Экспериментальные исследования токовых состояний низкоразмерных сверхпроводников (1097964), страница 5
Текст из файла (страница 5)
4). Это наблюдения являетсяосновным новым результатом четвертой Главы.В Главе 5 приводятся результаты исследования нетривиального эффекта,часто наблюдаемого в сверхпроводящих нанострукурах – резистивнойаномалии – увеличение сопротивления на вершине сверхпроводящего перехода.Рис. 5. Левая панель: типичный пример резистивной аномалии. Эффектнаблюдается при определенном наборе измерительных контактов, в то времякак – отсутствует при другой конфигурации.
Правая панель: схематическое(упрощенное) объяснение природы аномалии [22].Некоторое время назад стали появляться (и продолжают – по сей день!)сообщения, что в сверхпроводящих наноструктурах иногда наблюдаетсядостаточно странный эффект – в достаточно узком температурном интервале вобласти сверхпроводящего перехода сопротивление увеличивается до 30%выше соответствующего значения в нормальном состоянии [23,24,25]. Эффектполучил название "резистивная аномалия". Однако, наряду с попыткамипредложить, хотя бы - на качественном уровне, какое-либо физическоеобъяснение явлению, было отмечено, что резистивная аномалия – плоховоспроизводимый эффект, зависящий от предыстории охлаждения образца, и в24многоконтактных структурах может наблюдаться на некоторых участках, в товремя как – отсутствовать на смежных (Рис.
5, левая панель). Отмечалосьтакже, что амплитуда аномалии эффективно подавляется как сильнымизмерительным током, так и – внешним магнитным полем. В работе [26] былопредложено простое качественное объяснение природы резистивной аномалии:в реальных (неизбежно – неоднородных!) наноструктурах конечных размеровналичие фазовых границ нормальный металл - сверхпроводник (НС) должнопроявляться как перераспределение плотности тока поперек образца. В своюочередь, этот тривиальный эффект может привести к нетривиальнойтемпературной зависимости измеряемого в эксперименте падения напряженияна потенциальных контактах, которая интерпретируется как резистивнаяаномалия (Рис.
5, правая панель). В диссертации был проведен подробныйанализ существующих литературных данных по исследованию этого эффекта ибыли проведены независимые эксперименты. Автором было показано, что дляколичественного объяснения явления предположение о перераспределенииплотности тока поперек образца [26] – не достаточно. Только совокупностьдвух факторов – (1) наличие сильно деформированных НС границ и (2)соответствующее избыточное сопротивление за счет неравновесного процессаконверсии нормального тока в сверхпроводящий - обеспечивает разумноеколичественное согласие с экспериментом [22]. Более тонкие эффекты,связанные с релаксацией зарядового дисбаланса на НС границе (см. Главу 3),объясняют подавление аномалии магнитным полем и/или измерительнымтоком.Уже на самых ранних этапах исследования сверхпроводимости былозамечено, что сверхпроводящий резистивный переход R(T) всегда имеетконечную ширину δTc.
С развитием тематики и усовершенствованиемтехнологии изготовления однородных сверхпроводящих структур стало ясно,что даже в самых совершенных системах ширина сверхпроводящего переходаостается конечной, и причиной тому - термодинамические флуктуации. Как25типично для флуктуаций, их вклад особенно заметен в системах пониженнойразмерности.В Главе 6 приводятся исследования влияния термодинамическихфлуктуаций на резистивное состояние квазиодномерныхсверхпроводящихканалов. В достаточно длинной системе с диаметром ξ<σ1/2≪L всегдасуществует конечная вероятность флуктуации, способной на некое (короткоевремя) подавить параметр порядка. Минимальный размер статистическинезависимой системы - ξ×σ, где ξ - длина когерентности, и соответствующаяэнергия, необходимая для подавления сверхпроводимости - ΔF=δF₀×ξ×σ, гдеδF₀- разница свободных энергий в нормальном и сверхпроводящем состоянияхна единицу объема.
Формально определяя эффективное сопротивлениесверхпроводника как отношение усредненного по времени напряжения кзаданному (постоянному) току R(T) ≡<V(T)>/I, описанный процесс приводит кпоявлению конечного сопротивления системы R(T) ∼exp(-ΔF/Wfluct), где Wfluct –характерная энергия флуктуаций.Количественное описание конечного сопротивления квазиодномерногосверхпроводника при температурах T≤Tc за счет термических флуктуаций,когда Wfluct~kBT, было предложено в работах [27,28]. В соответствии сприведенными выше простыми рассуждениями, модель дает экспоненциальнуюзависимость эффективного сопротивления от температуры, предсказываяэкспериментально детектируемые величины в непосредственной близости откритическойточки|T-Tc|≪Tc.Справедливостьтеории[27,28]былаподтверждена в экспериментах по исследованию формы R(T) переходасверхпроводящих нитевидных монокристаллов (вискеров) [29,30].
С развитиеммикро-и нанотехнологий появилась возможность достаточно простого ивоспроизводимого изготовления структур с сечением σ на несколько порядковменьше, чем у вискеров. При этом оказалось, что, как правило, ширинаэкспериментально наблюдаемого сверхпроводящего перехода δTc значительнопревосходит предсказания модели [27,28]. Тем не менее, в ряде публикацийделались попытки описать такую сильно уширенную форму R(T) перехода в26рамкахстандартноймоделитермическихфлуктуаций[27,28],нос"подстроенными" параметрами. Автором было показано, что, во-первых,экстраполяция расчетов на базе теории [27,28] на область существенно болеенизких температур по сравнению с Tc нарушает критерий применимостимодели;и,во-вторых,неоднородностьтипичных(литографическиизготовленных) наноструктур исключает какой-либо количественный анализ[31].
К сожалению, в таких объектах доминирующий вклад, определяющийформу сверхпроводящего R(T) перехода, задается тривиальной структурнойнеоднородностью.Вместе с тем, в диссертации было показано, что нанострукутрахсверхмалых размеров сильно уширенная форма R(T) зависимости не можетбыть объяснена ни в рамках модели термических флуктуаций [27,28], ни –структурной неоднородностью. Специально разработанный автором методизготовлениянаноструктуртравлениемвнизкоэнергетическомпучкеинертного газа (см. Главу 1) исключает привнесение дефектов, отсутствиекоторых было дополнительно подтверждено микроскопическим и элементныманализом.
Автором был сделан вывод, что в сверхтонких сверхпроводящихканалах форма R(T) перехода задается качественно другим эффектом –квантовыми флуктуациями. Аналогичное утверждение делалось ранее в рядеработ [32,33]. Однако именно в настоящей диссертации впервые былипроведены эксперименты, исключающие интерпретацию за счет тривиальнойнеоднородности структур, и приведены количественные расчеты на баземикроскопической модели [34], находящиеся в хорошем согласии с даннымиэксперимента (Рис.
6) [35, 36, 37].Рис. 6. Эволюция формы R(T)зависимостиалюминиевогонанопровода с длиной L=10 мкм приразличных значениях эффективногодиаметра σ1/2, указанного нарисунке [36]. Сплошные кривые модель квантовых флуктуаций[34],пунктирныемодельтермических флуктуаций [27, 28].27В предыдущем разделе было показано, что в квазиодномерныхсверхпроводниках квантовые флуктуации сильно уширяют сверхпроводящийпереход R(T), и в самых тонких образцах – сопротивление остается конечнымдаже при экстраполяции температуры к абсолютному нулю T→0 (Рис. 6).Разумно задаться вопросом: что будет наблюдаться в еще более тонкихсистемах? В Главе 7 приводятся результаты исследования сверхтонкихсверхпроводящихнаноструктур,демонстрирующихврежимесильныхквантовых флуктуаций изолирующее состояние – Кулоновскую блокаду.В недавней теоретической работе [38] было показано, что физическиесвойства сверхпроводящего канала в режиме квантовых флуктуаций иДжозефсоновскогоконтакта(ДжК)описываютсягамильтонианами,идентичными с точностью до замены переменных:EC ↔ EL, EJ ↔ EQPS, φ ↔ q/2e,где EC, EL и EJ – зарядовая, индуктивная и Джозефсоновская энергии,соответственно;величина EQPS однозначно связана с частотой квантовыхфлуктуаций EQPS=hγQPS, φ - фаза и q - квазизаряд.
Указанная дуальностьотражает фундаментальную связь между процессами, происходящими вДжозефсоновских системах и - в тонких сверхпроводящих каналах в режимеквантовых флуктуаций. Можно утверждать, что квантовая флуктуация водномерном сверхпроводнике, альтернативно часто называемая квантовымпроскальзыванием фазы (КПФ) - динамический эквивалент статического (впространстве и времени) ДжК.Хорошо известно, что если в ДжК доминирует энергия EJ и системасмещена по напряжению – наблюдается классический эффект Джозефсона.Если же, наоборот, сильны зарядовые эффекты и задан ток, то обнаруживаются,так называемые, Блоховские осцилляции, формально проявляющиеся какКулоновская блокада [39].
Учитывая обозначенную квантовую дуальность двухсистем, в полной аналогии с ДжК, можно утверждать, что если всверхпроводящем канале (1) частота КПФ (энергия EQPS) сравнима схарактерными энергиями, и (2) задан ток, то такая (сверхпроводящая!) система28должна демонстрировать изолирующее состояние - Кулоновскую блокаду. Вдиссертации впервые был продемонстрирован этот фундаментальный эффект(Рис. 7, левая панель). Эффект исчезает при температурах выше критическойтемпературы сверхпроводника (~ 400 мК для используемого в экспериментахтитана) – Рис.
7, вставка на левой панели – подтверждая "сверхпроводящую"природу явления. Величина Кулоновской щели квазипериодически зависит отэлектростатического потенциала на затворе (Рис. 7, вставка на левой панели),как это типично для одноэлектронных систем на базе ДжК.Рис. 7. Левая панель: титановая наноструктура с длиной L=20 мкм,эффективным диаметром σ1/2=24±2 нм и 10 МОм висмутовыми контактами.ВАХ демонстрируют Кулоновскую блокаду для всех трех смежных участководного и того же образца. Стрелками показано направление записи ВАХ.Кулоновская щель δVCB уменьшается с температурой исчезая выше ∼450 мК(правая вставка). Напряжение на затворе VGATE квазипериодическимодулирует величину Кулоновской щели (левая вставка).
Правая панель:фрагменты ВАХ ("Блоховский нос") титанового нанопровода с диаметром15±2 нм и с длиной 20 мкм, измеренные в четырехконтактной конфигурации ссопротивлением электродов 100 МОм при облучении излучением с частотойfRF =50 МГц при двух уровнях ВЧ сигнала VRF .
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
