Локализация и сверхпроводимость в ультратонких холодноосажденных пленках тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.09 ВАК РФ

Р Г Б ОД

; 2 РОССИЙСКАЯ АКАДЕМИЯ НАУК

ИНСТИТУТ ФИЗИЧЕСКИХ ПРОБЛЕМ имени П.Л.КАПИЦЫ

на правах рукописи

ШАПОВАЛОВ Дмитрий Леонидович

УДК 538.975

ЛОКАЛИЗАЦИЯ И СВЕРХПРОВОДИМОСТЬ В УЛЬТРАТОНКИХ ХОЛОДНООСАЖДЕННЫХ ПЛЕНКАХ.

Специальность 01.04.09 - Физика низких температур и криогенная техника

Автореферат

диссертации на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук

МОСКВА 1994

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

Официальные оппоненты: доктор физико-математических наук

И.Н.Хлюстиков

кандидат физико-математических наук И. М.Суслов

Ведущая организация: Институт Общей Физики РАН

Защита состоится ^ёПсЛЯ^Я 1994 года в 10 щ.

сов на заседании Специализированного ученого совета Д 003.04.01 при Институте Физических Проблем им.П.Л.Капицы РАН по адресу: 117334, Москва, ул. Косыгина 2.

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

Автореферат разослан года.

Ученый секретарь Совета, доктор физико-математических наук

Л.А. Прозорова

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ.

Актуальность темы.

Вопрос о сверхпроводимости в неупорядоченных системах относится к числу фундаментальных проблем физики и до сих пор не имеет законченного решения [1,2]. Наиболее интересным является случай двумерных (2(1) систем, в которых электронные состояния локализованы при сколь-угодно слабом беспорядке и в отсутствие сверхпроводимости основное состояние при Т = О является непроводящим (изолятором) [3].

Для получения неупорядоченных (аморфных) пленок применяются конденсация металлов на холодную подложку [4], а также ионное распыление [5]. В настоящее время принято разделять металлические пленки на два класса. Пленки с беспорядком на атомном масштабе считаются однородными. Если не предпринимать специальных мер, то пленки обычно неоднородны на масштабах длин порядка 50А. Такие пленки считаются гранулированными. Сверхпроводимость проявляется в однородных и гранулированных системах совершенно различным способом. Считается, что в гранулированных пленках подавление сверхпроводимости связано с усилением флук-туаций фазы сверхпроводящего параметра порядка. В однородных пленках подавление сверхпроводимости принято связывать с усилением кулоновского взаимодействия электронов при рассеянии на примесях [3]. В этом случае подавляется амплитуда параметра порядка и задача является локальной. Однако, в теоретическом описании сверхпроводимости в однородно неупорядоченных системах единой точки зрения до сих пор нет и имеются взаимоисключающие результаты [I, 2], одинаково хорошо описывающие эксперименты.

За последние 50 лет накоплен огромный экспериментальный материал о свойствах металлических пленок, однако имеются проблемы, затрудняющие получение однозначной и ясной физической картины.

Во-первых, только недавно стало ясно, что морфология пленок очень важна для сверхпроводящих свойств. Реальные системы находятся, обычно, в промежутке между двумя идеализированными случаями и в экспериментах, как правило, не предпринимается никаких попыток определить насколько "однороден" тот или иной образец. Несовпадение результатов для одних и тех же систем может свидетельствовать о разной степени однородности объектов исследования, что затрудняет правильную интерпретацию.

Во-вторых, полное подавление сверхпроводимости в тонких однородных пленках происходит при сопротивлении "на квадрат" До« Ю4Ом, т.е. за пределами применимости классических методов слабой локализации [3]. Свойства 2<1 систем в данной области беспорядка очень слабо изучены как экспериментально так и теоретически.

В-третьих, систематическое изучение тонких пленок показывает, что критическая температура сверхпроводимости Тс уменьшается с толщиной пленок й (обычно, 6ТС--1 /с£ [4, 6]). Этот факт используется, часто успешно, для объяснения подавления Тс тонких пленок поверхностными эффектами, различными пароразрушающи-ми механизмами на поверхности подложки (пленки) и (или) эффектом близости [7]. Ставится под сомнение роль беспорядка в сверхпроводимости неупорядоченных систем. Таким представлениям способствует то, что для получения однородных пленок используются технологии, при которых условия на поверхности пленки не идеальны: практически всегда применяются аморфные полупроводники в качестве компонентов сплавов [5] или в качестве покрытий подложек [4, 6]. Роль таких покрытий в проводимости и сверхпроводимости ультратонких пленок до сих пор плохо изучена.

В данной работе предлагается принципиальное решение вопроса о механизмах, определяющих Тс тонких однородных пленок. Вначале приводятся экспериментальные доказательства однородности объектов. Затем исследуется как меняются свойства тонкой сверхпроводящей пленки при изменении условий на ее поверхности. С этой целью изучаются ультратонкие двухслойные системы из аморфного сверхпроводника и нормального металла или сверхпроводника с низким Тс.

С традиционной точки зрения напыление на поверхность сверхпроводящей пленки нормального металла всегда приводит к падению Тс системы [7]. Если низкое Тс тонкой пленки вызвано беспорядком, то оно определяется в первую очередь ее сопротивлением "на квадрат" Да~ [1]. Напыление металла на тонкую

сверхпроводящую пленку приводит к уменьшению Еа всей системы и, как следствие, к уменьшению локализационных эффектов. Для тонкой пленки сверхпроводника (большие Дп) при малой толщине металлического покрытия Тс системы возрастает, несмотря на эффект близости. Такой "аномальный" эффект близости в двухслойной системе неупорядоченный сверхпроводник - нормальный металл явля-

ется однозначным подтверждением определяющей роли беспорядка в сверхпроводимости двумерных однородно неупорядоченных систем.

Целью диссертационной работы была разработка методики, позволяющей создавать ультратонкие однородно неупорядоченные пленки и двухслойные системы; исследование возникновения и изменения с толщиной проводимости и сверхпроводимости в пленках аморфных сверхпроводников и изучение влияния металлических, сверхпроводящих и неметаллических покрытий на свойства ультратонких однородно неупорядоченных сверхпроводящих пленок.

Основными объектами исследования были холодноосажденные пленки аморфного висмута. Такой выбор определялся как большим числом работ по аморфному висмуту, что позволило сконцентрироваться на принципиальных аспектах проблемы, так и особым интересом к ультратонким пленкам висмута, в которых полное подавление сверхпроводимости происходит при Д/(2е)2 ~ 6.45кОм [б].

Научная новизна диссертации определяется оригинальными результатами, впервые полученными в данной работе, и заключается в основных положениях, выносимых на защиту:

1. Разработана методика воспроизводимого получения ультратонких однородно неупорядоченных холодноосажденных пленок и двухслойных систем.

2. Изучено влияние металлических (Аи, Ag, А^), сверхпроводящих (гп) и неметаллических (Се, БЬ) покрытий на проводимость и сверхпроводимость ультратонких (<50А) однородных пленок аморф- '. ' ного висмута. Обнаружено, что тонкие металлические покрытия повышают Тс в системе неупорядоченный сверхпроводник - металл. Совокупность полученных данных подтверждает современные представления о влиянии беспорядка на электрон-электронное взаимодействие и сверхпроводимость в неупорядоченных квази-двумерных системах. Обнаружено, что аморфные полупроводники (Се, БЬ) подавляют Тс тонких однородных пленок аморфного висмута.

3. Обнаружено образование при низкой (<15К) температуре соединений на границе раздела двух пленок: висмут-сурьма - металлического, висмут-магний - неметаллического, золото-сурьма - сверхпроводящего.

4. Исследованы электрические и сверхпроводящие свойства хо-

лодноосажденных пленок висмута, золота и цинка и обнаружено, что проводимость в таких пленках появляется при субмонослойных толщинах (<4.5А), а переход к режиму слабой локализации происходит при толщинах менее 6А, до появления сверхпроводимости. В режиме слабой локализации из исследований магнетосопротивле-ния получена оценка времен неупругой релаксации фазы электронов. Соответствующие длины сбоя фазы Ьф ультратонких высокоомных (> 2кОм) пленок чрезвычайно малы (Ьф(4К)< 2 • 102А).

5. Измерена температурная зависимость верхнего критического поля однородно неупорядоченных пленок аморфного висмута в диапазоне толщин 8.5-100А. Значения наклона верхнего критического поля Н'с2{Тс) находятся в соответствии с теорией для двумерных однородно неупорядоченных сверхпроводников.

Научное и практическое значение работы. Совокупность результатов полученных в данной работе, подтверждает определяющую роль электрон-электронного взаимодействия в свойствах неупорядоченных сверхпроводников.

Разработанная методика и полученные результаты позволяют применить их при исследовании двумерных и слоистых структур, в особенности для моделирования транспортных свойств высокотемпературных сверхпроводников. Новая информация, полученная при изучении ультратонких однородных пленок, способствует развитию представлений о сверхпроводимости в неупорядоченных системах.

Апробация работы.

Результаты изложенные в диссертации докладывались автором на: Международной конференции по физике низких температур ЬТ-20 (Орегон, США, 1993), а также на научных семинарах Института Физических Проблем имени П.Л.Капицы Российской Академии Наук.

Публикации.

Основные результаты диссертации опубликованы в двух статьях:

И.Л. Ландау, Д.Л. Шаповалов, И.А. Паршин. Повышение температуры сверхпроводящего перехода тонкой пленки при напылении на ее поверхность нормального металла. Письма в ЖЭТФ, 51, (1991), с.332-335.

Д.Л. Шаповалов. Локализация и эффект близости в ультратонких сверхпроводящих пленках. Письма в ЖЭТФ, 60, (1994), с.193-198.

Структура и объем диссертации.

Диссертация состоит из введения, пяти глав и заключения. Объем диссертации составляет 126 страниц, из них 70 страниц текста, 45 рисунков и список литературы из 89 наименований.

СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ.

Во введении формулируется основная цель исследования, общая постановка задачи и содержится краткий обзор содержания работы.

В первой главе дается краткий обзор теоретических и экспериментальных- работ о влиянии беспорядка на сверхпроводимость в двумерных системах.

Во второй главе описывается прибор, созданный для получения и исследования in situ холодноосажденных пленок и двухслойных систем, и методика приготовления ультратонких однородно неупорядоченных пленок.

Прибор представлял собой небольшую камеру, целиком погружаемую в дьюар с жидким 4Не. На верхнем фланце камеры располагались испарители, на нижнем - подложка, кварцевый измеритель толщины и заслонки, позволявшие напылять на одной подложке до 6 пленок. Толщина пленок контролировалась по сдвигу частоты кварцевого резонатора. Разрешение по толщине пленок было 0.02А для веществ с плотностью Юг/см3.

Для контролируемого и воспроизводимого получения ультратонких сплошных однородных пленок применялась методика, впервые предложенная Стронжиным и др. [4]: перед напылением пленок стеклянная подложка покрывалась in situ слоем германия или сурьмы толщиной 6-8А. Температура подложки при напыления пленок не превышала 8К. После напыления все пленки и сэндвичи всегда отогревались до 12-15К. При этом происходили небольшие (< 1/100) необратимые изменения сопротивления, характерные для метастабильных веществ. Знак изменения сопротивления при отжиге зависел от вещества и величины сопротивления. После отжига все изменения R(T) были обратимыми. При работе с двухслойными системами вначале на б пленок напылялось одинаковое количество Ge (Sb) при одинаковых условиях, затем напыляли несколько пленок висмута и убеждались в совпадении их свойств. Потом на пленки Bi последовательно напылялся второй металл, измерялось сопроти-

вление Ra и записывался температурный ход сопротивления R(T). Такая процедура повторялась несколько раз и сэндвич получался в результате многократных напылений металла на одну и ту же пленку висмута. В работе была достигнута хорошая воспроизводимость результатов для пленок толщиной >5À.

В работе измерялись сопротивление, магнетосопротивление и перпендикулярное верхнее критическое поле Нс2(Т) в диапазоне температуры 1.2- 15К, полей - 0-36кЭ. Сопротивление пленок определялось четырехконтактным методом на постоянном токе и пересчитывалось в Ra по известной геометрии масок. Тс определялась по середине сверхпроводящих переходов R(T), Яс2(Т) - по середине сверхпроводящих переходов R(T) в поле, или при фиксированной температуре по середине переходов R(H).

Третья глава носит, в основном, методический характер. В этой главе показано, что пленки висмута, напыляемые на стеклянную подложку при гелиевой температуре, вплоть до толщин 30-40À являются неоднородными объектами и в проводимости и сверхпроводимости существенны перколяционные эффекты.

Проводимость пленок висмута на стеклянной подложке наступает при толщине ~10Â (рис.1). При увеличении толщины пленок наблюдаются несколько "фаз": изолятора, "локальной" сверхпроводимости, "металлическая", и глобальная сверхпроводимость. Пленки тоньше < 15Â имели нелинейные вольт-амперные характеристики при всех температурах. Нелинейности оставались даже в магнитном поле ЗбкЭ. Такое поведение характерно для гранулированных систем и свидетельствует о наличии в пленках неоднородной структуры на характерных для сверхпроводимости и локализации масштабах длин.

При уменьшении толщины пленок Bi наклон верхнего критического поля Н'с2(Тс) превышает >200кЭ/К и расходится, что свидетельствует о приближение пленки к порогу протекания (вставка на рис.3). В неоднородных системах вместо длины когерентности Гинзбурга-Ландау ¿Гл(Т) {Hc2{T)=ch/eftn(T) ~ (1/£>)(Тс - Т), D- коэфф. диффузии) возникает эффективная длина когерентности Çeff(T) и меняется температурный ход Яс2(Т): Яс2(Т) ~ [бу/СП]-2 ~ (Тс-ТУ, /3<1 [8]. Измерения Яс2(Т) и Н'с2{Тс) свидетельствуют о наличии неоднородностей структуры в формально сплошных пленках висмута на стекле вплоть до толщин ~40À.

В главе приведены эксперименты с двухслойными системами на

неоднородных пленках висмута. На островковую пленку висмута толщиной 16Á и Лп(12К)!»9кОм при 8К напылялся Ge (рис.4), что привело к сильному падению сопротивления (вдвое при толщине Ge ~1Á) и возрастанию "Тс", определяемому по кривой перехода R(T), что также подтверждает неоднородность структуры тонких пленок висмута, напыляемых на стеклянную подложку.

Также на пленку висмута 18Á и ДП(12К) напылялось серебро. Напыление серебра приводит к постепенному уменьшению наклона Н'с2(Тс) от >200кЭ/К до ~15кЭ/К, что свидетельствует об уменьшении масштабов неоднородностей. При малой (<5Á) толщине серебра Тс возрастает, а при больших падает. Падение Тс может быть объяснено в терминах эффекта близости [7]. Неоднородная структура исходной пленки не позволяет содержательно интерпретировать возрастание Тс в системе сверхпроводник - нормальный металл.

Исследована зависимость свойств пленок Bi от толщины подслоя a-Ge и показано, что для получения однородных пленок необходимо покрывать подложку in situ слоем Ge (Sb) толщиной не менее 6-8Á.

Четвертая глава посвящена холодноосажденным однородно неупорядоченным пленкам висмута, золота и цинка. Основное внимание уделено появлению проводимости и сверхпроводимости по мере увеличения толщины пленок, исследованию закономерностей перехода изолятор-сверхпроводник и обоснованию однородности сверхпроводящих пленок висмута. Проводится анализ экспериментальных данных на основании теорий слабой локализации [1, 3, 9]. Общая особенность пленок всех исследованных металлов состоит в том, что проводимость наступает при толщинах <4.5Á, а сверхпроводимость -при больших толщинах (<7Á). Во всех исследованных ультратонких пленках проводимость не зависела от напряженности электрического поля в диапазоне 5-10~3-0.5 В/см.

Глава разбита на части, соответствующие разным металлам.

В части 4.1 рассматриваются пленки висмута. Проводимость на уровне Ю-6Ом-1 для пленок на a-Ge наступала при толщине ~4Á (рис.2), а для пленок на a-Sb критическая толщина начала проводимости (при 14К) была меньше: 2.8±0.2Á. Свойства пленок висмута на a-Ge и a-Sb с одинаковыми iüa(14K) совпадали. Было исследовано влияние различной толщины подслоя a-Ge на свойства однородных пленок Bi. При толщине подслоя 70Á критическая толщина начала проводимости (при 14К) была всего на 0.15Á меньше, чем при 6Á

германия. Пленки с толстым подслоем ве при той же толщине и Лп имели всегда меньшее Тс - при ТС«1.5К разница Тс была 0.12К и уменьшалась с увеличением толщины Ш.

При увеличении толщины пленок В! наблюдается переход от сильной локализации Лп ~ ехр(То/Т)а (а уменьшался от 1 до ~ 1/3) к проводимости в режиме слабой локализации Л^1 ~ А(е2 /ъК) • 1пТ при Дп(14К)<ЗОкОм. Такой переход связан с увеличением длины локализации ~ ехр[(Л7г2/е2)/Да] при увеличении толщины (и _Ка) [3]. В диапазоне сопротивлений ЗОкОм>Ла>ЗкОм при Т <5К в магнитном поле ЗбкЭ А=1, что соответствует квантовым поправкам от взаимодействия электронов для однородных систем [3]. Из измерений магнетосопротивления в диапазоне сопротивлений 80к0м>Дп >ЗкОм, толщин 5-8А и температуры 1.2-14К, мы оценили величину и температурную зависимость Ьф. В исследованном диапазоне Ла и Т длина спин-орбитального рассеяния мала Ь)0 В диапазо-

не 1.2-14К Ьф{Т) меняет температурную зависимость: при Т >4К Ьф~ Т-1, а при Т <4К Ьф~ Т-0'5, что соответствует электрон-электронному рассеянию с малыми передачами энергии [3]. При Т >4К проводимость имеет аномальную температурную зависимость, не имеющую объяснения в рамках теории слабой локализации [3]. Анализ данных показывает, что в исследованных пленках условие Ьт= у/КЩТёвТ <СЬф выполняется не строго (Ьт<Ьф), что может быть существенным при сопоставлении эксперимента и теории [1].

Наши данные по зависимости Тс от толщины и Иа хорошо совпадают с данными [6] и качественно соответствуют теории [1, 2]. В диапазоне толщин 8.5- 100А измерена температурная зависимость Яс2(Т) (рис.3). Нс2(Т) линейна при Т —► Тс для всех пленок. При увеличении толщины наклон Н'с2(Тс) изменяется от ~25кЭ/К до значения 1.1кЭ/К для объемного аморфного висмута (коэффициент диффузии £> «1.2 см2/с). Изменение Н'с2(Тс) с толщиной качественно соответствует теории [9] для слабого беспорядка в однородных системах. Измерения магнетосопротивления и Яс2(Т) показывают, что сверхпроводящие пленки висмута на а-ве являются однородными микроскопически неупорядоченными квази-двумерными объектами.

Часть 4.2 посвящена пленкам золота. Основной целью исследования было изучить общие закономерности проводимости двумерных объектов с сильным спин-орбитальным рассеянием.

Золото напылялось на а-БЪ 8А. Проводимость при 14К на уровне

(10-6)0м-1 появлялась при толщине <1А и имела активационный характер. Переход к логарифмической проводимости происходил при толщине ~2А и Да(14К)<ЗОкОм. Исследованы проводимость и магнетосопротивление пленок в диапазоне толщин 1-15А и сопротивлений 107-5-102С)м. Поведение Д(Т) пленок золота и несверхпроводящих пленок висмута с теми же До(14К) совпадали качественно и количественно. Анализ магнетосопротивления дает одинаковую величину и температурный ход Ьф{Т) в пленках золота и висмута. Это подтверждает, что особенности проводимости и перехода изолятор-сверхпроводник в двумерных системах определяются характером (спин-орбитального) рассеяния электронов [1, 3] и одних только измерений проводимости в нормальном состоянии недостаточно для определения условий такого перехода (рис.2).

В диапазоне толщин 3-10А в проводимости пленок золота были обнаружены сверхпроводящие флуктуации (рис.9). Сверхпроводимость в двухслойной системе золото-сурьма связана с модификацией поверхности аморфной сурьмы при конденсации золота и является чисто поверхностным эффектом, поскольку взаимная диффузия металлов при Т<15К пренебрежимо мала.

Часть 4.3 посвящена пленкам цинка. Данных по ультратонким пленкам цинка не имеется, поэтому эксперименты представляли и самостоятельный интерес.

Цинк напылялся на а-ве. Пленки толщиной 2.4А имели сопротивление До(14К)=12кОм. Пленки меньшей толщины не исследовались. Проводимость пленок с Дп(14К)=5-12кОм логарифмически зависела от температуры Д^1 ~ (3/2)(е2/тг/г) • 1пТ. При Т <8К магнетосопротивление несверхпроводящих пленок из отрицательного становится положительным. Оценки длины спин-орбитального рассеяния дают Ъ,0 ~170А (Тст)0 > 1). Длина сбоя фазы в пленках с До(14К)>5кОм оказывается также малой Ьф(4К) и Ь>0 ~170А.

Пленки с Дп(14К)<5кОм были сверхпроводящими. Тс пленок немонотонно зависела от толщины (Дп): Тс возрастала до толщины ~15А (Дп~500 Ом), а затем, достигнув максимума, начинала падать (рис.6). Такое поведение пленок связано, очевидно, с кристаллизацией первоначально разупорядоченной (аморфной) пленки. Максимальное Тс пленок цинка было 1.8К. Минимальное Тс кристаллизовавшихся пленок толщиной «103А было 1.4К.

Пятая глава посвящена исследованию двухслойных систем с ультратонкими (<50Á) однородными пленками висмута и разбита на части, соответствующие различным покрытиям. Также рассматривается простая модель эффекта близости с учетом локализации и проводится обсуждение экспериментальных результатов.

В части 5.1 исследуется влияние металлических покрытий (серебро, золото). При толщине (< 6Á) металлического покрытия Тс сэндвичей возрастает (рис.5). При больших толщинах Тс ~ exp (-¿Ag/dm) в соответствии с теорией [7]. Анализ зависимости эффекта от толщины исходной пленки и толщины покрытия показывает, что возрастание Тс не является поверхностным эффектом, а связано с делокализацией электронов системы при уменьшении Ra- Экспериментально реализован переход изолятор - сверхпроводник в однородной несверхпроводящей пленке Bi при напылении на нее серебра (вставка на рис.5).

Часть 5.2 посвящена сэндвичам висмут-цинк. Напыление сверхпроводника с низким Тсо на тонкую пленку висмута приводит при малых толщинах покрытия к возрастанию Тс системы аналогично случаю висмут-металл (рис. 6). Характеристики сэндвичей Zn/Bi (Ra, Тс) немонотонно зависят от толщины цинка: при толщине цинка имеется особенность, связанная с образованием пленки

сверхпроводящего цинка.

В части 5.3 на примере сэндвичей магний-висмут показана возможность образования соединений на поверхности. При толщине магния ~1Á на поверхности пленки висмута начинает образовываться неметаллическое соединение, что приводит к падению проводимости и Тс сэндвича Mg/Bi (рис.7). Образование соединения заканчивается при толщине магния ~5Á. Все особенности проявляются при одной и той же толщине покрытия независимо от толщины исходной пленки висмута, что отличает чисто поверхностные эффекты от локализационных.

Часть 5.4 посвящена сэндвичам Ge/Bi. Германий дает незначительный вклад в проводимость и подавляет сверхпроводимость тонких (10-15Á) пленок висмута. При напыления 40Á Ge на пленку Bi толщиной 11Á (Дп=2кОм, Tcfa2.4К) сопротивление падает на 10%, а Тс- на 0.8К (рис.8). Падение Тс не может быть описано в терминах эффекта близости из-за большой разницы (~ 103) плотностей электронных состояний в висмуте и a-Ge. Таким образом подложка из

аморфного полупроводника также вносит вклад в подавление сверхпроводимости, который должен учитываться при сравнении теории и эксперимента.

В разделе 5.5 рассматриваются пленки БЬ/Вь Для тонких (< 20А) пленок висмута Тс является немонотонной функцией толщины покрытия. При покрытии <1А Тс падает (рис. 8). При большей толщине, вплоть до толщины порядка монослоя, образуется металлическое соединение, что приводит к падению сопротивления и возрастанию Тс. Образование металлического соединения на границе висмут-сурьма также проявляется в изменении кривых отжига пленок. При большей толщине сурьма ложится неметаллом, что приводит к небольшому падению Тс (рис.8).

В части 5.6 качественно рассмотрена сверхпроводимость ультратонких двухслойных пленок в рамках куперовского случая эффекта близости (<£ < у/НБ/кТ) [7] с учетом локализационного подавления сверхпроводимости [1]. Сэндвич металл-сверхпроводник рассматривается как единая система с точки зрения локализации. Эффект близости учитывается как перенормировка "объемного" (без учета беспорядка) Тсо пленки. Модель с разумными параметрами адекватно отражает экспериментальные результаты (рис. 10). В рамках модели можно качественно объяснить зависимость "аномального" эффекта близости от толщины и параметров нормального металла.

В заключительном разделе 5.7 обсуждаются полученные результаты. Общим для всех проведенных исследований является то, что при напылении металла на пленку аморфного сверхпроводника или образовании металлического соединения на поверхности в результате напыления неметалла, Тс всегда вначале возрастает (рис.5-8). Наблюдаемый эффект зависит от толщины исходной пленки и покрытия, но при любой, даже достаточно большой (~ 50А, Тс>5.ЗК) толщине пленки В£, при напылении менее 1А металла Тс всегда возрастает. Проведенные исследования в совокупности однозначно показывают, что основной причиной подавления сверхпроводимости в однородно неупорядоченных двумерных системах является усиление электрон-электронного взаимодействия из-за рассеяния на примесях (беспорядок). Поверхностные эффекты, эффект близости, не оказывают существенного влияния на сверхпроводимость тонкой пленки и основным параметром является сопротивление (Лп).

В заключении сформулированы основные результаты диссертационной работы:

1. Разработана методика воспроизводимого получения ультратонких однородно неупорядоченных холодноосажденных пленок и двухслойных систем.

2. Впервые с высоким разрешением по толщине 2 • 10~2А) изучено влияние металлических (Аи, Ag, Мё), сверхпроводящих (2п) и неметаллических (Се.БЬ) покрытий на проводимость и сверхпроводимость ультратонких (<50А) однородных пленок аморфного висмута. Обнаружено, что тонкие металлические покрытия повышают критическую температуру сверхпроводимости в двухслойной системе неупорядоченный сверхпроводник - металл. Совокупность экспериментальных данных подтверждает современные представления о влиянии усиления электрон-электронного взаимодействия при рассеянии на примесях на сверхпроводимость в двумерных однородно неупорядоченных системах. Обнаружено, что аморфные полупроводники (Се, БЬ) подавляют критическую температуру сверхпроводимости в тонких однородных пленках аморфного висмута.

3. Обнаружено образование при низкой (<15К) температуре соединений на границе раздела двух тонких пленок: висмут-сурьма

- металлического, висмут-магний - неметаллического, золото-сурьма

- сверхпроводящего.

4. Исследованы электрические и сверхпроводящие свойства холодноосажденных пленок висмута, золота и цинка и обнаружено, что проводимость в таких пленках наступает при субмонослойных толщинах (<4.5А), а переход от режима экспоненциальной локализации к режиму слабой локализации происходит при толщинах менее 6А, до появления сверхпроводимости. В области слабой локализации проведена оценка времен релаксации фазы электронов из-за неупругих процессов. В пленках золота и висмута времена сбоя фазы ~ Т-2 при температурах выше 4К и ~ Т-1 при низких температурах. Соответствующие длины сбоя фазы ультратонких высокоомных (> 2кОм) пленок чрезвычайно малы (Ьф(4К)< 2 • 102А).

5. Измерена температурная зависимость верхнего критического поля однородно неупорядоченных холодноосажденных пленок аморфного висмута в диапазоне толщин 8.5-100А. Значения наклона верхнего критического поля Н'с2(Тс) находятся в соответствии с теорией для двумерных однородно неупорядоченных сверхпроводников.

Литература:

1. A.M. Finkel'stein. Suppression of superconductivity in homogeneously disordered systems. Invited talk at LT-20. Physica В 197, (1994) 636-648.

2. D. Belitz and T.R.Kirkpatrick. The Anderson-Mott transition. Rev. Mod. Phys., 66, (1994) 261-380.

3. B.L. Altshuller and A.G. Aronov. Electron-electron interaction in disordered conductors. , in Modern Problems in condensed matter, ed. by E.M.Pollak and A.L.Efros, North-Holland, Amsterdam, (1985) 1-154.

4. M.Strongin, R.S.Thompson, O.F. Kammerer and J.E.Crow. Destruction of superconductivity in disordered near-monolayer films.,

Phys. Rev. В. 1 (1970) 1078-1091.

5. J.M.Graybeal and M.R.Beasley. Localization and interaction effects in ultathin amorphous superconducting films. Phys.Rev.B 29, (1984) 4167-4169.

6. D.B.Haviland, Y.Liu, and A.M.Goldman, Onset of superconductivity in the two-dimensional limit. Phys. Rev. Lett. 62, (1989) 21802183.

7. P.G. DeGennes. Boundary effects in superconductors. Rev. Mod. Phys. 36, (1964) 225-237.

8. P.G.DeGennes. Partially connected systems, in Percolation, localization and superconductivity, ed. by A.M.Goldman and S.A.Wolf - New York : Plenum Press, (1984) 83-95.

9. H. Fukuyama. Localization and superconductivity. Physica В 126, (1984) 306-315.

10. А.М.Финкелыптейн. О температуре сверхпроводящего перехода в аморфных пленках. Письма в ЖЭТФ 45, (1987) 37-39.

4

Т(К) рис. 3

рис. 4

Рис. 1. Изменение резистивных переходов Ra (Т) гранулированных пленок Bi, напыленных при 8К на стекло.

Рис. 2. Температурная зависимость сопротивления Ra (Т) пленок Bi, напыленных при 8К на a-Ge. Такие пленки считаются однородными.

Рис. 3. Критическое поле H¿i{T) однородных пленок Bi на a-Ge, определенное по середине сверхпроводящих переходов . На вставке: Нсг(Т) гранулированных пленок Bi на стекле.

Рис. 4. Изменение сверхпроводящего перехода Ra (Т) островковой пленки Bi (о) при напылении на нее Ge (-). На вставке: изменение "Тс"■

рис. 5

рис. 6

2

^(кЯ)

рис. 7

Рис. 5. Тс(Яа ) сэндвичей Ag/Bi (•, *). 0- Тс исходных пленок Вь На вставке: Да (Г) - пленки В1 до (•) и после (—) напылення Ag.

Рис.6. Тс(Яп ) сэндвичей Zn/Bi (•). ТС(Я□ ) пленки 2п на ве. На вставке: Тс от толщины для этих же сэндвичей.

Рис.7. Тс(Яо ) пленок М^/Вь На вставке: Яп (14К) от толщины Рнс. 8. Изменение Тс пленок В! при напылении ве и ЭЬ.

2 5 10 15

Т(К) рис. 9 а)

ей

л

К

Ьй

ч«/

2 5 10 15 Т(К)

рис. 9 б)

0

1 1 П 1 \ у 1 1_

/ \

/ \ " 1 ) - 1 /

\

- 1 / 1 / \ У=Ю51-

- 1/ \

— Сг—- \ _

— ^^ч

Ч 4 — ч' ч

: л*-/* 11 1 г ■ 1 1 1 1 1

О

рис. 10 б)

10

1

рис. 10 а)

Рис. 9. Проводимость 1/Дп (Т) в единицах (е2/-кк) пленок аолота на сурьме. Кривые произвольно сдвинуты по вертикальной оси. Числа на кривых -Яа (14К) и толщина золота в А.

Рис.10. Моделирование сверхпроводимости в двухслойных неупорядоченных пленках. В точке □ на пленку аморфного сверхпроводника аналогичного Мо7»Се21 [5] с Тсо=7.2К, г ~ 3 • 10 с и толщиной

1бА напыляются металлы (Тсо = 0К) с такой же плотностью и различной удельной проводимостью (т). При моделировании использованы результаты работ [7] и работы [10]. а) -Тс(Е.п ); б) - Тс от толщины покрытия.

1