)) besitzen, die gut mit dem Restwiderstandsverhältnis (RRR) des Films korrelieren. Diese Eigenschaften verbesserten sich während des Ex-situ-Glühens, was zu \({\Delta }T_{c}\)- und \({\Delta }\)RRR-Anstiegen von bis zu 2,2 K (\(\sim\) 40 % der vorläufigen Temperatur führte -getempert \(T_{c}\)) bzw. 0,8 (\(\sim\) 60 % des vorgetemperten RRR). Nb/Pt/Co/Pt-Heterostrukturen zeigten im ultradünnen Bereich (≤ 2,5 nm) eine erhebliche senkrechte Anisotropie, selbst im extremen Bereich von Pt(0,8 nm)/Co(1 nm)/Pt(0,6 nm). Diese Ergebnisse deuten darauf hin, dass die Elektronenstrahlverdampfung als Weg zur Sichtlinienabscheidung von superspintronischen Multischichten auf Nb-Basis mit geringer Dicke und hoher Qualität genutzt werden kann.

Supraleiter(S)-Ferromagnet(F)-Heterostrukturen haben zahlreiche Phänomene wie die Spin-Triplett-Erzeugung1,2,3,4 und Supraströme mit einstellbaren makroskopischen Phasendifferenzen5,6,7 offenbart und vertiefen weiterhin unser Verständnis des Zusammenspiels zwischen diesen Phasen. insbesondere an Schnittstellen8,9. Wenn die senkrechte magnetische Anisotropie (PMA), die die F-Schicht dazu bringt, im Gleichgewicht aus der Ebene zu zeigen, in eine F-Schicht integriert wird, z. B. über Grenzflächenanisotropie, entsteht ein Kandidat für kryogenes Gedächtnis auf der Grundlage supraleitender Spinelektronik (Superspintronik)10 . Frühere Beispiele für skalierbare kryogene Speicherzellen konzentrierten sich auf mehrere F-Schichten in der Ebene6,11,12,13. Bei einer weiteren Überarbeitung dieser Geometrien können gemischte Anisotropieschichten, bei denen F-Schichten mit orthogonalen Anisotropien verwendet werden, auch zur Erzeugung magnetischer Inhomogenität verwendet werden, um die Erhaltung weitreichender Triplettströme in SFNF-Schichten zu untersuchen14,15,16, wobei N ein normales Metall darstellt . Zu diesem Zweck wird weiterhin an der grundlegenden Entwicklung solcher SF-Heterostrukturen10,17,18,19 gearbeitet, insbesondere an der gleichzeitigen Erzielung eines großen PMA und einer zuverlässigen kritischen supraleitenden Temperatur \({T}_{c}\) in mehrschichtigen Filmen. Nb/Pt/Co-Schichten stellen ein prototypisches System dar, bei dem die Anisotropie über die Pt/Co-Grenzfläche eingestellt und eine inhomogene magnetische Textur nach Belieben erzeugt werden kann10,18,20. Selbst in diesem System bleibt jedoch noch Arbeit an der Entwicklung von Heterostrukturen mit sowohl großem PMA als auch \({T}_{c}\), die nicht durch die große Spin-Bahn-Kopplung in Pt, S-N-Proximity-Effekte21 und Strukturierungseffekte22, insbesondere bei integrierter Integration, inhibiert werden in Geräte.

Nb ist oft das supraleitende Material der Wahl, da es von relativ unkomplizierten normalen und supraleitenden Phasen sowie relativ einfachen Wegen zur Dünnschichtherstellung profitiert, wobei die Sputterabscheidung am weitesten verbreitet ist23,24,25. Während das Sputtern im Ultrahochvakuum (UHV) qualitativ hochwertige Dünnfilme und einen einfachen Weg zum Aufbau von Heterostrukturen bietet, ist die Technik aufgrund der schlechten Anisotropie des Abscheidungswinkels für maskenbasierte Lithographie beispielsweise schwieriger in die Nanostrukturierung zu integrieren Vorlage. Daher bleibt es für verschiedene Geräteanwendungen von Vorteil, alternative Techniken bei der Verarbeitung dünner SF-Heterostrukturen zu erkunden, z. B. mögliche 3D-Superspintronikgeräte. Alternative physikalische Gasphasenabscheidungsmethoden wie die Elektronenstrahlverdampfung (EBE) bieten einen möglichen Ansatz; Es wurde zuvor gezeigt, dass UHV-EBE glatte dünne Nb-Filme mit zuverlässig hohem \(T_{c}\)26,27 erzeugt. Insbesondere bietet UHV EBE eine stark anisotrope Sichtlinienabscheidung, die sich ideal für die Templat-Lithographie, die Strukturierung von Positivresists (Lift-off), Glanzwinkelabscheidungsmethoden und 3D-Gerüstwachstum eignet.

Sputtern ist als Abscheidungsmethode für magnetische PMA-Dünnfilmschichten gleichermaßen allgegenwärtig, beispielsweise aufgrund der günstigen Wachstumskinetik für Dünnfilme und der relativen Leichtigkeit, mit der stöchiometrische Verbindungen gezüchtet werden können 28, 29, 30. Nichtsdestotrotz wäre die Möglichkeit, eine reine EBE-SF-Heterostruktur herzustellen, ein attraktiver Weg zu superspintronischen Bauelementen, die mit Nano- und 3D-Mustern kompatibel sind. Frühere Arbeiten haben erfolgreich EBE-gewachsene PMA-Schichten demonstriert, obwohl diese auf Techniken wie Multischichten31, Übergittern32 und epitaktischen Legierungen33 basieren. Einfache Dreischichtstrukturen wie Pt/Co/Pt würden eine größere Einfachheit bieten, allerdings erfordern diese bei der Herstellung über EBE eine kompatible Substratbenetzung und Wachstumsmorphologie, was die Anwendbarkeit oft einschränkt. Daher ist EBE zwar ein üblicher Ansatz für das Wachstum vieler metallischer Dünnfilme, wurde jedoch bisher nicht ohne weiteres für das Wachstum superspintronischer Heterostrukturen erforscht, insbesondere im sehr dünnen Grenzbereich (Nb-Dicke \(t_{Nb} <\) 10 nm).

In diesem Artikel untersuchen wir systematisch EBE als einfache Technik zur Herstellung von SF-Heterostrukturen geringer Dicke für den Einsatz in superspintronischen Anwendungen. Zunächst untersuchen wir die elektronischen, strukturellen und supraleitenden Eigenschaften dünner EBE-gewachsener Nb-Schichten mit Dicken \(t_{Nb}\) im Bereich von 5–50 nm, die entweder mit MgO(3)- oder AlOx(3)-Oxidationsbarrieren abgedeckt sind (Dicken in nm in Klammern). Es wurde gezeigt, dass diese isolierten Nb-Dünnfilme \(T_{c}\) > 4 K haben, selbst in den dünnsten (\(t_{Nb}\) = 5 nm) gemessenen Filmen. Anschließend glühen wir ex-situ und unter Hochvakuumbedingungen bei Temperaturen im Bereich von 300–600 \(^\circ\)C, um \(T_{c}\) zu optimieren. Anschließend untersuchen wir SF-Heterostrukturen unter Verwendung ultradünner Pt/Co/Pt-Schichten als F-Schicht, wobei die Pt- und Co-Dicken so gewählt werden, dass signifikante PMA erzeugt werden. Dies verdeutlicht, dass EBE-gewachsenes Nb eine geeignete Keimschicht für die Erzielung von PMA bei Raumtemperatur und niedrigen Temperaturen ist. Da EBE für dünne Filme und Sichtlinienabscheidung geeignet ist, bietet dies die Möglichkeit, Grenzflächen, Tunneleffekte und strukturierte Geräte (einschließlich Glanzwinkelabscheidungsbeschichtung für 3D-Superspintronik) besser zu untersuchen. Trotz der Verbreitung von gesputterten PMA-Heterostrukturen und supraleitenden spintronischen Bauelementen zeigen wir hier, dass EBE eine nützliche Technik zur Erzeugung von superspintronischen Multischichten geringer Dicke und hoher Qualität ist.

Um die elektronischen, strukturellen und supraleitenden Eigenschaften dünner Nb-Schichten zu verstehen, untersuchen wir zunächst SiOx/Nb(\(t_{Nb} )\)/MgO(3) und SiOx/Nb(\(t_{{{{Nb} }}} )\)/AlOx(3)-Doppelschichten (AlOx entsteht durch Passivierung einer Al-Schicht an der Luft). Ein typischer Röntgenbeugungsscan (XRD) \(\theta\)-\(2\theta\) einer EBE-gewachsenen Nb-Schicht [SiOx/Nb(30)/AlOx(3)] ist in Abb. 1a dargestellt. Der einzelne breite Peak mit niedriger Amplitude bei 2θ \(=\) 38,3° weist auf einen schwach (110) strukturierten, polykristallinen Nb-Film hin. Der relevante Scan des Röntgenreflexionsvermögens (XRR) ist im Einschub von Abb. 1a dargestellt, wobei schwarze offene Kreise die gesammelten Daten zeigen und die rote Linie eine Reflexionskurve für ein verfeinertes Anpassungsprofil34 zeigt, das Nb(30)/AlOx( 3) mit einer Grenzflächenrauheit von 1,7 nm. Zur Unterstützung dieser Daten ist in Abb. 1b ein AFM-Bild dargestellt. Dort ist ein polykristalliner Film mit einer berechneten lateralen Korngröße von ~ 20 nm zu sehen. Frühere Arbeiten an bei Raumtemperatur mit EBE gewachsenen Nb-Dünnfilmen (\(t_{Nb} =\) 10–100 nm) haben bei der Ablagerung eine geringe Rauheit (mehrere nm RMS) und schwach strukturierte, polykristalline Filme mit einer Korngröße von ~ 10 nm ergeben Si26. Zusammengenommen stützt unsere strukturelle Charakterisierung diese Beobachtungen mit einer ähnlichen Morphologie und Rauheit der hier gezeigten Nb-Schichten, selbst im dünnen Bereich (5–50 nm).

(a) XRD-Spektren einer Dünnschichtprobe mit identifizierten Nb- (110) und Si-Substrat-Peaks (400). Der Einschub zeigt einen XRR-Scan für dieselbe Probe. Die durchgezogene rote Linie entspricht den Daten. (b) AFM-Bild des gleichen Nb(30)/AlOx(3)-Dünnfilms.

Als nächstes berichten wir über die Transporteigenschaften dünner EBE-Nb-Schichten im Bereich von \(t_{Nb} =\) 5–50 nm. Ein repräsentatives Diagramm des Filmwiderstands \(\rho \left( T \right)\) für die Probenserie ist in Abb. 2 dargestellt, entnommen aus einer Nb(20)/MgO(3)-Probe. Eine genauere Betrachtung des supraleitenden Phasenwechselbereichs (siehe Einschub in Abb. 2) zeigt einen schmalen stufenartigen Übergang (< 70 mK breit). Vergleichbare Merkmale werden in allen ungetemperten Proben beobachtet, mit geringen Abweichungen in der Breite oder funktionellen Form des supraleitenden Übergangs \(\rho \left( T \right)\). Die supraleitende Übergangstemperatur \(T_{c}\) und das Restwiderstandsverhältnis (RRR) [definiert als \(\rho \left( {T = 300 K} \right)/\rho \left( {T = 10 K} \right)\)] werden extrahiert und als Funktion von \(t_{Nb}\) in Abb. 3a bzw. b dargestellt. In allen Feldern werden Daten für Proben mit MgO- (rote Daten) und AlOx-Kappen (blaue Daten) angezeigt. In Abb. 3a sehen wir, dass der supraleitende Übergang in diesen dünnen ungetemperten Nb-Schichten (hohle Symbole) bemerkenswert robust ist, sogar bis zu \(t_{Nb} =\) 5 nm, mit \(T_{c}\) > 4 K in allen Fällen. Für eine gegebene Probenserie (z. B. bilden mit Al bedeckte und bei 300 °C getemperte Nb-Filme eine Probenserie) gibt es einen breiten Trend, der zeigt, dass \(T_{c}\) mit zunehmendem \(t_{Nb}) zunimmt. \). Dies ist auch beim Vergleich von RRR mit \(t_{Nb}\) der Fall und wurde in früheren Studien25,26,27,35,36 beobachtet. Der Vollständigkeit halber sind in Abb. 3a auch die resultierenden \(T_{c}\)-Werte für die S/F-Heterostrukturen dargestellt, die später in dieser Arbeit diskutiert werden [Nb(\(t_{Nb}\))/Pt(2)/ Co(0,8)/Pt(1,5)]. Die durch Nähe verursachte Unterdrückung von \(T_{c}\) ist in diesen Proben deutlich zu erkennen, mit einer Reduzierung von \(T_{c}\) um \(\sim\) um 1 K im Vergleich zu den einzelnen Nb-Filmen.

Spezifischer Widerstand \(\rho\) als Funktion der Temperatur \(T\) für eine Nb(20)/MgO(3)-Probe, gemessen mit der Van-der-Pauw-Methode. Der Einschub veranschaulicht den supraleitenden Übergang detaillierter. Es wurde festgestellt, dass \(T_{c}\) 7,03 K beträgt. Alle in dieser Studie angegebenen \(T_{c}\)-Werte werden unter Verwendung eines 50 %-Widerstandskriteriums ermittelt 37.

Daten aus Transportmessungen von Nb-Schichten. Fehlerbalken sind kleiner als die Symbolgröße. (a) \(T_{c}\) als Funktion der Nb-Dicke, \(t_{Nb}\). Beispiele für \(T_{c}\) für SF-Heterostrukturen sind in Lila dargestellt; (b) RRR als Funktion von \(t_{Nb}\). (c) \(T_{c}\) als Funktion von RRR für alle in (a) und (b) gesehenen Proben.

Eine weitere Betrachtung von Abb. 3b zeigt durchgehend niedrige RRR-Werte von ~ 1–2. Solche niedrigen Werte sind typisch26,38 für dünne polykristalline Filme, wenn Impulsstreuung an Korngrenzen auftritt, die aufgrund der geringen Korngröße in unseren Proben relativ häufig vorkommt (siehe Abb. 1b), und/oder Oberflächenstreuung als \(t_{Nb} \) nähert sich der mittleren freien Weglänge des Elektrons und dominiert. Wir können die Trends in Abb. 3 mit denen vergleichen, die in epitaktischen Dünnschichtproben gefunden wurden. Dicke (\(t_{Nb} =\) 400 bis 600 nm), (110)-orientierte Nb-Filme, die epitaktisch auf MgO und SrTiO3 gewachsen sind, zeigen ein „netzartiges“ Kristallwachstum mit RRR > 100 und \(T_{c} = \) 9,2 bzw. 8,7 K39. NaCl-Substrate ermöglichen ein (001)-orientiertes epitaktisches Wachstum, wobei ultradünne Filme (\(t_{Nb} =\) 4 bis 100 nm) einen RRR zwischen 1 und 5 und \(T_{c}\) zwischen 2 und 8,5 K27 aufweisen . In ähnlicher Weise zeigen epitaktische Dünnfilme, die auf (0001) Al2O3 gewachsen sind, RRR = 6, mit \(T_{c} =\) 9,1 K für \(t_{Nb} >\) 40 nm, bis hin zu RRR ~ 1,5 und \(T_ {c} =\) 6,5 K bei \(t_{Nb} =\) 10 nm 25. In dickeren Filmen wurde unabhängig von der Wahl der Al2O3-Orientierung im Allgemeinen ein RRR von über 90 gefunden, mit \(T_{c}\ ) nähert sich Massenwerten, \(T_{c} \sim\) 9,2 K40. Abhängig von der Wahl des Substrats und den Wachstumsparametern kann es natürlich zu einer großen Variation der Transporteigenschaften kommen, wir sehen jedoch natürlich eine verringerte RRR und \(T_{c}\) über alle getesteten Dicken unserer polykristallinen Filme hinweg. Trotz des im Allgemeinen größeren RRR und \(T_{c}\) stimmen die Trends in Abb. 3 dennoch gut mit dem Verhalten des Epitaxiesystems mit geringer Dicke (\(t_{Nb} \le 15\) nm) überein, insbesondere in Jiang et al.27, was möglicherweise auf eine Dominanz endlicher Größeneffekte wie schwache Lokalisierung, Lebensdauerverbreiterung und Oberflächenstreuung hinweist. Während diese \(T_{c}\)-Werte im Vergleich zu epitaktischen Systemen reduziert sind, zeigen sie eine deutliche Übereinstimmung mit polykristallinen Filmen und Wachstum auf Si-Substraten. Dort wird durchweg festgestellt, dass strukturelle Unordnung und endliche Größeneffekte RRR und \(T_{c}\)26,41,42,43\(,\) unterdrücken, was wie gezeigt eine quantitativ ähnliche Abhängigkeit von \(t_{Nb}\) ergibt Hier.

In Abb. 3c vergleichen wir \(T_{c}\) mit der impliziten Variation des RRR über die Probenserie hinweg und es wird ein klarer Zusammenhang sowohl für getemperte als auch nicht getemperte Proben deutlich. Lied et al. zeigten, dass \(T_{c}\) vom Verhältnis der Elektronen-Defekt-Streuungsrate und dem Elektron-Phonon-Kopplungsparameter in Nb-Filmen abhängt, wobei RRR als eindeutiger Proxy verwendet werden kann44. Dieser Befund wird durch die klare monotone Abhängigkeit in unseren Daten weiter untermauert.

Als nächstes untersuchen wir den Einfluss der Glühtemperatur \(T_{A}\) auf die Nb-Dünnfilme (vollständige Symbole). In Abb. 3a, b ist für AlOx-verdeckte Proben ersichtlich, bei denen \(t_{Nb}\) \(\ge\) 15 nm beträgt, sowohl \(T_{c}\) als auch RRR beim Tempern zunehmen. Es besteht jedoch eine klare nichtmonotone Abhängigkeit von \(T_{A}\), wobei das Glühen bei \(T_{A} =\) 300 °C zu größeren Erhöhungen von \(T_{c}\) und RRR führt. verglichen mit \(T_{A} =\) 600 °C. Der Effekt des Glühens wird durch die in Abb. 4a – c gezeigten Daten der Röntgenphotoelektronenspektroskopie (XPS) für Nb/AlOx-Proben verdeutlicht. Im ungeglühten Nb ist bei 73 eV ein dem metallischen Al zuzuordnender Peak sichtbar, der jedoch bei den getemperten Proben verschwindet, was auf die Oxidation des restlichen Al-Metalls an der Nb/AlOx-Grenzfläche hinweist, d. {c}\) Unterdrückung45. Allerdings führt das Glühen bei höheren Temperaturen (\(T_{A} =\) 600 °C) zu Nb2O-Peaks in den XPS-Daten, ein klarer Hinweis darauf, dass Sauerstoff in den Nb-Film eingedrungen ist (die Sondierungstiefe unserer XPS-Messung beträgt ~ 10). nm, davon 3 nm Deckmaterial). Dies wird durch die niedrigeren RRR-Werte (d. h. eine höhere Verunreinigungsdichte) für Proben, die bei \(T_{A} =\) 600 °C getempert wurden, im Vergleich zu \(T_{A} =\) 300 °C bestätigt.

XPS-Charakterisierung zur Veranschaulichung der Nb 3d- und Al 2p-Kernniveaus für mit Al2O3 bedecktes Nb (a) ungeglüht, geglüht bei (b) 300 °C und (c) 600 °C und (d) die Nb 3d- und Mg 2 s-Kernniveaus für MgO gedeckelt Nb. Der bei etwa 90 eV beobachtete Carbonatpeak kann einfach durch atmosphärische Verunreinigungen erklärt werden. Alle Nb-Filme sind 30 nm dick. Die Bindungsenergien für alle in dieser Abbildung gezeigten Elemente und Verbindungen werden durch diejenigen bestätigt, die in früheren Arbeiten 50,51,52,53,54,55,56,57,58 ermittelt wurden.

Wir interpretieren den Anstieg sowohl von RRR als auch von \(T_{c}\) beim Glühen bei niedriger Temperatur (\(T_{A} <\) 400 °C) als die Entfernung von Defekten (Punktdefekte, Leerstellen, Verunreinigungen) im Polykristall Filme. Bei der Untersuchung von AFM-Messungen getemperter Nb-Filme sehen wir einen leichten Anstieg der Korngröße von 20 auf ~ 24 nm für \(T_{A} =\) 600 °C, was bestätigt, dass sich die Korngröße selbst bei den höchsten erreichten Temperaturen nur geringfügig ändert. Diese Beobachtung steht im Einklang mit anderen Postwachstumsexperimenten sowohl von Nb-Filmen (\(t_{Nb} =\) 300 nm) als auch von Volumenexperimenten, bei denen Veränderungen in der Mikrostruktur erst oberhalb von \(T_{A} >\) 500 gefunden werden °C46 und der Beginn der Rekristallisation auf makroskopischen Längen wird erst oberhalb von 900 °C47 beobachtet. Diese Beobachtung stimmt auch mit der beobachteten Glühabhängigkeit der Transportmessungen in Abb. 3 überein: Oberhalb von \(T_{A} =\) 300 °C ist kaum eine weitere Verbesserung des RRR zu sehen, was darauf hindeutet, dass RRR (und \(T_{ C}\)) werden durch endliche Größeneffekte und/oder Korngrenzen- und Oberflächenstreuung zwischen 300 und 500 °C42,43 begrenzt. Tatsächlich wurde ein ähnlicher Befund in einer früheren Studie46 von gesputterten Nb-Dünnfilmen beobachtet, in denen ein Ex-situ-Tempern unter vergleichbaren Drücken und Temperaturen wie hier durchgeführt wurde. Unter Verwendung eines Mayadas-Shatzkes-Widerstandsmodells für polykristalline Dünnschichtmetalle48 haben Lacquaniti et al. zeigten, dass eine Verringerung des RRR auf die Sauerstoffdiffusion in die Nb-Körner zurückzuführen ist,46 wie es hier der Fall zu sein scheint. Betrachtet man die \(t_{Nb}\) = 5 nm-Proben, so nehmen \(T_{c}\) und RRR mit zunehmender Glühtemperatur kontinuierlich ab, was auf eine Oxidation der Nb-Körner über die gesamte Dicke des \(t_{ Nb}\) = 5-nm-Film, wiederum im Einklang mit XPS-Daten und Ref.46.

Abschließend wenden wir uns den mit MgO bedeckten Proben zu. Ungetempert weisen diese Proben größere \(T_{c}\)- und RRR-Werte auf als ihre Al-bedeckten Gegenstücke, obwohl in der Nähe der Oberfläche größere Mengen an NbOx vorhanden sind (siehe Abb. 4d). Das Vorhandensein von Nb2O5 in Abb. 4d ist natürlich mit passiver Oxidation verbunden, entweder durch O-Migration durch oder direkt aus der MgO-Schicht (die hohe Reinheit der Quelle und der sehr niedrige O-Partialdruck während der Abscheidung schließen eine wesentliche Kontamination der Masse aus). Aus O-Tracer-Diffusionsexperimenten49 geht hervor, dass die O-Diffusionslänge in Nb bei Raumtemperatur \(\lambda (T =\) 30 °C \()\sim\) 0,5 nm beträgt, daher ist diese Nb2O5-Schicht wahrscheinlich durch die Diffusionskinetik auf die begrenzt sehr nahe an der Nb/MgO-Grenzfläche, was mit der oberflächenempfindlichen XPS-Sonde (< 10 nm) übereinstimmt. Da die Oxidation in der Nähe der Oberfläche lokalisiert ist, hat dies nur geringe Auswirkungen auf die gesamten Transporteigenschaften des Massenfilms. RRR und \(T_{c}\) bleiben hoch. Beim Tempern auf \(T_{A} =\) 300 °C nimmt die O-Diffusionslänge jedoch schnell zu, \(\lambda (T =\) 300 °C \() >\) 500 nm, d. h. \(. \ lambda \gg t_{Nb}\) und überschüssiges O an der Grenzfläche dringt in den gesamten Nb-Film ein und reduziert schnell \(T_{c}\) und RRR.

Wir stellen fest, dass ein Vergleich zwischen Nb/MgO- und Nb/AlOx-Daten Unterschiede in den C1s-Spektren der verschiedenen verschlossenen Proben zeigt. Aus dem C1s-Signal geht hervor, dass es im Vergleich zu den AlOx-Spektren eine bemerkenswerte C-Intensität bei ~ 289 eV gibt, die einem Carbonat zugeschrieben wird, dessen Fehlen in den AlOx-bedeckten Proben auf geringfügige Wachstumsunterschiede zurückzuführen sein kann Umgebung, Probenverarbeitung oder atmosphärische Kontamination zwischen Wachstum und XPS-Messung.

Als nächstes berichten wir über die magnetischen und magnetotransportierenden Eigenschaften dünner EBE-SF-Geräte mit einer Struktur von SiOx/Nb(15)/Pt(\(t_{Pt,b}\))/Co(\(t_{Co}\ ))/Pt(\(t_{Pt,t}\))/Cu(0,5)/MgO(3), wobei Pt/Co/Pt als F-Schicht verwendet wird. Dabei variiert \(t_{Pt,b}\) (\(t_{Pt,t}\)) zwischen 0,8 und 2,5 nm (0,6–1,5 nm) und \(t_{Co}\) beträgt entweder 0,8 oder 1 nm. Heterostrukturen wurden mit und ohne Einschluss einer 5 nm dicken Cu-Schicht auf den SF-Schichten, dh Cu(0,5), gezüchtet. Der Vergleich dieser unterschiedlichen Strukturen ermöglichte es uns, das mögliche Vorhandensein und den Einfluss der Oxidation des Pt/Co/Pt-Ferromagneten unter der MgO-Deckschicht zu testen und eine N-Entkopplungsschicht für das zukünftige Wachstum von SFNF-Triplettventilen mit gemischter Anisotropie bereitzustellen. Wir haben keinen Unterschied zwischen der magnetischen Umkehrung der beiden Strukturen festgestellt und werden daher in dieser Arbeit nicht weiter zwischen den beiden Strukturen unterscheiden.

Normalisierte Out-of-Plane-Hysteresekurven \(M_{Z} \left( H \right)/M_{s}\), die mittels polarer magnetooptischer Kerr-Effekt-Mikroskopie (MOKE) erhalten wurden, sind in Abb. 5 für verschiedene dargestellt Nb(15)/F/Cu(0,5)/MgO(3)-Proben (F = Pt/Co/Pt). Zum Vergleich wurden auch Proben ohne Nb-Unterschicht gezüchtet: SiOx/Pt(2)/Co(\(t_{Co}\))/Pt(1), wobei \(t_{Co} =\) 1,5, 2, und 2,5 nm. Die SF-Filme zeigen eine Remanenz außerhalb der Ebene, bis zu 98 % für Nb(15)/Pt(2,5)/Co(0,8)/Pt(1,5) (siehe Abb. 5). Dies steht in krassem Gegensatz zu den ungepufferten Pt/Co/Pt-Schichten, die alle Remanenz in der Ebene zeigten, mit einem oberen Schätzwert für die effektive Anisotropie \(K_{eff} \sim\) − 7\(\times\) 105 J/m3. (Das negative Vorzeichen weist hier auf eine harte Achse senkrecht zur Filmebene hin.) Für die Nb-gepufferten Proben deutet dies natürlich auf einen erheblichen PMA in den SF-Heterostrukturen hin (1,2 \(\times\) 106 J/m3 sind erforderlich, um die Formanisotropie zu überwinden ); Ein bedeutsamer Befund, da die Pt-Schicht unter dem Co ultradünn ist (0,8 \(< t_{Pt,b} <\) 2,5 nm). Um dies weiter zu belegen, zeigt Abb. 5b Hystereseschleifen in der Ebene und außerhalb der Ebene, die mittels SQUID-Magnetometrie für eine Nb(15)/Pt(2)/Co(0,8)/Pt(1,5)/MgO(3)-Struktur erhalten wurden . Hier ist die erhebliche PMA deutlich zu erkennen, mit einer klaren leichten Achse senkrecht zur Filmebene und einem Anisotropiefeld von \(H_{K} \sim\) 4 kOe. Es ist bekannt, dass die Hybridisierung an der Pt/Co-Grenzfläche eine erhebliche PMA in der Co-Schicht induziert. Dies erfordert jedoch die Bildung einer wohlgeordneten Pt/Co-Grenzfläche und ist daher in dünnen, ungepufferten und ungetemperten (EBE)-Filmen typischerweise schwach , die typischerweise eine schlechte Benetzung und daher ein inselartiges Wachstum von Pt auf Si aufweisen. Diese Oberflächenabscheidungsenergie ist ein üblicher limitierender Faktor bei der Betrachtung des Pt-Wachstums auf Si und wird typischerweise durch die Verwendung einer hochschmelzenden Metallpufferschicht, z. B. Ta59, gemildert, um ein schichtweises Wachstum zu ermöglichen. Hier sehen wir, dass die Nb(15)-Unterschicht als wirksamer Keim für das Pt-Wachstum fungiert und der kombinierte Stapel daher eine wirksame PMA-Quelle darstellt, z. B. für Spinventile mit gemischter Anisotropie, selbst bei niedrigem \(t_{Pt,b} \) Werte, die für superspintronische Anwendungen erforderlich sind. Um die Pt/Co/Pt-Grenzflächen zu untersuchen, messen wir auch unbedecktes Nb(15)/Pt(2), Nb(15)/Pt(2)/Co(0,8) und Nb(15)/Pt(2)/Co (0,8)/Pt(1,5)-Filme mittels AFM. Diese zeigen eine RMS-Rauheit von 0,5 nm sowohl für die Pt/Co- als auch für die Co/Pt-Grenzfläche, mit einer Korngröße von unter 10 nm sowohl für die unteren Pt- als auch für die Co-Schichten, was auf glatte, geringe Rauheit und kleinkörnige Pt-Filme hinweist, die auf dem Nb gewachsen sind (15) Puffer.

Raumtemperatur-Magnetometrie. Alle gezeigten Proben haben eine Struktur aus Nb(15)/Pt/Co/Pt/Cu(0,5)/MgO(3). Die Felder werden mit 200 Oe/s gefegt. (a) Polare MOKE-Hystereseschleifen (rote und hellblaue Markierungen zeigen diejenigen ohne Cu an, dh 0 nm), wobei die Pt/Co/Pt-Dreischichten in der Legende beschrieben sind. Alle Dickenwerte sind in nm angegeben. (b) Repräsentative Hystereseschleifen in der Ebene und außerhalb der Ebene, aufgenommen mittels SQUID-Vibrationsprobenmagnetometrie der Nb(15)/Pt(2)/Co(0,8)/Pt(1,5)/MgO(3)-Struktur. Diese Probe hat einen \(T_{c} \ungefähr\) 3,64 K.

Aus Abb. 5 erhalten wir ein qualitatives Verständnis dafür, wie die normalisierte remanente Magnetisierung \(M_{R} /M_{s}\), (definiert als \(M\left( {H = 0} \right)/M_{s }\)) und das Koerzitivfeld \(H_{c}\) entwickeln sich, wenn \(t_{Pt,t}\) und \(t_{Pt,b}\) variiert werden. Wenn wir \(M_{R} /M_{s}\) untersuchen, sehen wir, dass \(M_{R} /M_{s}\) abnimmt, wenn wir die Pt-Dicke auf beiden Seiten des Co verringern. Frühere Studien haben gezeigt, dass die PMA-Festigkeit offenkundig vom \(t_{Pt}\) an der unteren Pt/Co-Grenzfläche abhängt60,61. Dies ist insbesondere auf die erhöhte Grenzflächenrauheit zurückzuführen, die mit einer Verringerung von \(t_{Pt,b}\) einhergeht, sowie auf die endliche Dicke, die zur Bildung einer vollständigen Pt/Co-Grenzfläche erforderlich ist60,61. Die dünnsten Pt-Schichten (\(t_{Pt,b} <\) 1 nm) sind mit dieser Grenzflächeninhomogenität vergleichbar und in dieser dünnen Grenze (die wir in einer Gesamtbemühung untersuchen, um die schädlichen Auswirkungen von Pt auf den Suprastromtransport zu minimieren) , würden wir einen hohen Grad an Empfindlichkeit gegenüber \(t_{Pt,b}\) und \(t_{Pt,t}\) erwarten. Dies wird tatsächlich beobachtet und macht sich besonders bei der Variation von \(M_{R}\) vs. \(t_{Pt,b}\) bemerkbar, wo eine starke Abhängigkeit zwischen \(t_{Pt,b} =\) 0,6 besteht und 2,5-nm-Proben. Kehren wir nun zu den \(H_{c}\)-Werten in Abb. 5 zurück, stellen wir fest, dass Strukturen mit demselben \(t_{Co}\) vergleichbare Koerzitivfeldstärken aufweisen. Im begrenzten Bereich der Domänenwandkeimbildung, d. \) wird voraussichtlich überwiegend durch \(t_{Co}\) und die Co-Mikrostruktur60,62 bestimmt. Während die Invarianz von \(H_{c}\) angesichts der Konstante \(t_{Co}\) zwischen den Proben daher erwartet werden kann, deutet dies auch auf eine konsistente Mikrostruktur des Co-Films über die unterschiedlichen Dicken der Pt-Unterschicht hin und möglicherweise auch auf ähnliche fcc (111)-Texturierung der Co-Schicht für alle \(t_{Pt}\)60.

Schließlich betrachten wir im Hinblick auf zukünftige superspintronische Messungen eine magnetische Umkehrung nahe \(T_{c}\). Magnetotransportmessungen wurden bei \(T =\) 4 K (\(T_{c} =\) 2,84 K) in beiden Längsrichtungen durchgeführt, \(\rho_{xx} = V_{x} \left( {H_{x} } \right){ }/I_{x}\) (dh \(H_{x} \equiv H_{\parallel }\)) und Hall-Geometrien, \(\rho_{xy} = V_{y} \left ( {H_{z} } \right){ }/I_{x}\) (also \(H_{z} \equiv H_{ \bot }\)), [wobei der Index die Orientierungsachse bezeichnet, siehe Abb. 6a Einschub]. Abbildung 6a zeigt den normalisierten Hall-Widerstand \({{ \Delta }}\rho_{xy} \left( {H_{z} } \right)\), der empfindlich auf den anomalen Hall-Effekt (AHE) in der Co-Schicht reagiert . Dort sehen wir eine AHE-Schleife, die mit einer einfachen Achsenumkehr außerhalb der Ebene übereinstimmt und mit Raumtemperaturmessungen übereinstimmt. Der Vergleich mit MOKE-Daten aus Abb. 5 (grüne Daten) zeigt einen Anstieg sowohl von \(H_{c}\) von 108 auf 534 Oe als auch von \(M_{R} /M_{s}\) von 0,67 auf 0,74. Der Anstieg von \(M_{R}\) deutet natürlich auf einen Anstieg von PMA hin, wenn \(T\) abnimmt; Dieser Anstieg spiegelt die Potenzgesetzabhängigkeit für die Grenzflächenanisotropie wider, \(K_{s} \propto M_{s}^{\gamma } (\) mit \(\gamma = 3\) in Co63) und schwache Variation in \( M_{s} \left( T \right)\) in Co-Dünnfilmen zwischen 4 und 300 K (Curie-Temperatur \(T_{c}\) = 1400 K für Bulk-Co). Da es sich bei der Domänenwandkeimbildung um einen thermisch aktivierten Prozess handelt, würde es beim Abkühlen natürlich zu einem Anstieg von \(H_{c}\) kommen; die Verfünffachung ist dennoch beachtlich. Dies kann durch den gleichzeitigen Anstieg von \(K_{s}\) und \(M_{s}\) bei abnehmendem \(T\) in Einklang gebracht werden, die beide dazu dienen, die Energiebarriere für Keimbildung und Umkehr zu erhöhen und dadurch \(M_{s}\) zu erhöhen. (H_{c}\). Zum Vergleich ist in Abb. 6b der normalisierte longitudinale Magnetowiderstand dargestellt, \({\Delta }\rho_{xx} \left( {H_{x} } \right)\), der herkömmlicherweise empfindlich auf den anisotropen Magnetowiderstand (AMR) reagiert ) der Co-Schicht. Im Gegensatz zu Abb. 5a zeigt das AMR-Signal Anzeichen einer Umkehrung der leichten Achse in der Ebene, was möglicherweise auf ein System mit geringer Anisotropie hinweisen würde, d. h. wo \(\mu _{0} {{M_s}^{2}} { \sim K_s}\), so dass ein Schalten in der Ebene mit geringer Remanenz und niedriger Koerzitivfeldstärke auftritt, wenn das Feld in der Ebene zyklisch betrieben wird, trotz einer insgesamt außerhalb der Ebene liegenden einfachen Achse64,65.

Magnetotransportcharakterisierung einer Nb(15)/Pt(0,8)/Co(1)/Pt(0,6)/Cu(5)/MgO(3)-Mehrfachschicht. Die Probe wird in Abwesenheit eines Magnetfelds von Raumtemperatur abgekühlt. Nachfolgende Daten werden bei \(T =\) 4 K aufgezeichnet. Vor jeder Messung findet eine Entmagnetisierung statt. Während der Messungen wird das Feld mit einer Geschwindigkeit von 25 Oe/s überstrichen. Vorwärts- und Rückwärtsfelddurchläufe werden durch rote bzw. rosafarbene Markierungen angezeigt. (a) Prozentuale Änderung des Hall-Widerstands, \({\Delta }\rho_{xy}\), als Funktion des außerhalb der Ebene angelegten Feldes, \(H_{z}\). Beachten Sie, dass \({\Delta }\rho_{xy} = \left( {\rho_{xy} \left( H \right) - \rho_{xy,0} } \right)/\rho_{xy,0} \), wobei \(\rho_{xy,0} = \left[ {\rho_{vorwärts} \left( {H = 0} \right) - \rho_{rückwärts} \left( {H = 0} \right )} \right]/2\). Einschub, schematische Darstellung der Messausrichtung. Gelbe Quadrate an den Ecken kennzeichnen elektrische Kontaktpunkte. (b) Prozentuale Änderung des AMR-Widerstands, \({\Delta }\rho_{xx}\), als Funktion des in der Ebene angelegten Feldes, \(H_{x}\). \({\Delta }\rho_{xx} = \left( {\rho_{xx} \left( H \right) - \rho_{xx} \left( {H = 0} \right)} \right)/ \rho_{xx} \left( {H = 0} \right)\).

Eine weitere Analyse des Zusammenspiels zwischen \(t_{Pt,b}\), \(t_{Co}\) und der daraus resultierenden Auswirkung auf die Co-Anisotropie ist in Abb. 7 zu sehen. Hier ist das Anisotropiefeld, \(H_ {K}\), d. h. das Feld in der Ebene, das zur Sättigung der Probe erforderlich ist, wurde über den planaren Hall-Effekt für Proben mit einer Konstante \(t_{Pt,t}\) = 1,5 nm und variierendem \(t_) gemessen. {Pt,b}\) und \(t_{Co}\). Das gemessene Anisotropiefeld ist durch66 mit der effektiven Anisotropiekonstante \(K_{eff}\) verknüpft

wobei angenommen wird, dass \(M_{s}\) die Massensättigungsmagnetisierung von Co ist: 1,4 \(\times\) 106 A/m. Abbildung 7a zeigt \(H_{K}\) und den entsprechenden \(K_{eff}\) vs. \(t_{Co}\) für verschiedene \(t_{Pt,b}\). Hier gilt: 3 < \(K_{eff}\) < 7,5 · 105 J/m3, was im Allgemeinen mit Studien vergleichbarer Co- und Pt-Dicken unter Verwendung verschiedener hochschmelzender Metallkeimschichten (wie Ru und Ta)61,67 übereinstimmt, 68. Es wird keine klare Abhängigkeit von \(K_{eff}\) von \(t_{Pt,b}\) und \(t_{Co}\) gefunden, was höchstwahrscheinlich auf den begrenzten Bereich von \(t_{ Pt,b}\)- und \(t_{Co}\)-Werte untersucht. Unter Berücksichtigung sowohl der Grenzflächen- als auch der Formanisotropie ergibt sich die effektive Anisotropie zu:

Magnetische Eigenschaften von Nb(15)/Pt(\(t_{Pt,b}\))/Co(\(t_{Co} )\)/Pt(1,5)/MgO(3)-Proben, abgeleitet aus Magnetowiderstands-Hall-Messungen. Die Felder wurden in der Ebene ausgebracht und mit 200 Oe/s gefegt. (a) Senkrechtes Anisotropiefeld, \(H_{K}\), (linke Achse), geschätzt aus dem Sättigungsfeld der harten Achse, d. h. einer in der Ebene angelegten Feld-Hall-Messung, und der entsprechenden Nettoanisotropie, \(K_{eff} \), (rechte Achse) als Funktion der Kobaltdicke, \(t_{Co}\), für jede untere Pt-Dicke. (b) Oberflächenanisotropie pro Einheit Kobaltdicke, \(K_{s} /t_{Co}\), als Funktion der unteren Pt-Dicke, für die gleichen Proben wie in (a).

Hier bezeichnet \(K_{s}\) die Grenzflächenanisotropie zwischen den beiden Pt- und Co-Grenzflächen und der zweite Term stellt die Formanistropie für den dünnen Film dar. Abbildung 7b zeigt \(K_{s} /t_{Co}\) vs. \(t_{Pt,b}\). Wieder sehen wir, dass \(K_{s} /t_{Co}\) einen nahezu konstanten Wert von \(\sim\) 17,5 \(\times\) 105 J/m3 annimmt, was vergleichbar ist mit \(K_{ s} /t_{Co} =\) 18 \(\times\) 105 J/m3 beobachtet für Ta-gepuffertes Pt/Co/Pt in Lit.67, was wiederum die beträchtliche PMA widerspiegelt, die für die gepufferten Filme erzeugt wird. Dieser Wert von \(K_{eff}\) weist auf ein System in der Nähe des Spin-Reorientierungsübergangs65 hin und erklärt daher natürlich die scheinbar leichte Achsenumschaltung, die sowohl in der Ebene (Abb. 6a) als auch außerhalb der Ebene zu beobachten ist ( Abb. 6b) Magnetotransport.

In dieser Arbeit haben wir die supraleitenden und magnetischen Eigenschaften von EBE-polykristallinen Nb/Pt/Co/Pt-Heterostrukturen untersucht. Wir finden, dass EBE einen einfachen Weg zu hochwertigen Nb-Dünnfilmen bietet und hier zuverlässige \(T_{c}\)-Werte von mehr als 5 K zeigt, sogar bis hinunter zu \(t_{Nb} =\) 5 nm in ungetemperten, polykristallinen Filmen. Darüber hinaus stellen wir fest, dass mit Al bedeckte Nb-Filme über 5 nm für das Post-Wachstums-Tempern geeignet sind, wobei durchweg Steigerungen von \(T_{c}\) von über 2 K erreicht werden. Die Möglichkeit, dünne SF-Heterostrukturen über Sichtlinienabscheidungsmethoden abzuscheiden, eröffnet mehrere Möglichkeiten für zukünftige Superspintronikanwendungen. Erstens bietet die Untersuchung dünner Nb-Schichten das Potenzial für Einblicke in gekreuzte Andreev-Reflexion, elastisches Co-Tunneling und induzierte Triplett-Paarungszustände von Triplett-Superströmen69,70 sowie die Verbesserung von Grenzflächeneffekten in grundlegenden Spintransportstudien. Darüber hinaus ermöglicht die Fähigkeit, supraleitende Filme mit einer Dicke von weniger als 10 nm herzustellen, auch eine einfachere Integration von S-Schichten in komplexere Gerätegeometrien, einschließlich dünner supraleitender Spin-Valve-Geräte. Da es sich bei EBE um eine Sichtlinien-Abscheidungstechnik handelt, bietet sie den weiteren Vorteil, dass sie sich gut für die (positive) maskenbasierte Lithographie, Glanzwinkelabscheidung und Schablonenbeschichtung eignet, wodurch reduktives Ätzen überflüssig wird und problemlos 3D möglich ist Superspintronische Strukturen.

Durch die Untersuchung der Eigenschaften von EBE-Pt/Co/Pt-Dreischichten mit und ohne Nb(15)-Unterschichten zeigen wir, dass Nb als wirksame Pufferschicht für das Pt-Wachstum fungiert und signifikante PMA in ultradünnen (\(t_{Pt,b}) \) und \(t_{Pt,t} <\) 1 nm) Heterostrukturen. Die Remanenz außerhalb der Ebene in Co-Dünnfilmen wird sowohl bei Raumtemperatur mithilfe der MOKE-Mikroskopie als auch bei niedriger Temperatur nachgewiesen, wie durch Magnetotransportmessungen oberhalb von \(T_{c}\) nachgewiesen wird.

Die Ergebnisse unterstreichen das Potenzial von All-EBE-Heterostrukturen, neue, relativ einfache Wege zur Entwicklung superspintronischer Geräte zu bieten, bei denen ultradünne Schichten mit gemischter magnetischer Anisotropie der Schlüssel sind, und ebnen möglicherweise den Weg zur Aufklärung der komplizierten Physik, die den in SF aktiven Grenzflächen-Spintransportmechanismen zugrunde liegt Strukturen.

Die vorgestellten Proben wurden mittels EBE in einem UHV-Abscheidungssystem mit mehreren Quellen hergestellt. Im selben Vakuumschritt wurden nacheinander mehrere Schichten abgeschieden, um eine Kontamination und Oxidation der Grenzflächen zu vermeiden. Die Wachstumskammer wird mit einer Ionenpumpe und einem Kryomantel aus flüssigem Stickstoff gepumpt, wobei der Basisdruck in der Größenordnung von 10–10 mBar liegt. Während des Wachstums wurde ein Restdruck in der Größenordnung von 10–8 mBar aufrechterhalten. Es ist bekannt, dass O leicht mit Nb reagiert und dass interstitielles O einen erheblichen Einfluss auf die Übergangstemperatur hat, indem es \({T}_{c}\) um 0,93 K pro at.%71 verringert. Eine Restgasanalyse, die unmittelbar vor und nach der Nb-Abscheidung durchgeführt wurde, ergab O-Werte unterhalb der Nachweisschwelle (\(\lesssim\) 10–11 mBar), wobei der Restdruck der Kammer aufgrund der geringen Pumpeffizienz des Moleküls von H2 dominiert wurde über Ionenpumpe. Der Nb-Herd hat einen großen Quelle-Substrat-Abstand von 725 mm und sorgt so für ein äußerst gleichmäßiges Filmwachstum.

Alle Proben wurden auf thermisch oxidierten Si (100)-Substraten (SiOx-Dicke = 200 nm) gezüchtet, die auf einem unbeheizten Probentisch standen. Die Reinheiten und Abscheidungsraten des Ausgangsmaterials waren: Nb, 99,95 %, 0,3 Å/s; Pt, 99,99 %, 0,05 Å/s; Co, 99,95 %, 0,05 Å/s; Cu, 99,999 %, 0,3 Å/s; MgO, 99,95 %, 0,25 Å/s; und Al, 99,999 %, 0,2 Å/s. Die Dicke der Ablagerungen wurde während des Wachstums mithilfe eines kalibrierten Quarzkristallmonitors überwacht und nach der Ablagerung mithilfe von XRR mit streifendem Einfall verifiziert. Die Proben werden ex-situ auf einer Plattenheizung bei einem Basisvakuum von ca. 10–6 mbar und Temperaturen von entweder 300, 400, 500, 600 °C für 1 Stunde getempert (ohne Berücksichtigung der Zeit, die zum Hoch- und Runterfahren benötigt wird). Temperaturen). Zur Aufrechterhaltung der HV-Bedingungen während des Glühens werden ein Kryomantel und eine Turbopumpe eingesetzt.

Nach der Herstellung wurden XRD- und XRR-Analysen mit einem Rigaku Smartlab-Röntgendiffraktometer mit einer Kupferanode (einfallende Strahlung = Cu K \(\alpha_{1}\)) durchgeführt. Temperatur- und magnetfeldabhängige Messungen des elektrischen Transports wurden in einem 4He-Kryostat mit geschlossenem Kreislauf und einem extern angelegten Magnetfeld von bis zu 10 kOe durchgeführt. Die Proben wurden entweder in der Van-der-Pauw-Geometrie72 oder der traditionellen Inline-4-Punkt-Sonden-Transportgeometrie unter Verwendung einer Lakeshore 372 AC-Widerstandsbrücke gemessen, die auf einen Konstantstrommodus eingestellt war, wobei die Kontakte über eine Schalttafel des Keithley 3706A-S-Systems permutiert wurden. Alle Geräte werden im Nullfeld gekühlt und vor der Durchführung der Messungen entmagnetisiert. Die supraleitenden Übergangstemperaturen jeder Probe wurden bei mehreren Aufwärmvorgängen gemessen, um den statistischen Fehler zu berechnen. Dies wurde typischerweise bei etwa 20 mK festgestellt. Messungen des magnetooptischen Kerr-Effekts bei Raumtemperatur und SQUID-VSM wurden mit einem NanoMOKE3- bzw. Quantum Design MPMS 3-Magnetometer von Durham Magneto Optics Ltd durchgeführt. Die mikrostrukturelle Charakterisierung wurde mit einem Agilent 5600LS Rasterkraftmikroskop (AFM) durchgeführt. XPS-Daten wurden mit einer Phi Versa Probe III unter Verwendung einer monochromatischen Al Kα-Quelle (\(h\nu\) = 1486,6 eV) bei einem Druck von 10–10 mbar erfasst. Die Auflösung des Spektrometers wurde durch Messung einer mit Ar+-Ionen gesputterten polykristallinen Au-Folie und Anpassung des Fermi-Niveaus mithilfe einer mit einer Gaußschen Funktion gefalteten Fermi-Dirac-Verteilungsfunktion bestimmt. Die Halbwertsbreite wurde mit 0,5 eV bestimmt. Da die Proben auf einem nichtleitenden Substrat abgeschieden wurden, wurde die Ladungsneutralisierung mithilfe einer Elektronenflutkanone (kompensierende Aufladung) durchgeführt, die mit einer niederenergetischen Argonionenquelle gekoppelt war (um die Sättigung der Elektronen aus der Elektronenkanone auszugleichen). Die Kernwerte wurden mit einer Analysatordurchgangsenergie von 55 eV und einer Schrittgröße von 0,01 eV gemessen. Zur Analyse solcher Spektren wurden Voigt-Funktionen für die isolierenden Kernebenen Al2O3, MgO und NbOx verwendet. Für metallische Nb-Peaks wurde jedoch eine Doniach-Šunjić-Linienform verwendet, um den hohen Bindungsenergie-Tailing zu erklären, der aus dem Energieverlust der Photoelektronen an Leitungsbandplasmonen resultiert.

Die während der aktuellen Studie generierten und/oder analysierten Datensätze sind auf begründete Anfrage beim jeweiligen Autor erhältlich.

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Wir danken Tim Veal für nützliche Diskussionen. Die Autoren danken Gavin BG Stenning für die Anleitung mit dem MPMS3-Instrument am ISIS Materials Characterization Laboratory, STFC Rutherford Appleton Laboratory. Die Arbeit an der University of Liverpool wurde von der UK Royal Society, Grant No. RGS\R2\180208, und UK EPSRC, Grant Nos. EP/V035134/1 & EP/R513271/1, unterstützt. Die Arbeiten an der Universität Oxford werden vom EPSRC (EP/T001038/1) finanziert, unter anderem durch das Henry Royce Institute (EP/R010145/1) für Investitionsgüter.

Fachbereich Physik, University of Liverpool, Liverpool, L69 7ZE, Großbritannien

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

Department of Materials, University of Oxford, Parks Road, Oxford, OX1 3PH, Großbritannien

JEN Swallow & RS Weatherup

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DB und L.O'B. konzipierte und gestaltete die Studie. DB, AJW und RB entwickelten Filmwachstums- und elektronische Transportmessungen. DB führte die Filmabscheidung durch, führte Tieftemperaturtransport-, Röntgen- und Magnetometriemessungen durch und analysierte die anschließenden Daten. JENS führte XPS unter Anleitung von RSW durch. XPS-Daten wurden von LAHJ unter Anleitung von VRD analysiert. AFM wurde von TB durchgeführt und von DB analysiert. Alle Co-Autoren trugen zum Verfassen des Manuskripts bei.

Korrespondenz mit L. O'Brien.

Die Autoren geben an, dass keine Interessenkonflikte bestehen.

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Nachdrucke und Genehmigungen

Bromley, D., Wright, AJ, Jones, LAH et al. Elektronenstrahlverdampfung von Supraleiter-Ferromagnet-Heterostrukturen. Sci Rep 12, 7786 (2022). https://doi.org/10.1038/s41598-022-11828-y

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Eingegangen: 07. Februar 2022

Angenommen: 29. April 2022

Veröffentlicht: 11. Mai 2022

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

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