Сверхрешетки

171

Это взаимодействие выстраивает вихри вдоль центра образца до тех пор, пока их взаимное отталкивание не индуцирует боковое смещение вихрей и неустойчивость одномерной конфигурации, приводящую с ростом поля к появлению двумерного набора вихрей в виде двух параллельных вихревых рядов (структура (б) на рис.

6.30).

Такая неустойчивость (начало перехода к двумерной конфигурации) приводит к появлению максимума для силы пиннинга [204], выталкивания магнитного потока из образца [205] и перпендикулярной составляющей магнитного момента Mz образца в случае небольшого отклонения магнитного поля от плоскости образца [206]. Последние два эффекта были подтверждены экспериментально на сверхрешетках Nb/Cu [205-206]. Расчет и экспериментальные данные [206] показали, что расстояние между рядами вихрей и от каждого ряда до ближайшей поверхности образца равно t/3. При увеличении поля двухрядная конфигурация вихрей в свою очередь становится неустойчивой, процесс перестройки вихревой решетки продолжается, что дает конфигурации вихрей с расстояниями t/n для (n-1)-рядной вихревой структуры [206] (см. также работу [207], в которой приведены численные расчеты деформации такой вихревой структуры под действием тока, перпендикулярного магнитному полю). При этом максимумам силы пиннинга должны отвечать моменты потери устойчивости соответствующих конфигураций. Поскольку для наших образцов, по-види- мому, t ~ λ , сказанное выше применимо и к нашему случаю. По аналогии с исчезновением пиков MZ(H) для сверхрешеток Nb/Cu [206] можно ожидать уменьшения числа максимумов и точек перегиба на кривых Fp (Н) при приближении температуры к Тс, однако такие исследования пока не проведены.

Заметим, что при построении вихревых структур на рис. 6.30 мы сразу перешли от трехрядной структуры типа "в" к пятирядной типа "г", опустив этап четырех рядов, который должен быть согласно теории [206]. Однако в этой теории сверхрешетка рассматривалась просто как однородный анизотропный сверхпроводник без учета периодичности потенциала пиннинга в ней. В нашем случае четырехрядная конфигурация не будет обладать плоскостью симметрии (параллельной поверхности) относительно центра образца (как это имеет место для структур "а", "в" и "г", если

172

считать ближайший к подложке КС1 слой PbS как бы продолжением подложки), и для ее получения потребуется перемещение вихрей в ранее сформировавшихся рядах через сверхпроводящие слои РЬТе, что энергетически невыгодно (переходы "б"- "в" и "в"-"г" можно осуществить без таких перемещений путем введения дополнительных рядов вихрей в соответствующие свободные от вихрей слои PbS; см. рис. 6.31). Кроме того, расстояние между вихрями в слое PbS в четырехрядной структуре будет в 5/4 раза меньше, чем в соответствующей пятирядной, и, следовательно, энергия электромагнитного взаимодействия вихрей будет заметно выше в четырехрядной структуре с учетом того, что взаимодействие вихрей, лежащих в соседних слоях PbS, будет экранироваться слоями РЬТе, в которых в основном и сосредоточен параметр порядка. Поэтому пятирядная конфигурация г представляется нам более вероятной. Для образцов №2 и 3 (рис. 6.29) кривые Fp (Н)) имеют несколько ступенеобразных участков, каждый из которых является, по-видимому, сильно продеформированной и выродившейся парой минимума и максимума. Тогда второе плато для этих образцов отвечает, очевидно, девятирядной конфигурации вихревой решетки, поскольку к семирядной структуре можно применить те же соображения, что и к четырехрядной.

Приведенные на рис. 6.30 варианты вихревых структур являются не единственно возможными. Для некоторых слоистых структур при достаточно низких температурах, при которых параметр порядка оказывается локализованным в слоях одного типа, возможна блокировка движения вихрей перпендикулярно слоям [208210]. В этом случае можно ожидать, что при увеличении магнитного поля вихри, лежащие в одной плоскости, не смогут переходить в соседние слои, поэтому перестройка из структуры "а" в "б" окажется невозможной. Процесс ввода новых вихрей тогда должен сопровождаться увеличением числа рядов вихрей по крайней мере на две единицы (например, переход "а"-"в"), т.е. максимумам на рис. 6.30 должны соответствовать структуры с одним, тремя, пятью и девятью рядами вихрей, которые образуют упорядоченные симметричные конфигурации. В этом варианте расстояние между вихрями в слоях PbS будет заметно возрастать с ростом числа рядов вихрей, поэтому появление новых рядов должно сопровождаться «разрежением» вихрей в

173

ранее сформировавшихся рядах и выходом их из образца. Трудно однозначно сказать, какой из рассмотренных вариантов реализуется в нашем случае, хотя первый вариант представляется более вероятным. Осцилляции Jc(H) и Fp(H) наблюдаются не только в сверхрешетках, но и в ВТСП-материалах, для которых, кроме проявляющихся иногда экстремумов в относительно больших полях, характерно появление максимума (или нескольких максимумов) Jc(H) в малых полях [211-213].

В принципе, возможно и другое объяснение появления экстремумов на магнитополевых зависимостях критических токов и силы пиннинга для ВТСП и сверхрешеток PbTe/PbS. Например, максимумы Ic и Fp могут быть связаны с переходом системы вихрей из одного структурного и фазового состояния в другое, например, с плавлением вихревой решетки, переходом системы вихрей из трехмерного в двумерное состояние, и т.д. (см. обзор [214]).

По аналогии с пленками YBa2Cu3O7-δ можно предположить, что и для сверхрешеток PbTe/PbS особенность поведения f(h) вблизи максимума (рис. 6.27) повидимому обусловлена плавлением вихревой решетки. Возможно, именно с процессами плавления связано изменение вида зависимостей f(h) после максимума для образцов № 2, 3, 4.

Если принять эту гипотезу для сверхрешеток PbTe/PbS, то можно оценить величину полей плавления вихревых решеток в продольном магнитном поле, используя скейлинговое соотношение из [215]:

где ε02, = ε2 cos2Θ+sin2Θ, Θ - угол отклонения магнитного поля от плоскости слоев, ε=ξ /ξ = Нс2 /Нс2 - параметр анизотропии. Для наших сверхрешеток при Т/Тс ≈ 0.5 величина 1/ε равна 5-7. Используя данные Табл. 6.2 и считая hm ≈ 0.3 для сверхрешетки №2 и hm≈ 0.5 для остальных сверхрешеток, для минимальной вели-

чины 1/ε = 5 получаем для полей Нm оценку 1.55, 2.55, 10.25 и 1.2 кЭ для сверхрешеток соответственно № 1, 2, 3 и 4. Эти значения более чем в два раза превосходят поля последних особенностей на кривых Fp (H), отмеченных стрелками на рис. 6.28-6.29, за исключением образца № 2. Хотя применимость скейлингового соотношения для

174

Вm(Т,Θ) к нашему случаю пленки толщиной меньше или порядка глубины проник-

новения магнитного поля λ в условиях сильной локализации параметра порядка в слоях РbТе (Т/Тс ~ 0.5) является неочевидной, можно, вероятно, считать, что особенности кривых Fp (H) появляются в полях меньших Нm (T). Для выяснения механизма формирования экстремумов Fp и Fp требуются детальные исследования магнитополевых зависимостей ВАХ при различных температурах.

6.2.5. Микроконтактные спектры СР PbTe-PbS.

Исследования туннелирования электронов между двумя контактами, один или оба из которых - сверхпроводники, позволяет получить информацию о величине энергетической щели, особенностях плотности состояний электронных и фононных спектров СП. Соответствующие измерения можно проводить на структурах с диэлектрическими или металлическими прослойками, разделяющими контакты, либо с помощью микроконтактов между нормальным металлом и СП.

В этом разделе приведены данные для четырех СР, для которых были проведены исследования флуктуационной проводимости (см. раздел 6.2.2), и которые мы для удобства будем называть СР1, СР2, СР3 и СР4 (см. Табл. 6.3). Измерялись вольт-амперные характеристики (ВАХ) и их первые и вторые производные прижимных микроконтактов Cu-СР перпендикулярно к слоям. Медный электрод представлял собой трехгранную пирамиду, вырезанную из монокристалла на электроэрозионном станке. Радиус закругления вершины призмы составлял 3-5 мкм. При создании микроконтакта пирамида вершиной прижималась с определенным усилием к плоской поверхности СР, а затем сдвигалась параллельно поверхности. Температурные измерения проводились в промежуточном криостате с капилляром [42]. Большое значение при микроконтактных исследованиях имеет определение местонахождения закоротки в глубине гетероструктуры. Изменяя усилие прижима медного электрода к поверхности СР, можно образовать закоротку как в верхнем слое, так и в глубине гетероструктуры. Отметим, что при данной геометрии опы-

175

та использование туннельного микроскопа в режиме микроконтактного спектрометра не имело бы особых преимуществ по сравнению с традиционной микроконтактной спектроскопией. При погружении иглы в глубь гетероструктуры индикатором ее перемещения служит управляющее напряжение на пьезоэлементе. Очевидно, это перемещение при заданном напряжении отличается от перемещения в вакууме и зависит от геометрических размеров кончика иглы и от микротвердости гетероструктуры. Даже если каким-то образом удастся учесть эти факторы и при этом игла будет иметь микротвердость, существенно большую, чем исследуемый материал, и будет погружаться на заданную глубину без заметной пластической деформации, не гарантировано образование закоротки на заданной глубине. Игла всегда покрыта слоем окисла, и «слабое» место на поверхности, где разрушается окисел и образуется закоротка, может оказаться на любой глубине, вплоть до максимальной, равной глубине погружения кончика иглы. Тем не менее вследствие того, что СР1 и СР2 обладают квазидвумерной сверхпроводимостью, имеется возможность с использованием традиционной для МК спектроскопии техники по температурной зависимости избыточного тока судить о вероятном месте образования закоротки в гетероструктуре. Сверхпроводимость наводится во всем объеме СР только при температурах, близких к Тс, а при понижении температуры исчезает вначале в слое PbS, а затем стягивается к гетерограницам.

На рис. 6.32-6.33 приведены характеристики микроконтактов, образованных, вероятно, в непосредственной близости от сверхпроводящей гетерограницы в слое РbТе (модель "В" на вставке к рис. 6.32), о чем свидетельствует наличие избыточного тока вплоть до самых низких температур. Для микроконтактов, приведенных на рис. 6.34-6.35, избыточный ток при низкой температуре отсутствует.

Как видно из первой производной ВАХ, избыточный ток для контакта на рис. 6.34 появляется лишь при Т > 2.54 К. Этот контакт образован, по-види- мому, в слое PbS (модель "А" на вставке к рис. 6.32) на расстоянии, большем, чем ξ (0) от гетерограницы.

176

Рис. 6.32. ВАХ и их первые производные микроконтакта Cu-СР1 при Т = 1.85 К в магнитных полях Н = 0 (1, 1'); 3.8 (2); 5.1 (3); 6.25 (4); 7.9 (5); 10.5 (6); 13 (7); 15.6 (8) кЭ. На вставке слева - зависимость энергетической щели от магнитного поля; справа - структура СР и различные модели контакта.

Посмотрим теперь на зависимость дифференциального сопротивления микроконтакта от температуры и на использование микроконтактов для определения размерности сверхпроводящих флуктуаций.

Для ряда исследованных нами контактов проводились измерения температурных и магнитополевых зависимостей дифференциального сопротивления

RDV при eV >> .

177

Рис. 6.33. ВАХ и их первые производные микроконтакта Cu-СР1 при Н = 0

и Т = 1.85 К (1, 1'); 2.01 (2); 2.2 (3); 2.36 (4); 2.6 (5, 5');2.8 (6); 3 (7); 3.28 (8); 3.6 (9, 9'); 3.8 (10); 4 (11, 11'); 4.2 (12); 4.4 (13);4.6 (14); 4.8 (15); 5 (16); 5.2 (17); 5.4 (18); 5.6 (19); 5.8 (20); 6 (21); 6.2 (22); 6.4 (23); 6.6 (24); 6.8 (25); 7 (26, 26') K. На вставке слева - геометрия опыта; справа - температурная зависимость сопротивления СР1.

Зависимости RDV(T) и RDV(Н) наблюдались не только для контактов с непосредственной проводимостью (рис. 6.33, 6.37), но и для чисто туннельных микро контактов (рис. 6.35). На рис. 6.36 приведена зависимость RDV(T) для смещений, лежащих в интервале, где дифференциальное сопротивление изменяется слабо (см. рис. 6.33). Эту зависимость нельзя объяснить просто влиянием сверхпроводящих флуктуаций или даже более сильным условием - возникновением сверхпроводящих кластеров вблизи закоротки.

178

Рис. 6.34. ВАХ и их первые производные микроконтакта Cu-СР2 при Н = 0, RD0(1.75K) = 190 Ом и Т = 1.75 К (1,); 1.98 (2); 2.54 (3); 3.2 (4); 4.2 (5); 4.9 (6); 5.4 (7); 6 (8); 6.7 (9); 6.8 (10); 6.9 (11); 7 (12) K. На вставке - температурная зависимость сопротивления СР2.

Исследование влияния сверхпроводящих кластеров на вид ВАХ микроконтактов [216-218] показало, что при больших смещениях на контакте, когда энергия налета ющих на сверхпроводящий кластер квазичастиц больше , электрическое поле проникает внутрь кластера. При этом, если размеры кластера порядка или меньше глубины проникновения электрического поля в сверхпроводник, то дифференциальное сопротивление совпадает с дифференциальным сопротивлением микроконтакта в нормальном состоянии.

Глубина проникновения электрического поля в сверхпроводник lE ~ lε

(lε - среднее время неупругой релаксации квазичастиц с энергиями 0 < ε <

179

Рис. 6.35. ВАХ и их первые производные микроконтакта Cu-СР2 при Т = 1.84 К в магнитных полях Н = 0 (1, 1'); 2.5 (2); 4.6 (3); 5.8 (4); 7.4 (5); 9.4 (6); 10.4 (7); 14.3 (8); 18.2 (9); 23.4 (10); 29.9 (11, 11') кЭ. На вставке - зависимость энергетической щели от магнитного поля.

eV). Для такого слоистого сверхпроводника, как NbSe2, имеющего близкие к сверхрешеткам из халькогенидов свинца по порядку величины значения Тс, ξ и ξ , имеем lE ~ 15 нм [219].

Можно предположить, что и для сверхрешеток будут близкие значения lE. Но даже в том случае, если lE значительно меньше d (d -диаметр контакта), при достаточно большом смещении на контакте, отвечающем плотности тока больше критической, электрическое поле проникает в глубь сверхпроводника на расстояние порядка d за счет образования системы центров, линий или поверхностей проскальзывания фазы (ППФ).

180

Рис. 6.36. Температурные зависимости энергетических щелей , избыточного тока Iизб и дифференциальных сопротивлений при нулевом RD0(T)

и больших RDV(T) смещениях на контакте для СР1 (о, ∙) и СР2 (•).

При этом дифференциальное сопротивление микроконтакта становится таким же, как в N-состоянии (см. рис. 1,2 из [219]). При этом образование ППФ не всегда отражается на ВАХ в виде квазилинейных участков, на которых дифференциальное сопротивление изменяется скачками. Так, например, в Работе [220] на dV/dI-зависимости микроконтакта YBaCuO - Ag под воздействием СВЧ поля наблюдались осцилляции на участке плавного нарастания избыточного тока, обусловленные, по-видимому, колебаниями параметра порядка с Джозефсоновской частотой на слабой связи типа ППФ в приконтактной области, образованной под воздействием значительной токовой инжекции.

Такие же осцилляции наблюдались и для LaSrCuO керамики в [221]. ВАХ и зависимости dV/dI в обоих случаях были подобны ВАХ и dV/dI на рис. 6.32 - 6.33 (кривые 1, 1').

Отметим, что микроконтакты, в которых образуются ППФ, не являются спектроскопическими. В самом деле, для спектроскопии квазичастичных воз-