Письма в ЖЭТФ, том 101, вып. 11, с. 836-839 © 2015г. 10 июня
Влияние магнитного поля на проводимость туннельных переходов сверхпроводник—изолятор—нормальный металл
М. А. Тарасов+*, В. С. Эдельман+1^ +Институт физических проблем им. Капицы РАН, 119334 Москва, Россия * Институт радиотехники и электроники РАН, 125009 Москва, Россия Поступила в редакцию 3 апреля 2015 г.
Исследовано влияние магнитного поля на проводимость туннельных переходов сверхпроводник-изолятор-нормальный металл с алюминиевым сверхпроводящим электродом. Площадь переходов составляла 2 мкм2, толщина сверхпроводящего алюминия - 80 нм. Нелинейность вольт-амперной характеристики (ВАХ) наблюдалась при температуре 100-400 мК в поперечном поле до 28мТл, примерно втрое превосходящем критическое поле для массивного чистого алюминия. При этом проводимость при нулевом напряжении смещения возрастала с ростом поля на 2-4 порядка. Эффект носит гистерезисный характер. Его причиной может быть возникновение вихревой структуры в поле выше первого критического в пленке алюминия, которая становится сверхпроводником второго рода из-за малой толщины, загрязнений и структурных дефектов.
БО!: 10.7868/80370274X15110041
Изучение туннельных структур сверхпроводник-изолятор-нормальный металл (СИН) при низких температурах привлекает широкое внимание в связи с перспективами создания на их основе приемников излучения, устройств электронного охлаждения и низкотемпературных термометров [1-3]. Однако нам не известны работы, в которых исследовано влияние на СИН-переходы внешнего магнитного поля. Отсутствие такого интереса, по-видимому, объясняется тем, что, как правило, сверхпроводящие электроды изготавливают из материалов, являющихся типичными сверхпроводниками первого рода, таких, как алюминий, в которые магнитное поле В не проникает. Вместе с тем обычно размеры таких структур малы и в процессе их изготовления возможно заметное загрязнение материала, что может приводить к изменению параметров - критической температуры сверхпроводящего перехода [4], глубины проникновения магнитного поля и длины когерентности. Вследствие этого сверхпроводящий электрод СИН может оказаться сверхпроводником второго рода и в нем может формироваться смешанное состояние с абрикосовскими вихрями. Определение уровня магнитного поля, не влияющего на параметры болометров, термометров и электронных охладителей на основе СИН-переходов, представляет важную задачу для выяснения границ применимости таких устройств. Обычно считают, что невосприимчи-
Че-таП: vsedelman@yandex.ru
вость к магнитному полю наряду с невосприимчивостью к рентгеновскому и гамма-излучению является одним из важных преимуществ СИНИС-болометров по сравнению со сверхпроводящими болометрами на краю сверхпроводящего перехода [5].
Описанные ниже эксперименты показали, что в магнитном поле, приложенном перпендикулярно плоской СИН-структуре, происходит изменение электрических параметров СИН-перехода. Приведенная дифференциальная проводимость С = Нпс11 /¿и (где Н„ - сопротивление перехода в нормальном состоянии, т.е. при Т > Тс или при напряжении на переходе V Дс/е, Тс и Дс -критическая температура и энергетическая щель в спектре сверхпроводника) возрастает от уровня
- 1(Г4 при В ~ 0 до - 1 при В ~ 30 мТл.
Мы исследовали планарные структуры на кремнии, изготовленные с использованием термического напыления по следующей технологии: подслой Ее толщиной 0.8 нм, подавляющий сверхпроводимость в нанесенном поверх него слое А1 толщиной 12 нм, запорный слой окиси ^ 1 нм, сверхпроводящий электрод А1 с номинальной толщиной 80 нм. Реально поверхность верхнего слоя имела мелкозернистую структуру с размерами зерен в диапазоне
- 10-100нм (рис. 1).
Измерения проводились с цепочкой из 100 последовательно включенных СИН с размерами 2x1 мкм2 (изучены 2 образца, для них получены сходные результаты) и СИНИС-структурой 2 х 0.8мкм2. Тем-
Рис. 1. Атомно-силовое изображение поверхности перехода (светлая полоса)
пература сверхпроводящего перехода для элементов цепочки Тс = 1.2 ± 0.05 К совпадает с Тс ~ 1.2 К для чистого алюминия. Для СИНИС-структуры Тс = = 0.75 ±0.03 К.
Измерения проводились с помощью портативного криостата растворения [6]. Для создания магнитного поля использовались катушки, устанавливаемые вне криостата. Они обеспечивали поле до 28 мТл, перпендикулярное пленочной структуре, и 40мТл в ее плоскости. Внешнее поле определялось по току через катушки. Поле на самих переходах может заметно отличаться от внешнего, особенно при его величине, меньшей первого критического поля, и на несколько мТл из-за пининга вихрей, приводящего к гистере-зисным явлениям (см. ниже).
Измерялись вольт-амперные характеристики (ВАХ) структур с помощью автоматизированной системы сбора информации на базе 118В-блока АЦП-ЦАП, управляемого компьютером. При анализе результатов проводилось численное дифференцирование. На рис. 2 приведены полученные при нескольких значениях поля, перпендикулярного поверхности, зависимости от напряжения на структуре значений приведенной проводимости С = ЯП(И/¿и, отражающие плотность возбуждений в сверхпроводнике при заданном смещении, нормированную на плотность в нормальном состоянии. Предполагается, что магнитное поле слишком мало для того, чтобы изменить состояние нормального металла. В касательном поле до 40 мТл никаких изменений ВАХ не наблюдалось.
Отметим, что нелинейность ВАХ, которая, очевидно, связана со сверхпроводимостью и приводит к экстремумам на дифференциальной характеристике, хотя и сильно подавленным, сохраняется вплоть до поля 28 мТл, почти втрое превышающего крити-
ческое для чистого массивного образца алюминия. В поле минимальное значение С(0) возрастает от 2-Ю-4 до почти 1 для цепочки переходов и от Ю-2 до 1 для одиночной СИНИС-структуры. Максимальные значения проводимости, наблюдающиеся при напряжениях вблизи и = п*Дс/е (где п - число последовательно включенных переходов), уменьшаются, хотя и не так значительно. Если в нулевом поле для цепочки их отличие от единицы составляет 0.5, то в максимальном - 0.02, т.е. всего в 25 раз (рис. 2Ь). Надо отметить, что положение максимумов (соответствующих краю энергетической щели) практически не смещается, за исключением случая максимального поля, В = 28 мТл, где для цепочки они перемещаются к примерно вдвое меньшему напряжению. Однако это может происходить из-за того, что переходы являются не совсем идентичными и для части из них поле полностью подавляет сверхпроводимость, уменьшая число последовательно включенных СИН. Таким образом, магнитное поле, драматически изменяя проводимость туннельных переходов, не отражается на величине щели.
Результаты, полученные для СИНИС-структуры с двумя туннельными переходами, представлены на рис. 2а. Здесь имеют место следующие отличия: в нулевом поле при низких температурах проводимость при снижении температуры падает не в тысячи, а всего в 100 раз, рост проводимости на краю щели составляет всего 20%, а измеряемые напряжения примерно в 100 раз меньше как из-за в 50 раз меньшего числа переходов, так и из-за более низкой температуры сверхпроводящего перехода, равной 0.75 К (для цепочки - 1.2 К), из-за чего возрастают шумы. Уменьшение проводимости всего в 100 раз (а не в 5000 раз, как для цепочки переходов), по-видимому, связано с более сильным влиянием внешних шумов и наводок. В цепочке воздействие этих помех эффективно ослабляется за счет их "размазывания" на много переходов [7].
Простейшая попытка описать эксперимент -предположение появления квазинормальных областей с удельной проводимостью, отвечающей туннельной паре нормальных металлов, шунтирующих переход. При этом свойства СИН участков остаются неизменными. Однако в такой модели картина должна отвечать штриховой линии на рис. 2Ь. Расчетная зависимость в случае примерно равного относительного содержания фаз (штриховая кривая) качественно отличается от соответствующего эксперимента (линия с кружками) как вблизи минимума, так и вблизи максимумов. Напрашивается вывод о том, что магнитное поле приводит к измене-
838
М. А. Тарасов, В. С. Эдельман
S
а
(а)
/\
В (шТ)
^ 14
^^ 9
/7
/ /°
... Г .
-1.0
-0.5
1.5
1.0
0.5
0.5
0
(b) Г
Уу/
SM?
(тТ)
1 \ / \ \ / , \\ 28
^^ 10
7
/ 0
, 1 , 1 V 1 У 1,1,
1.0 U (mV)
-50
-25
25
50
Рис. 2. Зависимости приведенной проводимости Rndl/dU от напряжения для одиночной СИНИС-структуры (а) и последовательной цепочки из 100 СИН (Ь) при нескольких значениях магнитного поля. Штриховая линия на панели а -расчетная проводимость параллельно включенных СИН и нормальных переходов половинной площади. Температура 0.1 ±0.005 К
нию туннельной проводимости и сверхпроводящих участков.
Для сверхпроводников в магнитном поле характерен гистерезис. Он ярко выражен и в нашем случае (рис. 3). Гистерезис практически не зависит от температуры. Характерное значение изменения поля, при котором происходит перескок в новое состояние, составляет несколько мТл. Наблюдается и ме-тастабильность. На вставке к рис. 3 видно, как во время записи ВАХ (время записи примерно 10 с) система переходит из состояния с большей проводимостью вблизи нулевого напряжения, отвечающей большему полю, в состояние с меньшей проводимостью. Магнитное поле сглаживает влияние температуры на проводимость. Если для цепочки переходов без поля проводимость при 88 мК в 170 раз ниже, чем при 400 мК, то при поле 18 мТл они отличаются всего в 1.4 раза.
Чистый алюминий является классическим сверхпроводником первого рода с Тс ~ 1.2 К, Вс ~ 11 мТл, длиной когерентности £о ~ 1500 нм и глубиной про-
никновения магнитного поля Ао ~ 15 нм. Однако при напылении пленки приобретают мелкозернистую структуру (см. рис. 1). К тому же благодаря высокой химической активности материала алюминий в процессе напыления может значительно загрязниться. В результате пленки могут оказаться сверхпроводником второго рода, как это наблюдалось в работе [8], и в перпендикулярном поле в них будет формироваться смешанное состояние с вихрями Абрикосова. Характерная особенность таких сверхпроводнико
Для дальнейшего прочтения статьи необходимо приобрести полный текст. Статьи высылаются в формате PDF на указанную при оплате почту. Время доставки составляет менее 10 минут. Стоимость одной статьи — 150 рублей.