Электрические свойства холодноосажденных пленок металлов на различных подложках тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.09 ВАК РФ

1 " 'РОССИЙСКАЯ АКАДЕМИЯ НАУК \ -л-ИНСТИТУТ ФИЗИЧЕСКИХ ПРОБЛЕМ имени П.Л. КАПИЦЫ

на правах рукописи

ПАРШИН Илья Александрович

УДК 538.975

ЭЛЕКТРИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА ХОЛОДНООСАЖДЕННЫХ ПЛЕНОК МЕТАЛЛОВ НА РАЗЛИЧНЫХ ПОДЛОЖКАХ.

Специальность 01.04.09 - физика низких температур и

криогенная техника

Автореферат диссертации на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук

Москва 1997

Работа выполнена в Институте Физических Проблем имени П.Л. Капицы РАН

Научный руководитель: доктор физико-математических

наук И.Л. Ландау

доктор физико-математических наук В.Ф. Гантмахер

доктор физико-математических наук B.C. Эдельман

Институт Радиотехники и Электроники РАН

Защита состоится осн£> 1997 года в 10 часов на заседании Специализированного Совета Д 003.04.01 при Институте Физических Проблем им. П.Л. Капицы РАН по адресу: 117334, г. Москва, ул Косыгина 2.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке Института Физических Проблем им. ПЛ. Капицы РАН.

Автореферат разослан Л^-ёг^Я- 1997 г.

Ученый секретарь Специализированного Совета, доктор физико-математических наук

Официальные оппоненты:

Ведущая организация:

Л.А. Прозорова

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Актуальность темы

В настоящее время одним из интенсивно развивающихся направлений в физике твердого тела является исследование неупорядоченных веществ. Оказывается, беспорядок не является лишь фактором, маскирующим поведение идеальной системы, а может вести к совершенно новым явлениям в физике твердого тела. Примером такого рода может являться Андерсоновская локализация. Особенный интерес представляет изучение низкоразмерных систем, так как здесь возникают дополнительные физические явления. Удобным объектом подобных исследований являются тонкие холодноосажденные пленки металлов. Интерес к ним обусловлен также и тем, что при конденсации паров металла на подложку, охлажденную до гелиевых температур, могут формироваться метастабильные аморфные модификации с совершенно отличными от объемного образца свойствами. Данная диссертация посвящена экспериментальному исследованию двух явлений: формированию непроводящих модификаций металлов и подавлению сверхпроводимости в гонких неупорядоченных пленках.

Цели работы

1. Исследование причин,, по которым толщина появления проводимости в холодноосажденных пленках некоторых металлов аномально велика.

2. Изучение сверхпроводящих свойств двуслойных (сверхпроводник/нормальный металл) неупорядоченных пленок.

Научная новизна

1. Показано, что высокая толщина появления проводимости в холодноосажденных пленках металлов не может быть объяснена их островковой структурой, а объясняется формированием в тонких слоях : метастабильных непроводящих модификаций металлов.

2. Предложена модель подобных непроводящих модификаций. Данная модель позволяет адекватно объяснить все имеющиеся на настоящий момент экспериментальные данные по электрическим свойствам холодносаждепных пленок металлов.

3. Обнаружено, что уменьшение сопротивления тонких пленок, сверхпроводимость в которых подавлена благодаря их высокой неупорядоченности, ведет к восстановлению сверхпроводимости даже в том случае, когда оно достигается напылением на поверхность пленок нормального металла. Данный эффект свидетельствует, что сверхпроводящие свойства тонких пленок определяются именно величиной их сопротивления в нормальном состоянии.

Научная и практическая ценность работы состоит в следующем:

L Обнаружено новое физическое явление - формирование метастабильных непроводящих модификаций металлов и предложен подход, позволяющий его объяснить.

2. Получены экспериментальные результаты, подтверждающие современные теоретические представления о механизмах разрушения сверхпроводимости в двумерных неупорядоченных системах.

Апробация работы

Результаты данной работы докладывались на научных семинарах Института Физических Проблем им. Г1.Л. Капицы Российской Академии Наук, на международной конференции по физике низких температур LT-20 (Eugene, Oregon, USA, 1993), на международной конференции по физике низких температур LT-21 (Prague, Czech Rep., 1996).

Публикации

Основные результаты произведенных исследований .опубликованы в 3 научных статьях и 2 тезисах докладов конференций. Их, список приведен в конце автореферата.

Структура и объем диссертагош

Диссертация состоит из четырех глав, заключения и списка цитированной литературы из 76 наименований. Она изложена на 85 страницах и содержит 33 рисунка.

ОСНОВНОЕ СОДЕРЖАНИЕ ДИССЕРТАЦИИ

В главе I рассмотрены основные особенности холодноосажценных пленок металлов и сформулированы цели работы.

Параграф 1-1 данной главы посвящен формированию метастабильных аморфных модификаций, их структуре и переходу из аморфного в кристаллическое состояние.

В параграфе 1-2 обсуждаются имеющиеся, на данный момент экспериментальные данные по появлению проводимости в холодноосажценных металлических пленках, напыленных на различные подложки. Проблемой, до сих нор не нашедшей адекватного объяснения, является то, почему для некоторых металлов толщина появления проводимости ёсо составляет более 20 атомных слоев. Первыми это явление обнаружили Стронжин с соавторами в пленках свинца на стекле [1]. Они также обнаружили, что предварительное напыление на поверхность подложки слоя 510, АДОз или Ое уменьшает величину <1С0 более чем на порядок, в то время как аналогичное напыление ПИ се практически не меняет. Аналогичный эффект позднее наблюдался на ртутных пленках [2]. Для объяснения своих результатов авторы [1] предположили, что высокое значение толщины появления проводимости для пленок на стеклянных подложках объясняется их островковой структурой. Предварительное покрытие подложки слоем БЮ или Ое, по мнению авторов, должно понижать подвижность атомов металла и делать формирование островковой структуры невозможным. Это простое объяснение с тех пор стало общепринятым. Оно, казалось бы, подтверждается и тем, что холодноосажденные пленки с большими значениями (1С0 по. своим электрическим свойствам во многом похожи на островковые, напыленные при комнатной температуре. Однако численные оценки показывают, что такое объяснение не может считаться удовлетворительным, поскольку подвижность атомов при гелиевых температурах слишком мала для формирования островковой структуры. Кроме того, существует целый ряд экспериментальных результатов, которые не удается объяснить в рамках островковой модели. Исследованию этой проблемы посвящена глава III настоящей диссертации.

В параграфе 1-3 рассмотрено влияние беспорядка на электрические и сверхпроводящие свойства тонких пленок металлов. В случае пленок с сопротивлением Л«Д0=л/г/е2и81кОм/й (так называемый режим слабой локализации) возникают малые логарифмические по температуре поправки к классической металлической проводимости. Неупорядоченность пленок ведет также к понижению критической температуры сверхпроводящего перехода [3]. Важно отметить, что величиной, в основном определяющей подавление сверхпроводимости, по современным представлениям является сопротивление пленки в нормальном состоянии Кп. Действительно, уменьшение критической температуры тонких пленок с ростом Я„ экспериментально наблюдалось в пленках многих сверхпроводников. Обычная методика изучения этого явления заключается в регистрации изменения сверхпроводящих свойств пленки при последовательном увеличении ее толщины. Ее недостаток заключается в том, что изменение сопротивления связано в этом случае с изменением толщины сверхпроводника и эти два параметра не удается разделить между собой. В главе IV настоящей диссертации рассмотрена ситуация, когда сопротивление пленки уменьшается благодаря напылению нормального металла на ее поверхность; при этом толщина слоя сверхпроводника остается неизменной. Эти опыты позволили показать, что сверхпроводящие свойства определяются именно сопротивлением пленки.

В главе II описывается экспериментальная методика. Эксперименты проводились вакуумной камере, целиком опущенной в жидкий гелий. Это создавало условия сверхвысокого вакуума благодаря криооткачке на стенки прибора. Для уменьшения рассеиваемой мощности мы использовали проволочные испарители. В результате, перегрев подложки во время напыления металла не превышал 0.3 К. Прибор был устроен таким образом, что мы могли нагревать подложку вплоть до температуры 100 ° С, в то время как весь прибор был погружен в жидкий гелий. Эта возможность использовалась для очистки подложки от сорбированных газов непосредственно перед напылением пленок. Толщина пленок контролировалась по сдвигу частоты кварцевого резонатора. Измерения сопротивления пленок проводились 4-х контактным способом на постоянном токе.

Глава III посвящена исследованию холодноосажденных пленок свинца и галлия. В первой ее части излагаются экспериментальные

результаты. Основное внимание было уделено появлению проводимости и результатам отжига высокоомных пленок, поскольку эти опыты позволяют получить важную информацию о структуре пленок и дать ответ на вопрос о причинах аномально высокой толщине появления проводимости в пленках, напыленных на стеклянные подложки.

В параграфе III-1.1 представлены экспериментальные данные по появлению проводимости. Для пленок как свинца, так и галлия значение (1С0 сильно зависело от материала подложки. В пленках, напыленных на ЙЮ, оно было равно 1^-2 атомных слоя, в то время как для пленок на стекле оно составляло около 20 атомных слоев. Это согласуется с литературными данными для свинца. Что же касается галлия, то здесь вопрос гораздо менее изучен. Нам удалось найти всего одну публикацию, посвященную свойствам его холодноосажденных пленок, напыленных на 8Ю [4]. В этой работе величина (1С0 составляла 9-^-10 А. Для пленок галлия, напыленных на стекло, нам не удалось найти литературных данных. Поэтому результаты исследования пленок галлия представляют самостоятельный интерес. Значения с1С0 пленок галлия на стекле и БЮ составляли 55-г70 А и 5-9 А соответственно. Таким образом, для галлия наблюдалась точно такая же зависимость толщины появления проводимости от материала подложки, как для свинца и ртути. Величина Ла> в пленках, напыленных на стекло, зависела от температуры подложки во время напыления. Исследование подобной зависимости для пленок свинца на стекле показало, что она имеет минимум при температуре около 80 К (см. Рис. I). Таким образом, при низких температурах <1С0 уменьшается с ростом температуры, а при высоких возрастает. В высокоомных пленках, напыленных при температурах выше 100 К, наблюдался рост сопротивления от времени уже после прекращения напыления; этот рост продолжался в течении десятков минут, что говорит о заметной подвижности атомов при этих температурах. В пленках, напыленных при более низких температурах, этот эффект отсутствовал.

Температура подложки, К

Рис. 1. Толщина появления проводимости для пленок свинца на стекле, как функция температуры подложки во время напыления.

Параграф III-1.2 посвящен изучению отжига высокоомных пленок, напыленных на стеклянные подложки. Отжиг вызывал значительное необратимое падение сопротивления (до 7 порядков величины). При этом характер отжига сильно зависел от начального сопротивления пленок. У пленок свинца с начальным сопротивлением ~Ю10 Ом/О (при Т= 4.2 К) основное падение сопротивления происходило в интервале температур 130-150 К и сопровождалось скачками сопротивления (см. Рис. 2).

□ а

О) X

а> с; ш

Н о

а. с

о О

10Р 10? 107 10Р 105 1С* 103 102

! 1

1.5Х1СР: 1

Щ ! 1.2 Ч I ^ 11!

'60 70 80 до

2 - д- 57 А, Яа=7-10 Ом 4 - с(= 57 А, Яа= 7'10'°0м

О 50 100 150

Температура, К

200

250

Рис. 2 Отжиг пленок свинца на стекле. Стрелками отмечены скачки сопротивления. Стрелки на вставке иллюстрируют направление движения по температуре. На рисунке указаны толщины пленок, а также их начальные сопротивления при 4.2 К.

В параграфе III-1.3 рассмотрены температурные зависимости сопротивления и сверхпроводящие свойства пленок свинца и галлия на различных подложках. Для обоих металлов картина была качественно одинакова. Характерной особенностью высокоомных пленок, напыленных на стекло, являлось быстрое возрастание сопротивления ниже температуры, соответствующей критической температуре массивного образца Тс0. По мере уменьшения сопротивления пленок на кривой Л(Т) появлялся все более глубокий минимум вблизи Тсо. В пленках с сопротивлением в нормальном состоянии ЙЛ<ЛС~104 Ом/П

сопротивление уже обращалось в ноль ниже критической температуры. Подчеркнем, что критическая температура таких пленок не зависела от их сопротивления в нормальном состоянии. Интересно, что установление сверхпроводимости происходило практически одинаково как в случае, когда сопротивление пленок уменьшалось благодаря увеличению их толщины, так и в случае, когда оно уменьшалось благодаря их отжигу. Сверхпроводимость в пленках, напыленных на SiO, появлялась приблизительно при тех же значениях R„, что и для пленок на стекле, но установление сверхпроводимости происходило по-другому. В таких пленках критическая температура увеличивалась от нуля до Тсо по мерс уменьшения Rn. Пленки с Д-—104 Ом/D демонстрировали температурные зависимости сопротивления, характерные для режима слабой локализации.

Эти экспериментальные результаты обсуждаются во второй части главы III. В ней показано, что свойства пленок на стеклянных подложках не могут быть объяснены их островковой структурой, как это обычно предполагается. Предложено иное объяснение, которое заключается в том, что на стекле формируется метастабильная непроводящая модификация, которая переходит в равновесное металлическое состояние при увеличении толщины пленки или ее нагреве. Такой подход позволяет объяснить все имеющиеся экспериментальные данные для холодноосажденных пленок не только свинца и галлия, но также и ртути.

В параграфе Ш-2.1 показано, что зависимость dco от температуры подложки и результаты отжига пленок, напыленных на стекло, прямо противоречат предположению 6 формировании островковой структуры в холодноосажденных пленках. Необходимое условие для формирования островков - высокая подвижность атомов металла. Повышение температуры подложки во время напыления может лишь увеличить подвижность, и, следовательно, размер островков. Поэтому в рамках островковой модели толщина появления проводимости должна расти с повышением температуры подложки. Эго противоречит нашим экспериментальным результатам (см. Рис. I). Отметим, что для пленок, напыленных при высоких температурах подложки, где уже резонно ожидать заметной подвижности атомов и формирования островковой структуры, dco действительно растет при повышении температуры подложки; о формировании островковой структуры говорит и рост сопротивления таких пленок после прекращения напыления. Другим

условием для формирования островков является несмачивание подложки металлом. В этом случае нагрев пленки при отжиге приводил бы к тому, что островки скруглялись бы, стремясь приобрести форму, соответствующую минимальной поверхностной энергии. Кроме того, при высоких температурах стала бы возможной коалесценния. Оба этих процесса должны были бы приводить к росту сопротивления островковой пленки при ее отжиге. В полном согласии с этим, подобное явление наблюдалось на опыте для островковых пленок многих металлов, напыленных при температурах несколько сотен Кельвинов. Что же касается наших данных по отжигу холодноосаждешшх пленок, то они прямо противоречат этому заключению (см. Рис. 2). Таким образом, экспериментальные данные для пленок, напыленных при гелиевых температурах, нельзя объяснить их островковой структурой.

В параграфе Ш-2.2 предлагается объяснение, основанное на том, что при конденсации металлических атомов на поверхность . стекла формируется метастабильная непроводящая модификация металла. В самом деле, возможностей для того, чтобы в довольно толстой (20 атомных слоев) пленке отсутствовала электропроводность, всего две. Либо пленка не является непрерывной и состоит из отдельных островков металла, либо она непрерывна, но атомы металла формируют особую, непроводящую модификацию. Поскольку наши экспериментальные данные противоречат первой из возможностей, то это значит, что на практике осуществляется вторая. Такая модификация должна быть метастабильной. В этом случае увеличение толщины пленки или ее нагрев вызывают переход в металлическое состояние. В этом параграфе также предлагается модель непроводящей модификации металлов, основанная на формировании атомами металла двухатомных молекул. Известно, что металлические атомы могут образовывать молекулы с ковалентной связью, подобно атомам неметаллических элементов. Двухатомные молекулы наблюдались в парах большинства металлов. Эти молекулы соответствуют некоторому метастабильному состоянию. Поэтому, если взаимодействие атомов металла с подложкой не меняет их химической активности, то при конденсации паров металла на холодную подложку может возникнуть ситуация, когда пленка будет состоять в основном из таких двухатомных молекул. Такая пленка будет являться диэлектриком. Однако, если взаимодействие с подложкой изменяет химическую

активность атомов металла, то это может сделать формирование молекул невозможным. На такой подложке будет расти металлическая пленка. Отметим, что в рамках дайной модели металлическая пленка должна расти на любой металлической поверхности. Данная модель остается пока лишь гипотезой, но она позволяет объяснить естественным образом, почему образование диэлектрических модификаций металлов возможно на одних подложках и невозможно на других. Как показано в данном параграфе, эта модель также позволяет объяснить, каким образом информация о материале подложки передается к верхним слоям пленки, при формировании диэлектрических модификаций в отсутствие в структуре дальнего порядка. Этот вопрос важен, так как формирование в холодноосажденных пленках какой-либо структуры с дальним порядком крайне маловероятно.

В параграфе 111-2.3 детально обсуждаются появление проводимости при напылении и результаты отжига для пленок, напыленных на стекло, в рамках .модели диэлектрической модификации. Показано, что все экспериментальные данные, как для свинца, так и для галлия, находят в этой модели свое логическое объяснение.

В параграфе Ш-2.4 обсуждаются сверхпроводящие свойства пленок. Зависимости критической температуры тонких пленок от их сопротивления в нормальном состоянии, а также слаболокализационные температурные зависимости сопротивления, наблюдавшиеся в пленках, напыленных на.вЮ (т.е. в пленках с малыми значениями йсо), полностью соответствует современным представлениям о том, что должно наблюдаться в неупорядоченной двумерной системе. Более интересна ситуация для пленок, напыленных на стекло. Обычно сверхпроводящие свойства пленок с большими значениями <1С0 объясняют, исходя из предположения об их островковой структуре. Действительно, они могут быть качественно описаны в рамках островковой модели. В нашей модели по мере напыления в диэлектрической пленке появляются области, перешедшие в металлическое состояние. Именно с этим и связано появление проводимости в пленке. Таким образом, пленка состоит из металлических гранул, внедренных в диэлектрик, поэтому сверхпроводящие свойства должны быть в основном схожими с островковой пленкой. Но существуют и некоторые существенные отличия. Главное из них заключается в том, что диаметр островков в

островковых пленках должен быть по крайней мере в 3 раза больше, чем с!со (это соотношение легко получить из условия, что весь материал пленки должен быть сосредоточен в островках), в то время как в диэлектрической модели размер гранул может быть гораздо меньше. Предположение, что в холодноосажденных ртутных пленках размер гранул меньше толщины пленки, позволяет объяснить известные данные по сверхпроводимости ртутных пленок. Как уже говорилось, свойства этих пленок во многом аналогичны свинцовым и галлиевым; в частности, они имеют примерно такую же толщину появления проводимости. Однако картины установления сверхпроводимости в них различаются. Для пленок свинца и галлия состояние с нулевым значением сопротиатения ниже Тс существует, только если их сопротивление в нормальном состоянии Яп<11с~ 104 Ом/О. Этот результат находится в полном-согласии с тем, что должно наблюдаться в двумерной системе (см. обзор [5]) и может быть одинаково хорошо объяснен как осгровковой моделью, так и моделью металлических гранул, внедренных в диэлектрик, в том случае, когда последние образуют двумерную структуру. Однако в ртутных пленках на стекле установление глобальной сверхпроводимости соответствует значениям сопротивления ~106 Ом/П [2], что на два порядка больше, чем теоретический предел для существования сверхпроводимости в двумерных системах. Это противоречие может быть легко объяснено в рамках модели диэлектрической фазы. Появление проводимости в этом случае связано с образованием и ростом внутри пленки металлических кластеров. Если размер кластеров меньше толщины пленки, то они могут формировать не двумерную, а трехмерную систему. В трехмерной системе параметром, определяющим разрушение сверхпроводимости, является не сопротивление пленки, а ее удельное сопротивление, и сверхпроводимость, таким образом, может существовать и при Л„»104 Ом/П.

Глава IV посвящена сверхпроводящим свойствам двуслойных пленок. По современным представлениям, сверхпроводящие свойства тонких неупорядоченных пленок в том случае, когда они могут рассматриваться как двумерная система, определяются в основном величиной К„. Как уже говорилось, обычная методика изучения этого явления, заключающаяся в регистрации изменения сверхпроводящих свойств пленки при последовательном увеличении ее толщины, не позволяет' разделить между собой два параметра - изменение

сопротивления и изменение толщины сверхпроводника. При этом не исключается возможность объяснений, основанных, например, на эффекте близости между подложкой и сверхпроводником или на влиянии поверхностных эффектов. Нами рассмотрена ситуация, когда сопротивление пленки уменьшается благодаря напылению нормального металла на ее поверхность; при этом толщина слоя сверхпроводника остается неизменной. Эти опыты позволили показать, что сверхпроводящие свойства определяются именно сопротивлением пленки.

Параграф IV-1 посвяшен шишам с малыми значениями Ас0. В этом случае критическая температура сверхпроводящего перехода монотонно понижается с ростом Яп, обращаясь в нуль при некотором критическом значении сопротивления Яс -104 Ом/О. В качестве сверхпроводника в этих опытах использовались холодноосажденные пленки висмута и галлия. В первом случае напыление происходило на стеклянные подложки, во втором случае для получения малых значений с1т пленки напылялись на слой 510. В качестве нормального металла было выбрано серебро, которое не образует сверхпроводящих соединений с висмутом и галлием. И в том, и в другом случае напыление серебра на поверхность пленок с высоким значением Р.„, сверхпроводимость которых была сильно подавлена, приводило к заметному росту Тс. Подчеркнем, что это возрастание Тс происходило несмотря на эффект близости, обычно приводящий к понижению критической температуры сверхпроводника, находящегося в контакте с нормальным металлом. Только при дальнейшем увеличении толщины слоя нормального металла влияние эффекта близости становилось достаточно существенным, чтобы привести к понижению Тс. Соответствующие зависимости ТС(ЯУ) для пленок Оа/^ показаны на Рис. 3. Данный эффект не может быть объяснен какими-либо эффектами на границе раздела металлов, так как в таком случае все эффекты имели бы место при толщинах серебра порядка 1+2 атомных слоев, т.е » 3+6 А, и определялись бы толщиной напыленного серебра. Однако это было не так. Эффект наблюдался и при толщинах серебра в несколько десятков ангстрем. Более того, толщина слоя серебра, при которой достигался максимум Тс, зависела и от сопротивления исходной пленки, и от ее толщины. Этот эффект может быть понят на основе представлений

Рис. 3 Зависимости критической температуры пленок Са/Ад от их сопротивления при Т-9.0 К.

Символами одинаковой формы показаны результаты, полученные в одном эксперименте, при этом сплошные символы соответствуют пленкам чистого галлия, а открытые - пленкам галлия, покрытого серебром. Толщина слоя галлия составляла: • для кривой 2 -12.8 А, 3 - 5.7 А, 4 - около 15 А, 5 - 8.0 А. Кривая 1 соответствует зависимости ТС(Я„) для чистого галлия.

о том, что Тс тонких неупорядоченных пленок определяется в основном величиной Я„. При этом эффект близости нормального металла и сверхпроводника может быть учтен, как понижение. Тс„ такой двуслойной системы. В этом случае при напылении нормального металла на поверхность пленки сверхпроводника с высоким сопротивлением, критическая температура которой сильно подавлена,

происходит рост Тс за счет общего понижения R„. Однако, по мере роста толщины нормального металла, влияние эффекта близости возрастает, что и приводит к падению Тс при дальнейшем напылении.

В параграфе IV-2 описываются аналогичные эксперименты, проведенные с пленками галлия на стеклянных подложках. Проводимость и сверхпроводимость в таких пленках возникают при сравнительно больших толщинах и, как уже отмечалось, в этом случае критическая температура не зависит от сопротивления пленок. Напылением серебра на поверхность пленок галлия, сверхпроводимость в которых отсутсвовала из-за их высокого сопротивления, также можно было добиться установления глобальной сверхпроводимости, если сопротивление пленки за счет напыления серебра уменьшалось до значений, меньших /ÍC~104 Ом/П. Однако в этом случае критическая температура такой двуслойной пленки монотонно падала по мере увеличения толщины серебра. Установление глобальной сверхпроводимости в образце соответствовало тем же значениям Rn, что и для галлиевых пленок. Напылением нормального металла можно было вызвать установление сверхпроводимости даже в пленке, в которой изначально отсутствовала измеримая проводимость. Однако в этом случае требовались. большие толщины серебра, соответственно, и Тс была существенно ниже. Следует отметить, что ситуация в случае галлиевых пленок на стеклянных подложках значительно более сложна, чем в рассмотренном выше случае пленок с малыми значениями dco. Так, напыление серебра может инициировать переход в проводящую модификацию пленки галлия; в этом случае трудно различить, какая часть изменения сопротивления пленки связана с напылением нормального металла, а какая обусловлена переходами в пленке" галлия: Различные возможности подробно проанализированы в диссертации. Однако, несмотря на сложность ситуации, экспериментальные результаты удается понять, если считать, что сверхпроводящие свойства пленок определяется в основном величиной Rn, и принять во внимание понижение Тс благодаря эффекту близости.,

В заключении работы сформулированы основные результаты:

1. Исследование холодноосажденных пленок галлия показало, что их свойства сильно зависят от материала подложки. В частности, в пленках, напыленных на стеклянные подложки, толщина появления проводимости составляет около 20 атомных слоев, в то время как для пленок, напыленных на слой БЮ, она равна 1^-2 атомных слоя. Аналогичные зависимости свойств пленок от материала подложки наблюдались ранее для свинца и ртути.

2. Экспериментальное изучение возникновения проводимости и отжига холодноосажденных пленок свинца и галлия на стеклянных подложках показало, что большая толщина появления проводимости не может быть объяснена островковой структурой пленок. Наши результаты свидетельствуют об образовании метастабильно'й диэлектрической модификации в таких пленках. Увеличение толщины пленки либо ее нагрев ведут к переходу в равновесное металлическое состояние.

3. Предложена модель диэлектрической модификации холодноосажденных пленок металлов, которая позволяет объяснить все имеющиеся на данный момент экспериментальные данные для пленок свинпа, ртути и галлия и, в частности, зависимость структуры холодноосажденных пленок от материала подложки.

4. Исследовано влияние покрытия нормальным металлом на сверхпроводящие свойства тонких неупорядоченных пленок. Показано, что общее понижение сопротивления за счет напыления нормального металла приводит к установлению сверхпроводимости. Наши данные свидетельствуют, что величиной, определяющей в основном сверхпроводящие свойства тонких пленок, является именно их сопротивление в нормальном состоянии и, таким образом, подтверждают современные теоретические представления о подавлении сверхпроводимости в неупорядоченных двумерных системах.

Основные результаты диссертации опубликованы в следующих работах:

1. И.Л. Ландау, Д.Л. Шаповалов, И.А. Паршин, Повышение температуры сверхпроводящего перехода тонких пленок при напылении на их поверхность нормального металла, Письма в ЖЭТФ 53, 250 (1991)

2. I.L. Landau, I.A. Parshin, "Increase in the superconducting transition temperature of thin films as a result of a normal metal deposition on their surface" - Physica В 194-196, 2339 (1994).

3. LA. Parshin, I.L. Landau, L. Rinderer, "Conductivity onset and superconducting properties of quench-condensed gallium films, deposited onto different substrates" - Phys. Rev. В 54, 1308 (1996).

4. A.V. Danilov, S.E. Kubatkin, I.L. Landau, I.A. Parshin, L. Rinderer, "Insulating modifications of metal in cold-deposited films" - Czec. Jour. Phys. 46-S5, 2477 (1996).

5. I.L. Landau, LA. Parshin, and L. Rinderei, "Insulating modification in cold-deposited films of lead " - принято к печати в Jour. Low Temp. Phys. 108, Nos 3/4 (1997).

Литература:

1 M. Strongin and O.F. Kammercr

Superconductive phenomena in ultrathin films J. Appl. Phys. 39, 2509 (1968)

M. Strongin, R.S. Tompson.O.F. Kammerer and J.E. Craw

Destruction of superconductivity in disordered near-monolayer films Phys. Rev В 1, 1078 (1970).

2 B.JI. Цимбаленко, Л.И. Шалытков

Электропроводность и сверхпроводящие свойства тонких ртутных пленок

ЖЭТФ 65, 2086 (1973)

A.V. Danilov, S.E. Kubatkin, I.L. Landau, and L. Rinderer

Dual electrical properties of quench-condensed mercury films. Dependence on the substrate material.

Jour. Low Temp. Phys. 103, 35 (1996)

3 A.M. Finkel'stein

Suppression of Superconductivity in Homogeneously Disordered Systems

Physica B 197, 636 (1994)

4 T. Kawaguti, B. Shinozaki and Y. Fujimori

Superconducting transition of quench-condensed ultrathin films Jap. J. Appl. Ph. 26, 1329 (1987)

5 S. Katsumoto

Single-electron tunneling and phase transitions in granular films /. Low Temp. Phys. 98, 287 (1995)

Подписано в печать 14 мая 1997 года. Формат 60x84/16. Заказ № № Тираж 100 экз. П.л. 1,0 Отпечатано в РИИС ФИАН. Москва, В-333, Ленинский проспект, 53