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 PrBa2Cu3O7 (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 YBa2NbO6 (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.