Сверхтонкие пленки

С в е рхтонкие YBCO пленки с Т с вы ше 77К Сверхтонкие (< 10нм ) ВТСП пленки предста вляют интерес как для физических исследований , так и для практического использования , в частности в СВЧ-электронике : джозефсоновски е переходы , полевые приборы , нелинейные элемен ты микроволновых схем , инфракрасные детекторы и т.п. Однако критическая температура Т с плен ок YBCO резко снижается при уменьшении то лщины ниже 10нм . Ответственность за это нес ут как фундаментальные механизмы (переход Кос терлитца - Таулесса , передача заряда подвижных носителей через интерфейс ), так и чисто те хнологические причины – рассогласование парамет ров решетки подложки и растущей пл енки . 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. Луч шим буферным материалом для YBCO оказался PrBa 2 Cu 3 O 7 (PBCO); его использование существенно повы сило значение Т с , но важный рубеж в 77К так и не был перейден. Для улучшения сверхпроводящих свойств све рхтонких YBCO пленок в отделе член-корр . РАН И горя Все володовича Грехова (ФТИ им . Ио ффе РАН ) предложили принципиально новую струк туру буферного слоя – композитный диэлектрик , состоящий из кристаллитов изолятора YBa 2 NbO 6 (YBNO) и сверхпроводника (YBCO). Такой слой можно приготовить методом лазерного расп ыления мишени , синтезированной из окислов Y, Ba, Cu, Nb. Пленка буферного слоя с типичной толщи ной ~ 30нм формируется на подложке SrTiO 3 . Дифракционные рентге новские спектры показывают , что буферная плен ка состоит из смеси фаз YBCO (с пониженным с одержанием кислорода ) и YBNO, имеющей ку бическую структуру в постоянной решетки a =0.84нм . Характерный размер гранул - 100-500нм. Исследования ранних стадий роста пленок с помощью атомно-силового микроскопа показал и , что фаза YBCO в буферном слое демонстрир ует 3-D островковый рост , а фаза YBNO формир ует ровное плато . Обе фазы сосуществуют бо к о бок , и вблизи границы раздела фаз на диэлектрическом плато YBNO всегда присутству ет некоторое количество 2-D зародышей YBCO, которые могут являться центрами зародыше о браз ования нового молекулярного слоя YBCO при осажде нии YBCO на YBaCuNbO буферный слой. Сверхтонкие пленки YBCO, осажденные непосредствен но на подложку SrTiO 3 , формируются путем двумерного зародышеобраз ования с последующим ростом в плоскости a-b. В то же в ремя как механизмом роста сверхтонких пленок YBCO на YBaCuNbO буферном слое является лок альное распространение ступеней . В результате сверхтонкие пленки YBCO, осажденные на SrTiO 3 подложку и на YBaCuNbO буферный слой , имеют разную морфологию по верхности . А вторы считают , что именно механизм роста путем локального распространения ступеней позволяет улучшить совершенство кри сталлической структуры сверхтонкой YBCO и увеличить критическую температуру. Применение принципиально нового буферного слоя позволило подн ять Т с с 68К до 80К (в пленке тол щиной в 3 ячейки ) и до 86К (в пленке т олщиной в 4 ячейки ). Это пока лучший в м ире результат для пленок YBCO такой толщины. Библиография Physica C, 1997, 276, с .18 Proc.MRS 1998 Fall Meeting, Boston, USA Контакты сверхпров одника с ф ерромагнетиком Исследование пр оцессов на границе сверхпроводника с ферромаг нитным металлом привело к необычным результат ам : немонотонная зависимость сверхпроводящей крит ической температуры многослойных структур ферром агнетик ( F ) - свер хпроводник ( S ), нетривиальное поведение магнитосопротивления SFS структур и подавление сверхпроводящих свойств в рез ультате спин-поляризованной инжекции. В конце 1998 - начале 1999 года появился ряд новых интригующих публикаций . Так , в работе экспериментально иссле довались тонкопленочн ые наноструктуры , образованные кобальтом или никелем со свинцом . Основная идея заключается в том , что андреевское отражение на FS границе очень чувствительно к поляризации электронов прово димости в ферромагнетике . Действительно , соглас но стонеровской зонной модели ферромагнет изм в металлах обусловлен различным заполнени ем подзон , образуемых электронами с противопо ложными направлениями спинов . В то же врем я для прохождения электрона из нормальной обкладки в сверхпроводящую “подлетающий” к NS грани це электрон должен захватить с собой друг ой электрон с противоположным импульсом и спином , чтобы образовать в сверхпроводнике куперовскую пару (на языке андреевского отраж ения это означает , что электронное состояние рассеивается в дырочное с прот ивопол ожным спином и импульсом , практически совпада ющим с импульсом исходного электрона ). Однако , если “подлетающий” электрон прина длежит , например , к доминирующей подзоне ферро магнетика , то у него могут возникнуть проб лемы с поиском партнера , так как плот ность электронов на поверхности Ферми для другой подзоны (с противоположным спино м ) заметно меньше . В результате андреевское рассеяние должно подавляться в ферромагнитных металлах вплоть до полного исчезновения , если мы имеем дело со 100% поляризованной з о нной структурой . Именно явление п одавления 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 . проник н овение сверхпроводящих свойств вглуб ь ферромагнетика . Как известно , в грязном пределе энергетической характеристикой , определяющей эффект близости , является величина , равная h D/L , где D - коэффициент диффу зии , а L - ра змер образца . Верно и обратное утвер жд ение : расстояние , на которое проникает сверхпр оводимость , по порядку величины равно O h D/E , здесь E – это характерна я энергия , определяющая подавление сверхпроводяще го спаривания в нормальном материале . В сл учае ферромагнетика в качестве E следует взять эне ргию обменного взаимодействия , которую в свою очередь можно положить равной температуре Кюри . Так вот , выполненная таким образом оценка дала для контакта кобальта со с верхпроводящим алюминием очень заниженные резуль таты , т.е . реальная длина затухания с верхпроводящих свойств в кобальте оказала сь намного больше теоретически предсказанной. Упомянем еще теоретические расчеты имости мезоскопических FS структур , выполненные R. Seviour и C. J. Lambert из Великобритани совместно с А . Ф . Волковым и з ИРЭ , а также I. Zutic и O. T. Valls из США . Ими предсказано немонотонное поведение дифференциал ьной проводимости как функции напряжения при напряжениях , отвечающих зеемановскому расщеплени ю , 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 сверхпроводимост ь в полоске , на которую она нанесена , порожда я тем самым слабую связь . Наблюдение ступе нек Шапиро подтвердило наличие нестационарного эффекта Джозефсона в данной структуре , кото рую авторы считают перспективным элементом бу дущей 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