Экспериментальные исследования токовых состояний низкоразмерных сверхпроводников (1097964), страница 4
Текст из файла (страница 4)
Это слабое "взаимодействие" между ЦПФ приводит к тому, что новыйЦПФ возникает строго между двумя существующими ЦПФ, и ступенчатая ВАХдолжна определяться активацией i-го ЦПФ при критическом токе Ic(i):С () ℎ(/2 ) − (1)/ (1)=ℎ(/2 ) − 1С (1)где Ic(1) – критический ток для первой ступеньки и I0(1)=I0 – избыточный ток.Приведенные соображения [8] справедливы для бесконечно длинныхсверхпроводящих каналов, когда единственным взаимодействием между ЦПФявляется описанное выше "расталкивание" на характерном расстоянии ΛQ,которое (достаточно близко к критической температуре) может достигать 100мкм. Однако в подавляющем большинстве существующих экспериментальныхработ [7] изучались достаточно короткие образцы с длиной менее 500 мкм, вкоторыхприменимостьконцепциислабовзаимодействующихЦПФ-достаточно проблематична.
С целью проверки справедливости модели [8] вдиссертации исследовались монокристаллические индиевые и оловянныемикропровода с длинной до 1 см [9,10]. Было показано, что экспериментальнонаблюдаемое увеличение "расстояния" (в токовой шкале) между ступеньками|Ic(1)-Ic(2)| < |Ic(2)-Ic(3)|<...< |Ic(i)-Ic(i+1)| качественно согласуется с выводамимодели [8]. Однако по абсолютной величине экспериментальные значения Ic(i)заметно превосходят расчетные оценки (Рис. 2, правая панель).
Обнаруженныерасхождения с моделью [8] позволяют предположить, что взаимодействие ЦПФпроисходитназаметнобольшихрасстояниях,чемΛQ,имеханизмвзаимодействия - более сложный, чем уменьшение сверхтока за счет переносазаряда нормальной компонентой в окрестности ЦПФ. Это наблюдение являетсяосновным выводом второй Главы диссертации. Следует заметить что,расчетные значения Ic(i), полученные в более поздних работах решениемкинетическогосверхпроводникауравнения[11],длянаходятсяобобщеннойв19матрицыкачественномплотностипротиворечииснаблюдаемыми результатами: вместо увеличения "расстояния" (в токовойшкале) |Ic(i)-Ic(i+1)| модель [11] - дает уменьшение.В Главе 3 приводятся результатыэкспериментального исследованияпространственных зависимостей релаксации зарядового и энергетическогодисбалансавсверхпроводникепритемпературахсущественнонижекритической.
Интерес к тематике обозначился уже в 70-х годах [12]. Однако всилу существующих на тот момент технологических ограничений, рядсущественных проблем не был изучен. Во-первых, подавляющее большинствоэкспериментов проводилось на тонкопленочных структурах типа "сэндвич", непозволяющих исследовать пространственные характеристики релаксационныхпроцессов.Во-вторых,удовлетворительноесогласиесмодельнымипредставлениями было установлено только в пределе высоких температурT→Tc.
Относительно недавно появилась серия экспериментальных работ, гдеделалась попытка развить вышеупомянутые идеи на предел низких температурT<<Tc [13,14]. Несмотря на интересные наблюдения, эксперименты оставляютряд вопросов открытыми. Например, взаимосвязь зарядового и энергетическогодисбаланса не была проанализирована.Дляисследованияпространственныхзависимостейрелаксациинеравновесных квазичастиц в диссертации были изготовлены и исследованытранспортные свойства многоконтактных туннельных наноструктур [15].Электроныинжектировалисьвсверхпроводник(С=алюминий)черезнизкоомный туннельный контакт (И=оксид алюминия) из нормального металла(Н=медь).
Пространственная релаксация этих квазичастиц регистрироваласьудаленными от инжектора высокоомными НИС "детекторами".Результат инжекции неравновесных квазичастиц в сверхпроводникформально может быть описан отклонением его плотности состояний NS(E) ифункции распределения fS(E) от равновесных значений, что приводит кизменению формы ВАХ, измеренной сторонним НИС контактом (детектором).20Рис. 3. Левая панель: экспериментальные ВАХ детектора Id(Vd), удаленного нарасстояние Lid=0.8 мкм от инжектора, при различных токах инжекции Ii. Навставках показаны соответствующие первые производные dId/dVd (символы) ирасчетные кривые (сплошные линии) с указанными на вставках параметрами.Правая панель: ВАХ детектора в увеличенном масштабе.
Хорошо видно, что взависимости от величины и полярности напряжения инжекции Vi, подщелеваяхарактеристика смещается на величину избыточного тока [15].Экспериментальноэффектпроявляетсякакразмытиещелевойособенности на ВАХ детектора (Рис. 3, левая панель) и конечное смещениеподщелевого тока на величину избыточного тока, зависящую от величины иполярности тока инжекции (Рис.
3, правая панель) [15]. Оба эффекта связаны срелаксацией неравновесного состояния сверхпроводника: энергетического изарядового дисбаланса, соответственно.Автором было показано, что обавклада могут быть описаны феноменологической моделью, в которойпредполагается, что плотность состояний NS(E) и функции распределения fS(E)неравновесного сверхпроводника имеют ту же самую функциональнуюзависимость, что и в равновесии, но - с параметрами, зависящими от уровняинжекции квазичастиц: (, , ) = +2−21 (, , ) =[( − )/ ] + 1+21Сверхпроводящая щель Δ, параметр распаривания Γ и смещениехимического потенциала μS зависят как от тока инжекции квазичастиц Ii, так - иот расстояния между инжектором и детектором Lid.
В предложеннойфеноменологической модели эффективная температура сверхпроводника TSполагается равной электронной температуре детектора, которая однозначноопределяется из фитирования соответствующей ВАХ стандартным выражениемдля туннельного тока НИС контакта. Возможность удовлетворительно описатьвсюсовокупностьфеноменологическойэкспериментальныхмодельюиопределениеданныхприведеннойхарактерныхмасштабоврелаксации энергетического и зарядового дисбаланса являются основнымивыводами третьей Главы диссертации.В Главе 4 приводятся результаты экспериментального исследованияквантовойнелокальностисверхпроводника.Хорошоизвестно,чтомакроскопически когерентное сверхпроводящее состояние может быть описанопараметром порядка Δ.
Здесь сразу имеет смысл заметить, что термин"макроскопически когерентное" в данном контексте означает, что в основномiφсостоянии сверхпроводника фаза ϕ комплексной величины Δ=|Δ|e одинаковадлявсейсистемы.Вэтомсмысле,масштабнелокальностиравенбесконечности. Однако сказанное не справедливо для модуля параметрапорядка |Δ|. Если в некой точке r изменена амплитуда |Δ(r)|, то а priori неочевидно, что характерный масштаб нелокальностиξΔ, описывающийсоответствующее нелокальное взаимодействие|Δ()| =N|Δ(′)|exp(−/ξ )d′должен совпадать с Пиппардовской длиной когерентности ξPip, связывающейсверхток с магнитным полем, где N – нормировочный коэффициент и = −′.
Несмотря на то, что приведенное соотношение было предложено достаточнодавно [16], соответствующие экспериментальные исследования, требующиеизготовления сверхпроводящих структур субмикронных размеров, сталивозможны только относительно недавно. В частности, в экспериментах [17,18]22былопоказано,чтоврежиме,такназываемого,"паркондактанса"сверхпроводника R(T)≈RN соответствующая длина, определяющая масштабнелокального взаимодействия, совпадает с длиной когерентности ГинзбургаЛандау [19].Для исследования эффекта квантовой нелокальности в диссертациииспользовался эффект Литтла - Паркса [20]: магнетоосцилляции параметрапорядка в замкнутом сверхпроводящем контуре с периодом Φ/Φ₀, где Φ магнитный поток и Φ₀=h/2e - квант магнитного потока.
При этом нелокальныйотклик должен наблюдаться в удаленных от контура точках структуры (Рис. 4).Рис.4. (а) Экспериментальная Т-В фазоваядиаграмма кольца (▲) и удаленного отрезка(•) для структуры, показанной на вставке.Пунктирная линия - расчетное значениемонотоннойВариацияTcenv(B).составляющейкритическойδTc(B)≡Tc(B)-Tcenv(B)для(b)температуры(△)кольцаиотрезка (∘). Пунктирная линия – расчет влокальномпределе,сплошная(с)Зависимостинелокальном.–вотмагнитного поля корреляционной длины ξΔ(+) и эффективной длины когерентности0.18ξ₀Pip[Tcenv(B)] (сплошная линия) [21].Экспериментально нелокальный эффект Литтла – Паркса проявляется какосцилляцииэффективногосопротивленияудаленныхучастковсверхпроводящей наноструктуры, амплитуда которых спадает с расстоянием откольца.
Если при анализе экспериментальных данных ограничиться толькосамойамплитудоймагнетоосцилляцийсопротивления,товпределахэкспериментальных погрешностей соответствующая корреляционная длинадействительно совпадает с длиной когерентности Гинзбурга-Ландау, в23соответствии с существующими сообщениями [17,19]. Однако, если анализрезультатов расширить и проводить с пересчетом для осцилляций критическойтемпературой Тс(В), то оказывается, что соответствующая корреляционнаядлина ξΔ – отлична от длины когерентности Гинзбурга-Ландау и спадает повеличине, приближаясь к критической точке (Рис.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
