| ДОКЛАД
ПО ФИЗИКЕ
НА ТЕМУ:
«СВЕРХПРОВОДНИКИ»
Выполнил ученик 10«А» класса
Школы№528 ЦАО города МОСКВЫ
Саная А. Г.
МОСКВА 14.03.1999 год
Сверхтонкие YBCO пленки с Тс
выше 77К
Сверхтонкие (< 10нм) ВТСП пленки представляют интерес как для физических исследований, так и для практического использования, в частности в СВЧ-электронике: джозефсоновские переходы, полевые приборы, нелинейные элементы микроволновых схем, инфракрасные детекторы и т.п.
Однако критическая температура Тс
пленок YBCO резко снижается при уменьшении толщины ниже 10нм. Ответственность за это несут как фундаментальные механизмы (переход Костерлитца - Таулесса, передача заряда подвижных носителей через интерфейс), так и чисто технологические причины – рассогласование параметров решетки подложки и растущей пленки. Стандартный прием улучшения сверхпроводящих свойств сверхтонких пленок – использование буферного слоя между подложкой и пленкой; при этом материал буферного слоя должен иметь неметаллические свойства и максимально близкие к YBCO параметры решетки. Лучшим буферным материалом для YBCO оказался PrBa2
Cu3
O7
(PBCO); его использование существенно повысило значение Тс
, но важный рубеж в 77К так и не был перейден.
Для улучшения сверхпроводящих свойств сверхтонких YBCO пленок в отделе член-корр. РАН Игоря Всеволодовича Грехова (ФТИ им. Иоффе РАН) предложили принципиально новую структуру буферного слоя – композитный диэлектрик, состоящий из кристаллитов изолятора YBa2
NbO6
(YBNO) и сверхпроводника (YBCO). Такой слой можно приготовить методом лазерного распыления мишени, синтезированной из окислов Y, Ba, Cu, Nb. Пленка буферного слоя с типичной толщиной ~ 30нм формируется на подложке SrTiO3
. Дифракционные рентгеновские спектры показывают, что буферная пленка состоит из смеси фаз YBCO (с пониженным содержанием кислорода) и YBNO, имеющей кубическую структуру в постоянной решетки a
=0.84нм. Характерный размер гранул - 100-500нм.
Исследования ранних стадий роста пленок с помощью атомно-силового микроскопа показали, что фаза YBCO в буферном слое демонстрирует 3-D островковый рост, а фаза YBNO формирует ровное плато. Обе фазы сосуществуют бок о бок, и вблизи границы раздела фаз на диэлектрическом плато YBNO всегда присутствует некоторое количество 2-D зародышей YBCO, которые могут являться центрами зародышеобразования нового молекулярного слоя YBCO при осаждении YBCO на YBaCuNbO буферный слой.
Сверхтонкие пленки YBCO, осажденные непосредственно на подложку SrTiO3
, формируются путем двумерного зародышеобразования с последующим ростом в плоскости a-b.
В то же время как механизмом роста сверхтонких пленок YBCO на YBaCuNbO буферном слое является локальное распространение ступеней. В результате сверхтонкие пленки YBCO, осажденные на SrTiO3
подложку и на YBaCuNbO буферный слой, имеют разную морфологию поверхности. Авторы считают, что именно механизм роста путем локального распространения ступеней позволяет улучшить совершенство кристаллической структуры сверхтонкой YBCO и увеличить критическую температуру.
Применение принципиально нового буферного слоя позволило поднять Тс
с 68К до 80К (в пленке толщиной в 3 ячейки) и до 86К (в пленке толщиной в 4 ячейки). Это пока лучший в мире результат для пленок YBCO такой толщины.
Библиография
Physica C, 1997, 276,
с.18
Proc.MRS 1998 Fall Meeting, Boston, USA
Контакты сверхпроводника с ферромагнетиком
Исследование процессов на границе сверхпроводника с ферромагнитным металлом привело к необычным результатам: немонотонная зависимость сверхпроводящей критической температуры многослойных структур ферромагнетик (F
) - сверхпроводник (S
), нетривиальное поведение магнитосопротивления SFS
структур и подавление сверхпроводящих свойств в результате спин-поляризованной инжекции.
В конце 1998 - начале 1999 года появился ряд новых интригующих публикаций. Так, в работе экспериментально исследовались тонкопленочные наноструктуры, образованные кобальтом или никелем со свинцом. Основная идея заключается в том, что андреевское отражение на FS
границе очень чувствительно к поляризации электронов проводимости в ферромагнетике. Действительно, согласно стонеровской зонной модели ферромагнетизм в металлах обусловлен различным заполнением подзон, образуемых электронами с противоположными направлениями спинов. В то же время для прохождения электрона из нормальной обкладки в сверхпроводящую “подлетающий” к NS
границе электрон должен захватить с собой другой электрон с противоположным импульсом и спином, чтобы образовать в сверхпроводнике куперовскую пару (на языке андреевского отражения это означает, что электронное состояние рассеивается в дырочное с противоположным спином и импульсом, практически совпадающим с импульсом исходного электрона).
Однако, если “подлетающий” электрон принадлежит, например, к доминирующей подзоне ферромагнетика, то у него могут возникнуть проблемы с поиском партнера, так как плотность электронов на поверхности Ферми для другой подзоны (с противоположным спином) заметно меньше. В результате андреевское рассеяние должно подавляться в ферромагнитных металлах вплоть до полного исчезновения, если мы имеем дело со 100% поляризованной зонной структурой. Именно явление подавления андреевского отражения в NS контактах при замене обычного нормального металла на ферромагнетик и было подтверждено данными авторов. В другой экспериментальной работе изучен собственно эффект близости, т.е. проникновение сверхпроводящих свойств вглубь ферромагнетика. Как известно, в грязном пределе энергетической характеристикой, определяющей эффект близости, является величина, равная h D/L
, где D -
коэффициент диффузии, а L
- размер образца. Верно и обратное утверждение: расстояние, на которое проникает сверхпроводимость, по порядку величины равно O h D/E
, здесь E
– это характерная энергия, определяющая подавление сверхпроводящего спаривания в нормальном материале. В случае ферромагнетика в качестве E
следует взять энергию обменного взаимодействия, которую в свою очередь можно положить равной температуре Кюри. Так вот, выполненная таким образом оценка дала для контакта кобальта со сверхпроводящим алюминием очень заниженные результаты, т.е. реальная длина затухания сверхпроводящих свойств в кобальте оказалась намного больше теоретически предсказанной.
Упомянем еще теоретические расчеты проводимости мезоскопических FS
структур, выполненные R. Seviour и C. J. Lambert из Великобритани совместно с А. Ф. Волковым из ИРЭ, а также I. Zutic и O. T. Valls из США. Ими предсказано немонотонное поведение дифференциальной проводимости как функции напряжения при напряжениях, отвечающих зеемановскому расщеплению, в районе нулевых смещений и пр. И, наконец, остановимся на цикле работ T. W. Clinton и M. Johnson из Naval Research Laboratory (Washington), которые предложили управляемый джозефсоновский элемент на основе простой двуслойной геометрии, где тонкая ферромагнитная пленка локально подавляет своим магнитным полем сверхпроводимость в полоске, на которую она нанесена, порождая тем самым слабую связь. Наблюдение ступенек Шапиро подтвердило наличие нестационарного эффекта Джозефсона в данной структуре, которую авторы считают перспективным элементом будущей криоэлектроники.
Библиография
J. Low Temp. Phys., 1986, 63
, с.307
J. Phys. Condens. Matter, 1996, 39
, с.L563
Phys. Rev. Lett., 1997, 78
, с.1134
Phys. Rev. Lett., 1998, 81
, с.3247
Phys. Rev. Lett., 1995, 74
, с.16570
Phys. Rev. B, 1998, 58
, с.R11872
Appl. Phys. Lett., 1997, 70
, с.1170
J. Appl. Phys., 1998, 83
, с.6777
|
