Термоэлектрические, неравновесные и фазово-когерентные явления в слоистых системах сверхпроводник-нормальный металл-сверхпроводник тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.07 ВАК РФ

Р Г Б ОД 2 3 О'ЛТ ЕГ;э

РОССИЙСКАЯ АКАДЕМИЯ НАУК ИНСТИТУТ ФИЗИКИ ТВЕРДОГО ТЕЛА

На правах рукописи

РЯЗАНОВ Валерий Владимирович

ТЕРМОЭЛЕКТРИЧЕСКИЕ, НЕРАВНОВЕСНЫЕ И

ФАЗОВО-КОГЕРЕНТНЫЕ ЯВЛЕНИЯ В СЛОИСТЫХ СИСТЕМАХ СВЕРХПРОВОДНИК-НОРМАЛЬНЫЙ МЕТАЛЛ-СВЕРХПРОВОДНИК

Специальность 01.04.07. - физика твердого тела

Диссертация на соискание ученой степенп доктора физико-математических наук в форме научного доклада

Черноголовка 1995

Работа выполнена в Институте физики твердого тела РАН.

Официальные оппоненты:

доктор физико-математических наук Кошелец В. П. доктор физико-математических наук Тулин В. А. доктор физико-математических наук Фейгельман М. В.

Ведущая организация: Физический институт им. П. Н. Лебедева РАН.

Защита состоится " ' У 199года в часов на

заседании специализированного совета Д 003.12.01 в Институте физики твердого тела РАН (142432, Московская область, п. Черноголовка).

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке Института физики твердого тела РАН.

Автореферат разослан " ^ " 199^. года.

Ученый секретарь специализированного совета

доктор Кулаковскни В. Д.

физико-математических наук

(с) Институт физики твердого тела РАН, 1995.

Общая характеристика работы

Слоистые сверхпроводящие системы (ССС) привлекают большое внимание исследователей, особенно после открытия в 1987 г. высокотемпературной сверхпроводимости в оксидных слоистых соединениях. В последние годы выполнено большое количество теоретических и экспериментальных работ как на слоистых соединениях, так и на искусственно приготовленных сверхпроводящих многослойных структурах. Интерес к этой области объясняется обилием нетривиальных физических явлений, происходящих в таких системах, а также возможностью создания на их основе преобразователей, чувствительных ii логических элементов для микроэлектроники, компьютерной техники, метрологии. Искусственные многослойные структуры используются для моделирования некоторых физических свойств высокотемпературных сверхпроводников (ВТСП).

Традиционной областью исследований ССС является изучение размерных переходов п низкоразмерных явлении. После открытия ВТСП внимание исследователей привлекает также динамика сложных вихревых структур в ССС, включающих вихревые линии как абрнкосовского, так и джозефсоновского типа. Большой интерес вызывает "внутренний эффект Джозефсона", непосредственно наблюдаемый в ССС в последние годы.

К моменту начала данного цпкла работ (1981 г.) имелось достаточно детальное понимание эффекта Джозефсона в одиночных джозефсонов-екпх (сверхпроводник-нормальный металл-сверхпроводник) сэндви-

чах, возникающего при протекании через них транспортного тока. Исследование многослойных БN5 систем ограничивалось, в основном, изучением проявлений размерных (ЗБ-'ЗБ) переходов на температурных зависимостях второго критического поля НС2(Т). Цикл работ посвящен разносторонним исследованиям сверхпроводящих слоистых структур с нормальными прослойками структур). В связи с хорошей поперечной теплопро-

водностью и электропроводностью БИБ структур большое внимание уделено исследованиям термоэлектрических и термомагнптных явлений в джозефсоновских переходах, а также проникновению неравновесного электрического поля через N8 границу. Обнаружены новые эффекты, связанные с одновременным проявлением термоэлектрических, джозефсоновских и неравновесных явлений в ЭЖ переходах. Существование при низких температурах наведенной сверхпроводимости в нормальных слоях ("эффект близости") является причиной специфического размерного перс-хода в БМБ структурах пз 2Б- в ЗО-спльносвязанное состояние, который.

по-нашему мнению, ответственен за обнаруженное аномальное- новедеши энергии абрикосовских вихрей и нижнего критического поля Н,.| в многослойках п К1>пгталлах ВТСП. Новым подходом к проблеме размерных переходов в ССС является также наблюденне П1)оявленш1 ЗБ-2Б перехода на джозефсоновских характеристиках SNS структур.

Целью данного цикла исследований является обнаружение п экспериментальное изучение явлений, связанных с влиянием термоэлектрических и неравновесных квазичастичных токов, а также фазовой когерентности слоев на поведение вихревых структур в многослойных системах сверхпроводник-нормальный металл- сверхпроводник.

В качестве объектов исследований были использованы искуетвешю приготовленные БКБ сэндвичи и многослойные структуры Та/Си, У/Си. МЬ/Си, а также ВТСП-монокристаллы УВа^Си^От^ и Т^Ва^СаОьО,..

Научная новизна. Следующие результаты получены впервые и выносятся на защиту:

1. Обнаружены экспериментально следующие новые эффекты:

- термоэлектрический ii акуетоэлектрдчеекпй аналоги эффектов Джозефсона;

- аналог эффекта Зеебека в распределенных джозефсоновских переходах, вызванный движением вихревой цепочки под действием разности температур сверхпроводящих берегов перехода;

- возникновение стационарных вихревых состояний в распределенном джозефсоновском переходе в отсутствие внешнего магнитного поля при протекании тока п потока тепла;

- тепловая диффузия джозефсоновских вихрен (эффект Нернста) в распределенных джозефсоновских переходах;

- индуцирование модулированным тепловым потоком резонансных ступенек (ступенек Шапиро) на вольтамиерной характеристике джо-зефсоновского БКБ перехода;

- возбуждение джозефсоновской генерации в переходе неравновесным электрическим полем;

- кратное увеличение напряжения ступенек Шапиро при "расщеплении" джозефсоновских переходов в многослойных БГ^Б структурах в процессе ЗБ-2Б кроссовера;

- возникновение флуктуационных пиков магнитного момента и термоэлектрического напряжения при приложении в плоскости кристаллов ВТСП взаимно перпендикулярных тока и потока тепла.

2. Экспериментально и теоретически изучено действие равномерно распределенного термоэлектрического тока на джозефсоновские вихри

в распределенном SNS переходе п его взаимодействие с краевым сверхтоком, задаваемым внешним источником.

3. Экспериментально и теоретически исследовано неравновесное термоэлектрическое поле вблизи джозефсоновского SNS перехода, измерена термоэде в сверхпроводящем состоянии вблизи Тс.

4. Экспериментально и теоретически изучено влияние неравновесного потока квазпчастпц на свойства джозефсоновскпх SNS переходов.

5. Обнаружен новый размерный переход в многослойных SNS структурах из квази-двумерного в 2Б-сильносвязанное состояние, объясняющий аномальное поведение Hci(T) в области низких температур в искусственно приготовленных SNS слоистых структурах и, возможно, аналогичный эффект в кристаллах ВТСП.

Обнаруженные эффекты и проведенные экспериментальные исследования явлений, связанных с влиянием термоэлектрических, неравновесных квазичастичных токов и фазовой когерентности слоев на поведение вихревых структур в многослойных SNS системах, могут рассматриваться как новое направление в физике твердого тела - неравновесные, нестационарные и термоэлектрические явления в вихревых состояниях многослойных слабосвязанных систем сверхпроводник-нормальный металл-сверхпроводник.

Результаты проведенных исследований представляют практическую ценность для разработки сверхпроводниковых приборов нового поколения,. таких как генераторы миллиметрового и субмиллиметрового диапазонов длин волн, эталоны вольта. Обнаруженные эффекты и измеренные характеристики могут быть положены в основу следующих принципиально новых преобразователей и регистрирующих устройств:

-датчик теплового потока (защищен авторским свидетельством);

-преобразователи модулированный тепловой поток - напряжение и модулированная звуковая волна - напряжение, позволяющие регистрировать амплитуду и частоту модуляции;

-"тепловой сквид" (сверхпроводящий квантовый интерферометр), преобразующий тепловой поток в квантованный магнитный поток.

Апробация работы. Результаты представленных в диссертации исследований докладывались на Всесоюзных конференциях по физике низких температур (НТ-22, Кишинев, 1982; НТ-23, Таллин, 1984; НТ-24, Тбилиси, 1986; НТ-25, Ленинград, 1988); Международных конференциях по физике)^изких температур (LT-17, Karlsruhe, 1984; LT-20, Eugene,

США, 1993); Международном симпозиуме по ппннингу и электромагнитным свойствам сверхпроводников (Fukuoka, Япония, 1985); 2-м Советско-Итальянском симпозиуме по слабой сверхпроводимости (Naples, Италия, 1987); Всесоюзной конференции по высокотемпературной сверхпроводимости (Киев, 1989); Международном семинаре по электронным свойствам полупроводниковых микроструктур и сверхпроводящих пленок (Гурзуф, 1990); Международном семинаре по современным технологиям многокомпонентных пленок и структур, Дубриничи, Украина, 1994). Различные аспекты цикла работ освещались в более чем 20 докладах автора в университетах и научных лабораториях России, Украины, Западной Европы.

Личный вклад автора в экспериментальные работы, выполненные в соавторстве, состоял в постановке задач, разработке методик, выполнении измерений и теоретической интерпретации. Большинство работ было выполнено автором в соавторстве со стажерами и аспирантами Лаборатории сверхпроводимости ИФТТ РАН, экспериментальными исследованиями которых автор, фактически, руководил. Образцы для экспериментальных исследований изготавливались В. А. Обозновым, а также сотрудниками технических и ростовых подразделений ИФТТ РАН.

Работа выполнялась в 1981-94 гг. в ИФТТ РАН (Черноголовка).

Публикации. Содержание диссертационной работы отражено в 25 статьях, опубликованных в реферируемых физических журналах [1]-[25] и одном обзоре [26]. Кроме того, автором опубликовано около 20 докладов в трудах конференций.

1. Введение

Исследуемые нами джозефсоновские SNS переходы и многослойные структуры представляют собой сэндвичи с чередующимися сверхпроводящими и нормальными слоями, причем толщина нормальных прослоек меньше или сравнима с длиной когерентности пар в нормальном металле £я(Т), так что сверхпроводящий параметр порядка Ф(Т) при достаточно низких температурах способен существовать всюду в нормальном слое за счет эффекта близости и обеспечивать протекание бездиссипативных токов поперек SNS структуры вплоть до критической плотности тока jc(T) [28,29], а также осуществлять джозефсоновскую связь между слоями с соответствующей энергией связи E/=(hjc/2e)cosip на единицу площади одного перехода [30], Здесь (^-разность фаз сверхпроводящих волновых функций соседних S слоев. Всюду далее мы предполагаем для простоты синусоидальное токо-фазовое соотношение в SNS переходах:

j.4 = jr sin V?. (1)

В используемых нами массивных джозефсоновскнх SNS сэндвичах, приготовленных из чистых металлов (главы 3-5), толщины нормальных слоев djv могли достигать единиц микрометров в связи с большими значениями £n=?ivf/(27rkT) в чистом пределе; в напыленных SNS структурах (главы 6-7) толщины S и N слоев составляли 10-20 нм, поскольку в грязном пределе значения \JhD/(2nkT) - значительно меньше. (D -коэффициент диффузии в нормальном металле.) Обнаружение так называемого "внутреннего эффекта Джозефсона" в наиболее анизотропных ВТСП [31] (в том числе в монокристаллах TIBaCaCuO) надежно свидетельствует в пользу того, что исследованные нами монокристаллы Т^ВагСаСигОя можно представлять в виде естественных стопок из сверхпроводящих плоскостей атомного масштаба, разделенных джозефсоновскпмп слоями.

Размеры большинства исследуемых нами образцов в плоскости слоев составляли единицы мм. В связи с резкой температурной зависимостью jc(T) в SNS переходах измеряемые образцы при понижении температуры оказывались в условиях "длинного" джозефсоновского перехода [32], т.е. размеры вдоль плоскости слоев превышали джозефсоновскую глубину проникновения Лj=y$oT(27r/iojcA) [30,29]. (Здесь использованы обозначения: Фо=2.07х10~15 Вб - квант магнитного потока, /¿о - магнитная постоянная вакуума, jc - средняя критическая плотность тока в переходе, Л=с1лг+2Л^ -магнитная толщина барьера, с1дг - толщина нормального слоя, \i - лон-доновская глубина проникновения магнитного поля в сверхпроводящие слои.) Распределенный джозефсоновский переход (рис.1) в квазиодномерном случае описывается возмущенным уравнением синус-Гордон (СГ) [33], в котором в случае SNS перехода (отличающегося от туннельного джозефсоновского перехода пренебрежимо малой емкостью и высокой вязкостью) нужно учитывать только следующие члены [34]:

(Фо/(2тг£))у>„ -je = ;скт^ + (Ф0/(27гД„))^, (2)

Здесь f(x, t) - разность фаз волновых функций сверхпроводников на переходе (индексная переменная означает дифференцирование по этой переменной), L и Rn, соответственно, индуктивность сверхпроводящих слоев и сопротивление нормальной прослойки, приходящиеся на единицу площади перехода, je - плотность внешнего тока, подводимая к данной точке перехода. Ур.(2) легко получить, записав уравнение Кирхгофа для элемента эквивалентной схемы джозефсоновского SNS перехода, представленного на

III V I» I

I I 1,1 I ФН

Je *

И)

(а)

1с1х

Х«/Х

(б)

Рис. 1. (а) Цепочка джозефсоновских вихрей в длинном джозефсоновском переходе, движущаяся под действием внешнего тока с плотностью (б) Эквивалентная схема длинного джозефсоновского перехода.

рис.16. Граничные условия для ур. (2) определяются внешним магнитным полем Н, а также геометрией перехода.

Внешнее магнитное поле параллельное плоскости перехода (и перпендикулярное оси х) приводит к пространственной зависимости <р(х) даже в случае "короткого" перехода (когда длина распределенного джозефсоновского перехода ъи < А,/). Длинные переходы по своему поведению напоминают сверхпроводники II рода [32]. Пока транспортный ток и/или магнитное поле не превысили своих критических значений 1с и НсЬ они проникают в переход только на характерную глубину А/. Достигнув критических значений, поле и ток проникают в переход в виде джозефсоновских вихрей. При величине индукции внешнего поля Ве в БЫЗ переходе будет существовать приблизительно

N ~ Д^ш/Фо (3)

вихрей. (Магнитная толщина барьера в БКБ переходе Л=с1л+2Лл « с1л>.) Стационарные вихревые состояния имеют место при приложении магнитного поля Я > Нс 1 п токе, не превышающем 1С. Вихри в переходе при 0 < I < 1с остаются неподвижными, за счет краевого ппннинга и неоднородностей джозефсоновской прослойки. При движении вихрей под действием внешнего тока I > 1с наблюдаемой величиной является электрическое напряжение V, возникающее между сверхпроводящими берегами перехода за счет изменения во времени сверхпроводящей разности фаз <р на переходе[30]:

У=(П/2е)<р1 = (Ф0/2*)<р,. (4)

б

В распределенном джозефсоновском переходе V пропорционально частоте выхода вихрей из перехода. Частоту выхода вихрей можно синхронизовать с частотой Гоч внешнего приложенного электромагнитного поля, что сопровождается возникновением на вольтамперной характеристике (ВАХ) перехода ступенек постоянного напряжения, исторически называемых ступеньками Шапиро [30,35]:

где п - целое число. В наших работах мы впервые использовали в качестве внешнего воздействия, приводящего в движение цепочку вихрей в переходе, не только транспортный ток,, но и потоки тепла, звука, неравновесное электрическое поле в сверхпроводящих берегах перехода, а также продольный градиент температуры. Кроме того, были использованы модулированные тепловой и звуковой потоки для наблюдения ступенек Шаппро на ВАХ переходов.

Движение джозефсоновских вихрей в многослойной стопке джозефсо-новских переходов может взаимно синхронизироваться в отсутствие внешнего электромагнитного поля при близких параметрах переходов, например, за счет хорошей электромагнитной связи переходов, когда толщины сверхпроводящих слоев (1.5 сравнимы с лондоновской глубиной проникновения [36,37]. В этом случае напряжение первой и последующих ступенек Шапиро увеличивается кратно числу синхронизированных переходов в стопке. В наших работах мы показываем, что проявления джо-зефсоновского поведения отдельных переходов в многослойных структурах имеют место только при температурах ниже размерного перехода в квазидвумерное состояние, когда длина когерентности Гинзбурга-Ландау в направлении перпендикулярном слоям сравнивается с периодом многослойной структуры в [38]:

До последнего времени непосредственного изучения джозефсоновских свойств многослойных БИБ структур п влияния на них размерных кроссоверов не проводилось. Не было также теоретических и экспериментальных исследований влияния эффекта близости в многослойных ЭКБ системах на структуру и энергию абрикосовскпх вихревых линий и изменение размерности сверхпроводящих структур.

К = п(/1/2с)/вч = п Ф0/„„

6(Г) = а/у/2.

(6)

2. Образцы и методики экспериментальных

исследований

2.1. Приготовление слоистых структур

Нами были исследованы как тонкопленочные переходы и многослойные структуры, изготовленные по стандартным тонкопленочным технологиям, так и "толстые, чистые" сэндвичи, приготовленные методом совместной горячей прокатки. Второй метод является оригинальным и поэтому будет описан подробнее. Все образцы, включая исследованные монокристаллы ВТСП, были приготовлены в ИФТТ РАН. Для приготовления слоистых ЭКБ структур с чистыми и резкими N3 границами были отобраны пары КЬ/Си, Та/Си и У/Си, которые не образуют друг с другом ннтерметаллических соединений и, практически, не растворяются друг в друге [39].

При изготовлении структур (Та/Си/Та, МЬ/Си/ЬтЬ и Та/Си/КЪ) методом совместной горячей прокатки исходный сэндвич, составленный из протравлепных полос сверхпроводникового металла технической чистоты и высокочистой меди, выдерживался в вакуумном прокатном стане при температуре 0,5-0,7 от температуры плавления меди и прокатывался с небольшим процентом обжатия. Затем сваренный таким образом сэндвич дополнительно многократно прокатывался при комнатной температуре так, что поверхности N8 границ растягивались в 8-10 раз. Предполагается, что при дополнительной холодной прокатке возможные слои хрупких окислов на межфазных границах разрываются, обнажая на подавляющей части поверхностей раздела атомно-чистые слои контактирующих металлов. Образцы требуемой экспериментальной геометрии вырезались электроискровым способом. N и Б слои сохраняли чистоту исходных материалов, что позволяло рассматривать их при обсуждении результатов в чистом пределе. Проведенные измерения показали, что предложенная нами методика, действительно, обеспечивает высокую чистоту N5 границ, что подтверждают высокие значения критических токов сэндвичей и их малое нормальное сопротивление при низких температурах, соответствующее сопротивлению медных слоев. В практических приложениях описанный метод был использован нами для изготовления резистивного сквида (защищен авторским свидетельством [27]). Чистота границ способствовала уменьшению шумов по сравнению с резистнвными сквидамп, приготовленными другими методами, и обеспечила чувствительность измерения напряжения до 2х10-15 В.

Тонконленочные многослойные сверхпроводящие структуры У/Си и №>/Си приготовлялись методом высокочастотного ионно-плазмснного распыления. Структуры содержали 10-12 сверхпроводящих слоев с толщиной 20-25 нм и 11-13 нормальных слоев с толщиной 10-25 нм. Первые и последние слои были модными для подавления поверхностной сверхпроводимости и предотвращения образования силицидов. Образцы для резпстпвных измерений по четырехточечной схеме с током вдоль слоев имели вид полосок или мостиков с шириной 200-500 мкм и длиной 2-3 мм. Образцы для измерений поперек слоев (по сверхпроводящей двухточечной схеме) имели дополнительные толстые верхний и нижний МЬ электроды толщиной 150 нм. Для увеличения поперечного нормального сопротивления ЭК сверхрешетки последние образцы имели малое сечение с диаметром 20 мкм [18].

ВТСП-кристаллы УВа2Спз07_х выращивались из нестехиометриче-ского расплава смесп окислов и дополнительно термообрабатывались в атмосфере кислорода. Кристаллы имели размеры ~1х 1x0,03 мм3, критическую температуру Тс вблизи 90 К и ширину резистивного перехода ДТ около 2-3 К. Монокристаллы Т^ВагСаСигОх выращивались из расплава стехиометрического состава медленным охлаждением в протоке кислорода. Совершенство кристаллов подтверждено результатами декорирования ферромагнитными частицами, которые показали наличие в магнитном поле при Т=4,2 К совершенной треугольной решетки абрикосовских вихрей [40]. Размеры кристаллов были порядка 1x1x0,1 мм3, Тс - вблизи 110 К, ДТ - около 2-3 К.

2.2. Экспериментальные методики

В связи с низкими значениями сопротивления и термоэде сэндвичей одной из основных используемых методик был пиковольтметр на основе ВЧ сквпда [41]. Установка ВЧ сквида была собрана нами в лабораторных условиях. Частота ВЧ накачки составляла 20 МГц. В качестве квантового интерферометра использовался "циммермановский" точечно-контактный ниобиевый датчик, который служил нуль-детектором магнитного потока и был индуктивно связан с компенсационной мостиковой схемой, включающей измеряемое и эталонное сопротивления. При постоянной времени 0,1 с. достигалась точность измерений лучше 10~и В, что позволяло измерять ВАХ и термоэде массивных БЖ сэндвичей в необходимом интервале 10_13-10~12 В. Резистивные характеристики и ВАХ сравнительно высокоомных тонкопленочных структур измерялись с помо-

щью стандартных приборов, включенных в автоматизированную установку. Использовался симметричный ввод (и вывод) тока в структуры, что устранило влияние магнитных полей токов. Измерения ступенек Шапиро с использованием СВЧ сигналов выполнялись при помощи стандартного СВЧ оборудования в Датском технологическом университете. Необходимым условием для изучения свойств распределенных джозефсоновских переходов являлось экранирование фонового магнитного поля (магнитного поля Земли). В экспериментах использовался наружный трехслойный пермаллоевый экран, обеспечивающий поле в рабочем объеме Ю-4 -Ю-3 Гс.

Поскольку все термоэлектрические эксперименты по измерению "зее-бековской" компоненты напряжения [1]-[3], [7,10,11,14] производились на толстых сэндвичах, было возможно приклеивать или припаивать

нагреватели и хладопроводы непосредственно к обкладкам сэндвичей, помещаемых в вакуумированные объемы. При этом тепловой поток, проходящий через "чистые" переходы с малым теплосопротивлением, был равен, практически, мощности нагревателя. Измерения эффекта Нернста в [9,20] выполнялись с помощью держателя с двумя нагревающимися медными блоками, между которыми помещалась медная пластинка с наклеенным образцом; температура блоков контролировалась независимо двумя полупроводниковыми термометрами, разница температур вблизи концов образца измерялась хромель-константановой термопарой. Модулированный тепловой поток в эксперименте по наблюдению ступенек Шапиро, индуцированных переменной разностью температур на обкладках перехода [5], создавался лучом СОг-лазера. Бегущая звуковая волна в экспериментах по акустоэлектрическому эффекту [4] создавалась магни-тострикционным преобразователем с рабочей частотой 43 кГц. Контроль проходящей волновой мощности (в интервале 0,01-0,5 Вт) осуществлялся пьезоэлементом, размещенным за образцом. Акустоэлектрические эксперименты были выполнены в Московском институте стали и сплавов.

Магнитные измерения выполнялись с помощью разработанного нами автоматизированного магнитометра на основе ВЧ сквида. Шток с нагревателем и образцом вставлялся в "антцкриостат", размещенный в гелиевой ванне, где помещался также датчик сквида, который был связан с парой приемных катушек трансформатора магнитного потока, намотанных на внешнюю стенку "хвостовика" антикриостата. Чувствительность магнитометра в режиме "точечного магнитного диполя" была лучше чем Ю-8 А м2. Калибровка магнитометра осуществлялась по диамагнитному отклику сверхпроводящих эталонных образцов.

3. Термоэлектрический и акустоэлектрический аналоги эффектов Джозефсона в SNS переходах

3.1. Стационарные термоэлектрические эффекты

В основе многочисленных попыток наблюдать термоэлектрические эффекты в сверхпроводниках, предпринятых в 1974-1980 гг. [43]. лежит идея Гшпбурга [42] о том, что прохождение потока тепла р=к.,УТ через единицу сечения сверхпроводника вызывает увлечение нормальных квазнчастиц с плотностью ]г=(«.,/р„)УТ, которое всюду в массе сверхпроводника компенсируется сверхпроводящей компонентой:

3* = ~3е = -('vя//>^v)VГ = -(ия1рнк,)р. (7)

Здесь VТ - градиент температуры, г*„ и - соответственно, абсолютная дифференциальная термоэде и удельная теплопроводность в сверхпроводящем состоянии, рп - низкотемпературное нормальное сопротивление сверхпроводника. Эксперименты [45,40,47] были связаны с измерением магнитного потока термоэлектрического происхождения в биметаллических сверхпроводящих кольцах. Авторы [48] впервые обратились к джозефсоновскому контакту для изучения термоэлектричества в сверхпроводящей системе и наблюдали некоторую асимметрию критических транспортных токов противоположных направлений в присутствии разности температур на используемом ими точечном контакте РЬ-РЬ. В этом эксперименте невозможно было достичь разности температур на переходе сравнимой с "критической" разностью температур, соответствующей критической плотности термоэлектрического тока через переход,

(ДГ)Г - 1ГЯП/«, = Ус/а$ (8)

в связи с высоким значением Уг точечных контактов (~10-5В).

Успешность наблюдения термоэлектрических п акустоэлектрпческих эффектов в системах с джозефсоновскими переходами в представляемом цикле работ во многом определилась выбором типа джозефсонов-екпх контактов. Величина характерного джозефсоновского напряжения V,. для сэндвичей Та-Си-Та составляет всего ~10~13 В, что соответствует (ДТ)Г ~1(Г' К на нормальном слое. Чистота ^-границ обеспечила протекание больших мощностей теплового (и звукового) потоков без существенного перегрева переходов. Наблюдение термоэлектрического аналога стационарного эффекта Джозефсона выполнено нами в [1] и представлено

(а) (б)

Рис. 2. (а) Зависимости напряжения на джсмрфсоновсксш переходе Та-Си-Та 01 тока I,.

и теплового потока Р. (Т=4,2 К) (С) Кривые электрического и термоэлектрического аналогов эффекта Мерсеро. 1,с и Р,-, соответственно, - критический ток и критический поток тепла для кольца с двумя переходами Та-Си-Та.

на рис.2а. Из (2),(4) и (7) следуют соотношения, описывающие поведение сосредоточенного (<рхх=0) $N8 перехода в случае протекания, соответственно, транспортного тока и потока тепла:

/е=/ешц? + ( Фо/(2тгЛп))^, (9)

\'т/Дп - (Ф0/(21гЛ„))91. (10)

Здесь Vт — а^АТ - сторонняя термоэде, возникающая в джозефсоновском N слое, Г1,, - полное нормальное сопротивление перехода. Случай транспортного тока хорошо изучен п характеризуется следующей зависимостью для В АХ перехода с непосредственной (нетуннельной) проводимостью [49]:

К = Я„^/е2 - /с2. (11)

Эта зависимость изображена на рис. 2а сплошной линией. Аналогично для "вольт-тепловой" характеристики (ВТХ) получим:

V = - Рс\ (12)

где Р - полный поток тепла через переход, Рс = А/<1у)(ДТ)Г - его

критическое значение, А - площадь перехода. Соответствующим выбором

масштабов удается, практически, совместить экспериментальные ВАХ и

о

ВТХ, представленные на рис. 2а. Большая крутизна ВТХ в области Р>РС позволяет получить высокую чувствительность по тепловому потоку (лучше 10~5 Вт) путем смещения БХБ перехода в эту область транспортным током 1>1с и, таким образом, реализовать новый тип болометра [6].

Одним из ярких проявлений эффекта Джозефсона, вызванного тепловым потоком, является обнаруженная в [2] квантовая интерференция сверхпроводящих фаз двух БЬ'Б переходов (термоэлектрический аналог эффекта Мерсеро). Полученная периодическая зависимость критического потока тепла от магнитного поля ("поля магнитного векторного потенциала") Р£.(Н50;), которая была предсказана в работе Шмидта [50], показана на рис. 26. Поле векторного потенциала задавалось длинным соленоидом, плотно вставленным в кольцо с двумя переходами.

3.2. Джозефсоновская генерация, вызванная потоками тепла и звука

В [44] было теоретически показано, что, если на джозефсоновском переходе задана разность температур, то в цепи, содержащей эту

Рис. 3. (а) Осциллограммы временных зависимостей термоэлектрического напряжения, индуцированного потоком тепла. Масштаб временной развертки 5х10_3 с/см, масштаб по вертикальной оси различен для трех осциллограмм. Увеличение частоты соответствует увеличению теплового потока, (б) ВАХ перехода Та-Си-Та в присутствии потока тепла, модулированного с частотой 33 Гц. Кривые сдвинуты вдоль вертикальной оси, при этом верхняя кривая соответствует наибольшей величине теплового потока, а нижняя измерена в его отсутствие.

(б)

структуру, возникнет переменный ток с частотой, определяемой (4), где У«Уу=агдгДТ. Более точное выражение для термоэлектрического напряжения получено выше (12): V = Т)2 - {АТ)* ~ /р2 - РД Для исследований нестационарного эффекта Джозефсона мы использовали в [3] два экспериментальных метода: прямое наблюдение переменных электромагнитных сигналов и индуцирование ступенек Шапиро на ВТХ внешним переменным полем. Для измерения джозефсоновской генерации, вызванной разностью температур, переход подключался непосредственно к кольцу ВЧ сквида с помощью низкоомных и низкоиндуктпвных тоководов, которые подводили переменный сигнал, создающий в датчике переменный магнитный поток (малый по сравнению с квантом магнитного потока). Переменный сигнал (рис. За) возникал при стационарных тепловых потоках близких к Рс, при увеличении Р частота генерации нелинейно возрастала. Малость Ус ~1<Г13В определила низкие (100-800 Гц) частоты генерации и приложенного переменного магнитного поля, использованного для индуцирования ступенек Шапиро.

Еще один термоэлектрический эффект, представленный в [5], заключался в индуцировании ступенек на обычной ВАХ переменным тепловым потоком, который задавался модулированным лазерным лучом. Положение ступенек соответствовало (5), изменение их величины при увеличении амплитуды переменного теплового потока показано на рис. 36. Предложенная методика позволяет регистрировать амплитуду и частоту модулированного теплового излучения по величине и положению ступенек.

Работа [4] посвящена исследованию акустоэлектрических аналогов эффектов Джозефсона. Акустоэлектрпческий эффект [51,52,53] родственен термоэлектрическим эффектам. Бегущая звуковая волна, взаимодействуя с. квазичастицами сверхпроводника, передает им импульс, вызывая ток нормальной компоненты и противоток сверхкомпоненты. На рис. 4а показаны три характеристики перехода Та-Си-Та, полученные при Т/Тс к 0,9. Видно, что вблизи Тс ВЗХ имеет противоположный знак по сравнению с ВАХ и ВТХ. Это связано с различием знаков как термоэлектрического, так и акустоэлектрического эффекта для тантала и меди. В главе 5 будет показано, что вблизи Тс основной вклад в сопротивление и термоэлектрическое напряжение сэндвича Та-Си-Та вносят неравновесные слон танта->

ла, поскольку его резистивные и термоэлектрические характеристики значительно выше чем у меди. Наоборот, вклад меди в акустоэлектрическое напряжение сэндвича является подавляющим в связи с высоким значением коэффициента затухания звука в меди. Амплитудно-модулированная

¿1.5 " ¿1.0 -(СО.5

J-1-и

- 150 « о 100 ~

50

-2-1012

МАГНИТНОЕ ПОЛБ 0., нГс

(а)

(б)

Рис. 4.

(а) Характеристики джозефсоновского перехода Та-Си-Та: 1 - ВАХ, критический ток 1С га 100 мкА; 2 - ВТХ, критический поток тепла Рс и 0,3 мВт; 3 - "вольт-звуковая характеристика" (ВЗХ), критический звуковой поток ~ 5 Вт/см2 (Т/Тс ~ 0,9). (б) Зависимости критического потока тепла (А) и транспортного критического тока (■) распределенного перехода Та-Си-Та от магнитного поля.

звуковая волна с мощностью 5 < 5С индуцирует ступеньки на обычной ВАХ, положение и величина которых изменяются, соответственно, при изменении частоты модуляции и мощности звукового потока.

4. Эффекты Зеебека и Нернста в джозефсоновском "смешанном" состоянии. Стационарные вихревые состояния, индуцированные потоком тепла

4.1. Термоэлектрические и термомагнитные

эффекты в джозефсоновском "смешанном" состоянии и смешанном состоянии ВТСП

В 1990 г. Са1Яу и др. [55] обнаружили эффект Зеебека в смешанном состоянии ВТСП, который, фактически, был первым продольным термоэлектрическим эффектом, наблюдаемым в объемных однородных сверхпроводниках. Возможность наблюдения эффекта была связана с широкой температурной областью обратимого (бесппннингового) поведения абрико-совских вихрей в ВТСП. Прообразом этого эффекта был эффект Зеебека в "джозефсоновском" смешанном состоянии, предсказанный Шмидтом [50] и обнаруженный нами экспериментально [7] в 1981 г.

Для распределенного перехода (<рхх /0) в случае протекания термоэлектрического тока а^АТ/Кп, возникающего в джозефсоновской нормальной прослойке под действием потока тепла Р, ур.(10) должно быть

дополнено членом (Фо/(2irL))ipxz. Движение вихрен в распределенных переходах малой емкости и сверхпроводниках II рода качественно аналогично движению частиц в вязкой среде, причем аналогом силы служит внешний ток, а в рассматриваемом случае термоэлектрический ток (7). Из (4) и (3) следует, что среднее напряжение на переходе, возникающее при движении цепочки вихрей (flux flow режим) определяется скоростью движения V и плотностью n=N/w вихрей в переходе:

V = пФ0" = BevdN (13)

" Зеебековское" напряжение возникает с началом движения вихрей под действием потока тепла Р > Рс. В [50] получена "фраунгоферовская" зависимость [54] критического потока тепла в распределенном переходе от внешнего магнитного поля (количества вихрей в переходе):

Рс (8Ш7гФ/Фо)/(7ГФ/Фо) |, (14)

где Ф = Bed^w - магнитный поток через переход. На рис. 46 показаны полученные нами [7] характерные квазипериодичные зависимости критического потока тепла и транспортного критического тока распределенного SNS перехода Та-Си-Та от магнитного поля; каждый период зависимости соответствует входу в переход одного дополнительного вихря.

Описанная выше качественная картина возникновения термоэлектрического напряжения в вихревом состоянии была применена для описания эффекта Зеебека в смешанном состоянии ВТСП в работе Хюбенера-Устинова-Каплуненко [56]. В [57] был поставлен вопрос о возможности наблюдения в ВТСП эффекта Пельтье обратного эффекту Зеебека. Модельное рассмотрение возникновения градиента температуры под действием транспортного тока в смешанном состоянии предложено нами в [8]. Было показано, что возникающий в сверхпроводнике в присутствии магнитного поля поток тепла связан с током обычным соотношением: KsVT=nje, где ks - удельная квазичастичная теплопроводность сверхпроводника. Коэффициент Пельтье П в смешанном состоянии (как и коэффициент Зеебека) определяется его значением в нормальном состоянии и удельным сопротивлением течения потока (p/i) в смешанном состоянии: П=ПnPfi/Pn (Рп ' удельное нормальное сопротивление). Таким образом, соотношение Томсона, связывающее коэффициенты Пельтье и Зеебека в нормальном состоянии (nn=TS„), выполняется и для смешанного состояния сверхпроводника. Эффект Пельтье в смешанном состоянии ВТСП обнаружен экспериментально в работе Логвенова и др. [58].

В связи с исследованиями поперечного термоэффекта (эффекта Нерн-ста [59]) в смешанном состоянии ВТСП [СО] возник вопрос о вкладе джо-зефсоновскпх вихрей в напряжение Нернста в слоистых сверхпроводниках. Исследование эффекта Нернста в БИБ переходе выполнено памп в [9]. Если допустить наличие транспортной энтропии у джозефсоновской вихревой линии, то в присутствии разности температур на краях перехода, как и в случае сверхпроводников II рода, на вихрь должна действовать сила Нернста (вдоль градиента температуры), уравновешивающаяся при движении со скоростью V вязкой силой 1]п в переходе:

Б^Т = 7«. (15)

где г] = (Фо/ри)Ве - коэффициент вязкости при движении вихря в джо-зефсоновском переходе, рх - удельное сопротивление нормальной прослойки. Транспортная энтропия на единицу длины абрикосовского вихря в сверхпроводниках II рода в полях близких к НС1 определяется температурной производной нижнего критического поля [59]:

в? = (Ф0Цп)дНс1(Т)/дТ. (16)

Мы полагаем, что и для длинных (ад > Л/) джозефсоновских переходов можно использовать (16) с HCl(T)=(2/7г2)Ф0/(^J(T)d^) [29]. Поперечное по отношению к градиенту температуры напряжение Нернста Уу^Е^лг было исследовано в экспериментальной геометрии, изображенной на рис. 5а. Измерения ВАХ позволили определить температурные зависимости ,)'С(Т) и НС1(Т), последняя в области вблизи Тс тантала была близка к линейной с наклоном <ЭНС1/дТ=-3,61 Гс/К. На основании (16) можно получить оценку для транспортной энтропии джозефсоновского вихря 0,6х10~'2 Дж/К м. Более точные расчеты [61] дают для уединенного вихря в нашем ЭИБ переходе вблизи Тс (Т=4,35 К): 3,^=2x10"12 Дж/К м. Экспериментальные значения для транспортной энтропии были получены нами из коэфицпента Нернста Еу(Т,Н)/УхТ, связанного с соотношением:

= (Ф0/ры)дЕу/д(ЪхТ) (17)

которое можно вывести, используя (15), (13) и выражение для коэффициента вязкости г). Для выделения нернстовской компоненты электрического поля Еу, меняющей знак при изменении знака магнитного поля, из экспериментальных значений поперечного напряжения вычиталась четная по магнитному полю часть, связанная с зеебековскими вкладами (термо-эдс), которых невозможно избежать в реальном эксперименте. Величины

1н

УТ

ш

Е

/ г* !У 1

£'0 4./о" 4.]о Т [К]

4.70

(а)

(б)

Рис. 5. (а) Геометрия эксперимента по наблюдению эффекта Нернста в джозефсоиовском переходе Та-Си-ЫЬ. Размеры образца: ш=1 см, а=0,1 см, Ь=0,05 см, <1си=Ю мкм. (б) Температурные зависимости коэффициента Нернста перехода Та-Си-ЫЬ для различных магнитных полей через переход.

коэфициента Нернста для разных нолей и температур представлены на рис. 56. Для Т=4,35 К и поля вблизи НС1 ~ 0,5 Гс значение оцененное из коэффициента Нернста, близко к 2х10~12 Дж/К м, что совпадает с теоретической оценкой, сделанной выше. Таким образом, в слоистых сверхпроводящих структурах (по крайней мере, структурах) джо-зефсоновские вихри вносят вклад как в продольный (зеебековский), так и в поперечный (нернстовский) термомагнитные эффекты.

4.2. Стационарные вихревые состояния в

джозефсоновских переходах, индуцированные потоком тепла

Распределенный джозефсоновский переход представляет собой одну из наиболее удобных модельных систем для исследования явлений нелинейной вихревой динамики. Тепловой поток через переход обеспечивает подведение термоэлектрического тока (7) равномерно вдоль всего перехода, независимо от его длины, что соответствует появлению дополнительного члена ^ ("распределенной сплы") в уравнении СГ, имеющем вид (2) в случае БЫБ перехода. В обычной ситуации с током I от внешнего источника растекание последнего в длинном переходе происходит только вблизи краев на растояниях сравнимых с \], что соответствует заданию (для ур. СГ без члена граничных условий на краях перехода а;=0 и х—т:

мкВт I

-2

(а)

(б)

180

СО

40

20

Ч I мА

Рис. 6. (а) Результат численного расчета магнитного поля (сверху) и сверхтока (ниже) в одномерном переходе шириной ги=10А^ при je=2je и транспортном токе, соответствующем граничному условию ^(0)=<у?(и>/А/)=0 (27гп). (б) Экспериментальные результаты измерения границ области сверхпроводящего состояния джозефсонов-ского перехода Та-Си-Та в присутствии краевого тока и потока тепла.

3

V«(0) = -i,/MW=», (18)

где i = l/(2Xjwjc). В [10,11] мы использовали термоэффект в распределенном джозефсоновском переходе для теоретических и экспериментальных исследований новых стационарных вихревых состояний.

В [1] мы наблюдали как уменьшение, так и увеличение критического транспортного тока 1с через переход, соответственно, при совпадении и несовпадении направлений его протекания по отношению к направлению сверхтока 1е, вызванного потоком тепла Р. Однако, границы бездиссипа-тивной области на I-P диаграмме были нелинейны в связи с тем, что термоэлектрический и транспортный токи протекают в разных областях перехода и не могут компенсировать друг друга в каждой точке, что приводит к возникновению стационарных вихревых состояний в отсутствие внешнего магнитного поля. В [10] нами подробно изучен распределенный SNS переход в присутствии потока тепла и внешнего (краевого) тока. В стационарном случае (V=0, <¿>(=0) (2) принимает простую форму:

<рхх = sin ¡p - у. (19)

Здесь 7= je/jc - нормированный распределенный термоэлектрический ток, координата х нормирована на джозефсоновскую глубину А/. Результат численного решения (19) с граничными условиями (18) представлен на рис.

ю

/

а

в

ч

г

| ' | I ' ' ' ' ! \|

в 2 ч е 1 ¡о

1111

р (отн. гд.)

X

(а)

(б)

Рис. 7. (а) Результат численного расчета магнитного поля и сверхтока в одномерном переходе с шириной ш=10Ау, приведенной индуктивностью кольца сг=40 при распределенном термоэлектрическом токе Пунктиром показано решение для токового случая в отсутствие потока тепла 0е=0) при значении транспортного тока г = 10, вводимого в свободный край перехода, (б) Огибающая экспериментальной кривой отклика сверхпроводящего интерферометра на поток тепла через ЭШ переход. Фрагмент экспериментальной кривой показан на вставке.

6а. Можно видеть, что вихри разного знака проникают в переход с разных краев, однако, аннигилировать в центре перехода им препятствует "распределенная сила" 7. Одновременно поднимая Р и I, можно увеличивать число стационарных вихрей в переходе, причем область стационарных состояний на 1-Р плоскости будет постепенно сужаться, испытывая осцилляции при вхождении каждого нового вихря, как это показано на рис. 66. Осцилляции соответствуют осцилляциям критического тока в распределенном переходе 1£С(5е); обсуждаемым выше (рис. 46).

Схожие вихревые состояния исследованы нами в [11] для распределенного перехода, замкнутого сверхпроводящим кольцом, в присутствии только потока тепла. После превышения термоэлектрическим током в переходе (7) критической плотности сверхток и соответствующий магнитный поток Ф возникают в кольце, замыкающем переход (наряду с противотоком сверхкомпоненты в переходе). Поток Ф определяет граничное условие на ближайшем к кольцу краю перехода: ^(0) = 27гФ/(Фо/сг), где а=Ьи>/(11ос1х\^, Ь - индуктивность кольца. Граничное условие на другом краю соответствует отсутствию тока и поля: = 0. На рис.

7а представлено решение (19) с указанными граничными условиями, а также решение [62] для токового случая в отсутствие потока тепла 0е=О, 1=10). (Расчеты выполнены в ФИ РАН под руководством Г. Ф. Жаркова.) В "тепловом" случае распределенная сила увеличивает плотность

вихрей у того края, где происходит их пнжекция в переход под действием магнитного поля в кольце. В токовом случае распределенная сила отсутствует, вихри инжектируются с обоих краев и расположены равномерно вдоль перехода. Измерение магнитного потока в кольце было выполнено специально изготовленным сверхпроводящим интерферометром ("тепловым сквидом") и дало информацию о процессах индуцирования потоком тепла квантов магнитного потока в кольце и переходе. Тепловой сквид, фактически, преобразовывал поток тепла в квантованньш магнитный поток. На фрагменте к рис. 76 можно видеть, что магнитный поток входит в кольцо дискретными квантами. Интервал между кривыми прямого и обратного хода соответствует размеру области стационарных состояний, которая осциллирует, как и в случае, представленном на рис. 66. Видно, что при увеличении разности температур на переходе индуцируется большое количество квантов магнитного потока в кольце, прежде чем добавляется очередной вихрь в переход.

5. Неравновесные и термоэлектрические явления в сверхпроводнике вблизи N8 границы. Влияние неравновесного потока квазичастиц на свойства джозефсоновских SNS переходов

Работы [12]-[16], составляющие данный раздел цикла, посвящены исследованию вклада в резистивные и термоэлектрические характеристики БХБ сэндвичей неравновесной области сверхпроводника, возникающей при надщелевой инжекцип квазпчастиц через КЗ-границу, а также изучению процессов п механизмов конверсии нормальной электронной компоненты в сверхпроводящую вблизи такой границы раздела.

5.1. Избыточное сопротивление SNS сэндвичей. Механизмы релаксации разбаланса заряда

Изучение стационарных квазпчастичных токов, возникающих за счет проникновения неравновесного (продольного) электрического поля Е в области сверхпроводника вблизи N8 границы, размеры 1е которых могут существенно превышать характерные длины £8(Т) и Л^(Т), предоставляет уникальную возможность для извлечения кинетических характеристик нормальных возбуждений непосредственно в сверхпроводящем состоянии [63]. Инжекцпя квазичастиц с энергией, превышающей сверхпроводящую щель Д(Г), в сверхпроводник через чистую N8 границу возможна только

вблизи Тс в связи с малостью напряжений, возникающих в низкоомных SNS сэндвичах. Появляющийся при такой инжекции разбаланс заселенно-стей электронно- и дырочноподобной ветвей спектра ("разбаланс заряда") квазичастиц происходит за счет уменьшения химического потенциала ц3 сверхпроводящих пар. По мере конверсии инжектированных квазичастнц в пары при удалении от NS границы fis возвращается к своему равновесному значению. Градиент химпотенциала сверхкомпоненты, имеющий место на длине релаксации разбаланса заряда вблизи NS границы, компенсируется электрическим полем Е, поддерживающим ток квазичастиц в этой области: V/zs = —еЕ. При этом градиент электрохимического потенциала пар остается равным нулю.

В [12] нами исследовано избыточное сопротивление Rs сэндвичей Та-Cu-Та, связанное с проникновением неравновесного электрического поля в сверхпроводящий тантал. Резкое возрастание сопротивления SNS сэндвичей начинается при температурах выше 0,8 Т/Тс и в непосредственной близости к Тс (Т/Тс»0,97) описывается простым соотношением:

Rs = 2рта1Е/А. (20)

Коэффициент 2 в (20) отражает наличие двух NS границ, А - площадь сэндвича, рта - удельное сопротивление тантала выше Тс. Длина связана с временем релаксации разбаланса заряда те и временем энергетической электрон-фононной релаксации т£ соотношениями [64]: lg — \/Dte\ те = (4:квТ/А(Т))те, где D - коэффициент диффузии электронов. Время тс в тантале вблизи Тс, полученное нами из измерений избыточного сопротивления, а также из экспериментов по инжекции квазичастичного тока в SNS переходы (которые будут описаны ниже) составило тс ~5х10-11 с - 1хЮ-10 е., что согласуется с литературными данными измерений этой величины другими методами.

Появление заметной сверхпроводящей щели Д(Т) при Т < 0,97ТС приводит к включению механизма андреевского отражения "подщелевых" квазичастиц и связанному с ним скачку поля Е на NS-границе. Долю неравновесных квазичэ.стиц, выпадающих в сверхпроводящий конденсат благодаря этому механизму непосредственно на NS-границе (вернее, на длине £,(Т) < \е), можно учесть, домножив правую часть (20) на коэффициент конверсии за счет андреевского отражения Z(T), который рассчитан в [65,66] для А(Т)/Т < 1. Наши экспериментальные результаты хорошо согласуются с указанной зависимостью Z(T) в интервале 0,24 < А(Т)/Т < 0,4. (Точность измерения и стабилизации температуры гелиевой ванны вблизи Тс тантала (4,344 К) составляла 1 мК).

Конверсия нормального тока в сверхпроводящий вблизи N8 границы может происходить не только благодаря неупругим электрон-фононным процессам, но и за счет упругого рассеяния квазичастиц в сверхпроводниках с анизотропной щелью, рассеяния на магнитных примесях, а также в связи с процессами типа андреевского отражения в сверхпроводниках с пространственными неоднородностями параметра порядка [67). Часть механизмов релаксации зарядового разбаланса может быть единым образом описана [68] введением поправки, учитывающей присутствие "распаривающего" возмущения:

тЕ = (4квТ/А(Т, а))у/тс/(1/те+4а/Л), (21)

где а - распаривающий фактор [69]. Интересным возмущением, приводящим к включению дополнительных механизмов релаксации заряда, является проникновение абрикосовских вихрей в сверхпроводники II рода [70]. Магнитное поле Н > НС1 в грязных сверхпроводниках характеризуется распаривающим фактором а=13еН. В [13] нами экспериментально изучено влияние магнитного поля (до 200 Гс) на избыточное сопротивление сэндвичей Та-Си-Та. Показано, что увеличение магнитного поля, действительно, приводит к уменьшению 11.,, однако, это уменьшение быстро насыщается. Этот результат качественно может быть понят следующим образом. С увеличением Н возрастает количество абрикосовских вихрей в Та, что в первый момент ускоряет процессы релаксации, однако, дальнейшее увеличение поля приводит к понижению величины модуляции параметра порядка, ответственного за релаксацию разбаланса заряда, и уменьшение Я8 замедляется.

5.2. Возбуждение джозефсоновской генерации в SNS переходе неравновесным электрическим полем. Отсутствие воздействия квазичастичного тока на вихревую динамику

Проведенные нами исследования [15,16] влияния неравновесного квазичастичного тока на поведение джозефсоновских переходов представляют самостоятельный научный интерес, а также служат для моделирования термоэлектрических явлений в сверхпроводниках и БКБ переходах.

На вставке к рис. 8а схематически изображен многослойный сэндвич Си/Та/Си/Та, включающий БИБ переход с тонкими сверхпроводящими берегами и дополнительный верхний нормальный слой - инжектор, который позволяет инжектировать квазичастицы в область слабого звена

при Т близких к Тс, когда толщина сверхпроводящего берега (1/„ ~Ц-(Т). Ток инжекции в эксперименте по возбуждению джозефсоновской генерации неравновесным электрическим полем симметрично отводился вдоль верхнего сверхпроводящего берега перехода, как показано на рисунке, т.е. полный ток через джозефсоновский БМЗ переход был равен нулю. Тем не менее, вольтметр, подключенный к переходу, измерял напряжение при токе инжекции 1инж, превышающем некоторое критическое значение {1инж)с- На рис. 8а показана зависимость напряжения на переходе от приведенного (к критическому значению) тока инжекции гинж. Представлена также обычная ВАХ, измеренная при пропускании транспортного тока 1тр через сверхпроводящие берега того же перехода. В приведенных масштабах кривые, практически, совпадают, однако, знаки напряжений, измеренных при одинаковых направлениях тока инжекции и транспортного тока через БКБ переход, оказываются противоположными. Критическое значение тока инжекции в несколько раз превышает критический ток перехода. Подробное количественное обсуждение полученных результатов можно сделать на основе модели БКБ перехода с берегами, находящимися в неравновесном состоянии, которая будет описана в следующем разделе.

10 20 3.0 со 50 ПРИВЕДЕННЫЙ ТОК

А 0-6#-

Б Б

-ф-

(а)

(б)

Рис. 8. (а) Зависимость напряжения на переходе от приведенного тока инжекции (1) и обычная ВАХ перехода (2) при Т~0,9Э4ТС, г = ///с. (Кривые смещены вдоль вертикальной оси для ясности изображения.) Геометрия инжекционного эксперимента показана на вставке, (б) Эквивалентная схема перехода с берегами, находящимися в неравновесном состоянии. Блоки "Б" - сверхпроводящие берега перехода, крестиком обозначен джозефсоновский элемент, 11о - сопротивление медной джозефсоновской прослойки, включение сторонних эдс е0 и е рассматривается в разделе 5.4.

Приведем здесь качественную физическую картину наблюдаемого явления. При температуре эксперимента толщина сверхпроводящих берегов перехода (ds мкм) сравнима с глубиной проникновения электрического поля (1 £7 ~2 мкм), поэтому не весь инжектируемый в верхний берег перехода квазпчастпчный ток успевает превратиться в ток пар на длине ds. В результате, часть квазичастпчного тока проникает в область слабого звена и даже во второй берег перехода, где продолжается конверсия квазичастиц в пары. Поскольку весь ток отводится через верхний берег, ток квазичастиц через переход компенсируется встречным током пар. Таким образом, в любом сечении перехода полный ток остается равным нулю, аналогично тому, как это происходит в случае термоэлектрического аналога эффекта Джозефсона (главы 3,4). Вид зависимости (8а) и наблюдение ступенек Шапиро при воздействии на переход переменным электромагнитным полем [15,16] надежно свидетельствуют в пользу джозефсоновской природы возникающего напряжения.

В [16] исследован также опущенный в работах главы 4 вопрос о непосредственном влиянии квазичастпчного тока на динамику джозефсонов-ских вихрей. Из результатов термоэлектрических экспериментов (эффекта Зеебека) следует, что только противоток сверхкомпоненты ответственен за силу, приводящую в движение вихревую цепочку. Для исследования этого вопроса в случае квазичастнчной инжекции мы изучили поведение "короткого" (w < Xj) SNS перехода в присутствии тока инжекции и одновременно внешнего транспортного тока 1тр. В данном эксперименте ток выводился через нижний сверхпроводящий слой (ср. рис. 8а), так что и неконверспрованный нормальный ток, п свгрхток полностью проходили через переход. Поскольку в коротком переходе ток растекается равномерно по длине перехода, сверхтокп от двух указанных выше источников, подобранные соответствующим образом по величине и направлению, могут компенсировать друг друга в каждой точке перехода. Увеличивая ток инжекции и, одновременно, транспортный ток через переход, можно поддерживать сверхпроводящее состояние, если суммарная величина сверхтока через переход It—kIUHJK — 1тр меньше критической величины 1С. (Здесь к - коэффициент конверсии квазичастпц в пары на длине d.v.) Чтобы понять, существует ли непосредственное влияние квазичастпчного тока на динамику джозефсоновских вихрей, была изучена зависимость (7i)c от внешнего магнитного поля Ве как в отсутствие тока инжекции, так и при разных его значениях. Полученные осциллирующие "фраунгоферов-ские" зависимости, практически, не отличались друг от друга, даже когда квазичастичный ток через переход (/„ = (1 — к)1ипш) значительно нревос-

ходил величину 1с. Этот результат подтверждает предположение о том, что за взаимодействие с джозефсоновскими вихрями ответственна только сверхпроводящая компонента тока; нормальная компонента, проходящая через переход, не оказывает существенного влияния на характеристики перехода. Отсутствие индуктивного ("фарадеевского") вклада подробно обсуждается в работе Каплуненко- Москвина-Шмидта [71] и связывается с тем, что полный магнитный поток в измерительной цепи, включающей вольтметр, не изменяется при движении магнитного потока в измеряемом джозефсоновском переходе.

5.3. Модель БИБ перехода с берегами,

находящимися в неравновесном состоянии

Неравновесное состояние сверхпроводника с зарядовым разбалансом характеризуется величиной отклонения химического потенциала пар от равновесного значения ер, причем чем больше это отклонение, тем больше <Иу ^ = - сИу характеризующая конверсию квазичастичного тока в ток пар в каждой точке вблизи N8 границы [72]:

"Перетекание" частиц из канала с "нормальной жидкостью" в "сверхтекучий" канал вблизи центров проскальзывания фазы в сверхпроводящих вискерах наглядно описывается моделью Кадина-Смита-Скочпола (КСС) [73]. Для обсуждения неравновесных процессов вблизи низкоомных джо-зефсоновских переходов мы предложили [16] упрощенную схему КСС, представленную на рис. 86. Конверсия квазичастичного тока в сверхток происходит в блоках "Б". Канал конверсии между нормальной (верхней) и сверхпроводящей (нижней) шиной представлен в схеме условной проводимостью в =(Д^£)2)-1, которая имеет соответствующую размерность и, фактически, является коэффициентом пропорциональности в (22), причем оказывается равной разности электрохимических потенциалов пар и квазичастиц. (/? - нормальное сопротивление единицы длины сверхпроводящего электрода перехода.) Источники сторонней эдс ео^о и £<1х, показанные на рисунке, возникают только в случае прохождения потока тепла через переход и будут учтены в следующем разделе. Уравнение Кирхгофа для элемента одномерной эквивалентной схемы "5" даст:

= -сПь],, ~ Ьц8.

(22)

1п(х)П = (11С)Л21п{х)1<1хг

(23)

(,lE)2d2In(x)/dx2 - In(x) = 0. (24)

Решение (24) с различными граничными условиями позволяет проанализировать результаты, приведенные на рис. 8а. Обычная ВАХ соответствует заданию тока Imp через сверхпроводящий канал (точки В и D). При этом ток в точках А и С принимается равным нулю. В этом случае из решения (24) можно получить следующее уравнение для разности фаз '.f(t) на переходе:

(Фо/(2тгД())¥>1 +/csin^ = In,;lRt = R0+ 2RlE/(th{ds/lE)). (25)

Здесь Rt - полное сопротивление SNS сэндвича, включающего сопротивление нормальной прослойки Rq и избыточное сопротивление сверхпроводящего электрода толщиной d, В инжекцпонном эксперименте, представленном на вставке к рис. 8а, ток вводится в нормальный канал через т.А, а выводится из сверхпроводящего канала через т.В с той же стороны джозефсоновского перехода, причем токи через точки С и D равны нулю. Это означает, что нормальный ток, прошедший через переход, возвращается в виде сверхтока через слабое звено. Из (24) для этого случая следует уравнение:

(Ф0/(2тг Rt))<pt + /с sin 9 = íUHXRlE/(Rtsh(ds/lE)). (26)

Легко видеть, что критический ток инжекции, при котором появляется напряжение на сверхпроводящих контактах В и D, равен

(/„нж)с = IcRtsh{d,/lE)/(RlE). (27)

Из (25) и (26) следуют ВАХ, полученные нами в эксперименте (рис. 8а):

V

= RtL^lp - 1, (28)

V = - 1, (29)

где 1тр=1тр/1с, гинж=[инж/(1,1нж)с. Используя (27), можно оценить во сколько раз критический ток инжекции превосходит критический ток перехода при температуре эксперимента Т~0,994Т(.. Оценка (1имж)г/ 1Г —6 хорошо согласуется с экспериментальным результатом.

5.4. Вклад неравновесных сверхпроводников в

термоэлектрические процессы в SNS-сэндвичах

В главах 3 и 4 обсуждались термоэлектрические эффекты в SNS сэндвичах, связанные с возникновением термоэде в джозефсоновской нормальной прослойке. Однако, уже в [1] мы указывали, что при температурах близких к Тс в термоэлектрических процессах, происходящих в области слабого звена, принимают участие близлежащие неравновесные слои сверхпроводящих электродов. Подробно этот вклад исследован нами теоретически и экспериментально в [14]. Как обсуждалось выше, градиент температуры устанавливает в массе сверхпроводника ток квазичастиц, который скомпенсирован противотоком пар в соответствии с (7). Превращение одного тока в другой происходит у границ сверхпроводника на длине Возникновение неравновесного термоэлектрического поля Е вблизи NS границ в сверхпроводнике было предсказано теоретически в

[74] и было непосредственно измерено в сверхпроводящем алюминии в

[75] с помощью нормальных и сверхпроводящих проб. Для количественных исследований термоэлектрических характеристик сверхпроводящих берегов SNS перехода мы применили эквивалентную схему перехода (86), которая в присутствии потока тепла через переход включает источники сторонней эдс. rodo и e=osdT/da;, соответственно, - термоэде нормальной прослойки и термоэде единицы длины сверхпроводящего берега, а -абсолютная дифференциальная термоэде сверхпроводника "S". Уравнение Кирхгофа для элемента dx сверхпроводника дает:

In(x)Rdx = (Е + e)dx; l(lE)2d2In(x)/dx2 - In(x) + e/R = 0. (30)

Уравнение (30) решалось с учетом граничных условий в глубине сверхпроводника и на NS границах. При определении условия на NS границе (со стороны сверхпроводящих обкладок) нужно учесть равенство нулю полного тока в любом сечении сверхпроводника, а также скачок тока 1„ в Z(T) раз за счет андреевского отражения (см. раздел 5.1). Полученное уравнение для разности фаз <p(t) на переходе имеет вид:

(Фо/(2тгад)^ +7esinv> = VT/(RtZ), (31)

Здесь Rt - Rq + 2RIe - полное сопротивление SNS сэндвича, а 1'7"=ео<1о+2;1/; - суммарная эдс, возникающая в нормальной прослойке ц в неравновесных слоях сверхпроводника. Вблизи Тг мы имеем для наших сэндвичей Ta-Cu-Ta: 2R1e » Ro и 2el¡¿ » todo- Для этого случая ВТХ связана исключительно с вкладом сверхпроводящих берегов (ср. г (12)):

V = (2а8/к5Л)/£/Р2 ~ Ре

С !

■2

(32)

Рс = (к.р./а.ЩТЩТ)

(33)

к3, а3 п р3 -удельные характернстикп сверхпроводника.

Сравнение экспериментальной и рассчитанной ВТХ для Т=0,99ТС и температурных зависимостей РС(Т) и 1С(Т) показывает справедливость соотношений (32) и (33). При сравнении критического тока и критического потока тепла переходов использовались значения Z(T), полученные из измерений избыточного сопротивления, и значение измеренное выше Тс. Хорошее соответствие экспериментальных данных для РС(Т) и 1С(Т), а также прекрасное совпадение точек расчетной и экспериментальной ВТХ подтверждает данные теоретической работы [76] о том, что термоэлектрические характеристики сверхпроводника меняются непрерывно при переходе через Тс.

6. Размерные переходы и квази-двумерное поведение SNS многослойных структур и ВТСП монокристаллов

6.1. Размерный кроссовер в многослойных

структурах

Модель Лоуренса-Дониака (ЛД) [77] описывает основные качественные черты перехода от анизотропного трехмерного к квази-двумерному поведению слабосвязанных многослойных сверхпроводящих систем. Теоретические [38,78,79] и экспериментальные исследования [80,81,82] пскуственно приготовленных слоистых структур до сих пор были, в основном, посвящены изучению поведения второго критического поля Н,.-», измеряемого в ре-зистивных экспериментах с током вдоль слоев. Подобные экспериментальные исследования на многослойных мостиках У/Си н МЬ/Си, содержащих по 10-12 периодов БЫ структуры, представлены нами в [17,19]. Наблюдаемое типичное изменение зависимостей Н|!2(Т) от (1-Т/Тг) к ^1 — Т/Т* при переходе к квазидвумерному состоянию показано на рис.9а. Температура 30-2Б кроссовера Т* ~5,5 К приблизительно соответствует температуре (6), при которой поперечная длина когерентности £:(Г*) сравнивается с толщиной слоев (15-20 нм).

Основной задачей исследований, представленных в этом разделе, было наблюдение новых проявлений ЗВ-2Б кроссовера на температурных

6 5 4

N

10

т/г.

ооооо Н

.....н\,

Ч

«о

\ о

_< О

1 i I 5 I Г~ т(к)

(а)

О

ь ^ »0

V)

К

о.

о 10

rv Я И

С »

1-

V. » "i; V ч

ч. .....нсу ю-18 '4

**

........)........i.......i.......* .....t.......»•.......>'......

'.t . 1 •

........1........1........i.......i .....i.......i........*.......

(б)

т(к)

Рис. 9. (а) Температурные зависимости верхнего критического поля для МЬ/Си (20/15 нм) многослойной структуры. ЗВ-20 кроссовер происходит при Т* ~5,5 К. На вставке показаны резистивные переходы исследованного многослойного мостика при разных магнитных полях, (б) Температурные зависимости нижнего критического поля и его анизотропии для того же образца.

зависимостях нижнего критического поля Hci и в джозефсоновских характеристиках многослойных структур. Нижнее критическое поле Hci измерялось магнитометром на основе сквида по началу отклонения намагниченности М(Т) от прямой идеального диамагнетизма. Эксперименты [25] были проведены на Nb/Cu структурах, которые для уменьшения влияния размагничивающего фактора и получения больших магнитных моментов формировались в виде треугольной решетки многослойных столбиков с размерами 50x50x0,435 мкм и постоянной решетки 150 мкм. На рис. 96 показан резкий рост анизотропии нижнего критического поля Н^/Н^, наблюдавшийся в области 3D-2D кроссовера. При температуре кроссовера Т* ~5,5 К в соответствии с (G) размер кора вихря для поля параллельного слоям сравнивается с толщиной нормальной прослойки, что приводит к резкому уменьшению энергии вихря и поля Н^.

Особенно ярко переход к квазидвумерному состоянию проявился в наших исследованиях джозефсоновских свойств gNS многослойных структур [18]. Для измерения поперечных резистивных характеристик низкоомного SNS сэндвича была разработана специальная технология приготовления многослойных образцов Nb/Cu с малым поперечным сечением (20 мкм) и сравнительно высоким нормальным сопротивлением ~7 мОм. При температуре вблизи Тг при облучении образца СВЧ полем с частотой f,14 ~11 ГГц на ВАХ многослойки появлялись ступеньки Шапиро при напряженн-

вателыю включенных ЭКЭ переходов. Нижняя кривая измерена при Т=6.5 К и Г,,=11,1 ГГц; ступенька соответствует возникновению четырех синхронизованных переходов. Верхняя кривая, соответствующая включению шести синхронизованных переходов измерена при Т=5,6 К и {»„=10,7 ГГц. (б) Диаграмма наблюдаемых при разных температурах кратностей первой ступеньки Шапиро для двух образцов.

ях, соответствующих (5). При приближении сверху к температуре 30-2Б кроссовера наблюдалось последовательное кратное увеличение напряжения первой ступеньки, как показано на рис.10. Кратность, по нашему мнению, соответствует числу отдельных разрешенных переходов,

синхронизованных между собой. Действительно, максимальная кратность равная 10 наблюдалась при температуре ниже Т* ~5,5 К и соответствовала числу периодов измеряемой структуры, когда работали синхронно все 10 БИБ переходов и суммарное измеряемое напряжение ступеньки было равно сумме напряжений на каждом переходе. Разделение на отдельные переходы начиналось, по-видимому, с центральных слоев структуры, т.к. сверхпроводимость более внешних переходов "усилена" массивными нио-биевыми слоями токоподводами, напыленными сверху и снизу многослойной структуры.

6.2. Флуктуационные эффекты в квазидвумерных монокристаллах ВТСП

По величине анизотропии электронных масс Г кристаллы ВТСП можно подразделить на сильно анизотропные и предельно анизотропные или квазндвумерные слоистые сверхпроводники. В таллиевых и висмутовых

I -2 irA

I -3 nrA

I -1 гтА

I -О ггА

Остлточное магнитное поле II = 0,5 Э

75.......65.......95......V6 5.....V i'5.....l'ii.....lis

lav. К

50.......'70 ....... 90 .......i I 0.......i 30

ТЕЫИЕГЛТУРА, К

(а)

(б)

Рис. 11. (а) Температурные зависимости поперечного напряжения на монокристалле

Т12Ва3СаСи201 для различных.градиентов температуры в интервале 1-10 К/см, Та„-средняя температура на образце. (ДТ=Т\-ТС - разница температур между термометрами, закрепленными на блоках нагревателей.) На вставке показана экспериментальная геометрия, (б) Температурная зависимость индуцированного магнитного момента М(Т) для того же монокристалла при градиенте температуры ~1 К и различных транспортных токах. На вставке показана геометрия эксперимента.

системах, где Г составляет 104 - 105, трехмерное состояние возможно только в интервале температур Тс — Т < 1 К, т.е сразу ниже Тс эти системы могут проявлять квазидвумерное поведение, связанное с топологическим фазовым переходом Березинского-Костерлица-Таулеса (БКТ) [83,84,85]. В [89] указано, что хорошо определенные проявления перехода БКТ возможны в квазидвумерных слоистых сверхпроводниках при выполнении соотношения: Г • s > Çs(Tbkt), где s - расстояние между сверхпроводящими плоскостями, &(Т) - длина когерентности Гинзбурга-Ландау в плоскости, Твкт - температура перехода БКТ. Характерные резистивные переходы и ВАХ, соответствующие появленпю свободных флуктуацион-ных вихрей БКТ вблизи Тс в таллиевых и висмутовых ВТСП были измерены в [86,87].

В наших экспериментах [20] на монокристаллах Т^ВааСаСиаОг (Т,. ~105 К) наблюдался необычный флуктуационный эффект, выражавшийся в возникновении вблизи Тг пиков напряжения (рис. 11а) при измерениях в экспериментальной геометрии, показанной на вставке к рисунку. Монокристалл закреплялся между двумя нагревателями, транспортный ток пропускался поперек возникающего вдоль образца температурного

градиента п измерялась поперечная компонента напряжения. Мы связали появление пиков с возникновением в образце вблизи Тс флуктуацион-ного магнитного момента М(Т), обусловившего возникновение эффекта Нернста. На рис. 116 представлены результаты измерения этого магнитного момента с помощью сквид-магнптометра. Обнаруженные вблизи Тс особенности объясняются на основе модифицированной нами модели разбаланса во флуктуационой системе "впхрп-антивихри", впервые предложенной в [88] для тонких сверхпроводящих пленок. В присутствие градиента температуры при температуре выше перехода БКТ (Т > Тдкт) в образце возникает неоднородная вдоль оси х концентрация свободных вихрей и антивихрей: п(=п° + п,1, где п\ = (дп^/дТ) ■ (дТ/дх) ■ х. Вихри и антивихри движутся под действием приложенного вдоль оси у тока в разных направлениях вдоль градиента температуры, поэтому неоднородная концентрация свободных вихрей вдоль оси х порождает раскомпенсацию числа вихрей и антивихрей в каждой точке х и возникновение средней магнитной индукции в образце:

Вг = 4тгМ ~ (д(1пРл)/дТ) ■ 1У ■ дТ/дх, (34)

где рц - удельное сопротивление течения потока "вихревой плазмы", температурная зависимость которого получена в [85,90]. Фактически, разбаланс в вихревой плазме порождает перераспределение тока в сверхпроводящем образце. Возникновение спонтанной магнитной индукции при Твкт < Т < Тс приводит к появлению дополнительных нернстовских вкладов в напряжение (см. ур.(17),(15)) в этой области температур за счет термодпффузип вихрей:

Уу ~ ^ • (д(1пр},)/дТ) ■ 1У ■ (дТ/дх)\ (35)

Экспериментальные результаты находятся в хорошем качественном согласии с предложенной моделью. Ппкп напряжения и магнитного момента уменьшаются с уменьшением градиента температуры и/или тока, причем в соответствии с (35) знак дополнительного напряжения меняется на противоположный при изменении направления тока и не изменяется при изменении направления температурного градиента.

7. Аномалия температурной зависимости нижнего критического поля в монокристаллах ВТСП и SNS многослойных структурах

Данная глава представленного цикла посвящена исследованию нижнего критического поля Hci в ВТСП-монокристаллах УВагСизО?-^ и ТЬВагСаСигО*, а также в модельных слоистых структурах Nb/Cu. С общей тематикой диссертации эту главу связывает то, что аномальное поведение Hci(T) в области низких температур в ВТСП-монокристаллах обсуждается нами с точки зрения SNS-природы ВТСП-соединений. Сходство кривых Hci(T) для монокристаллов Т^ВагСаСи^О^. и SNS многослойных структур говорит в пользу этой гипотезы.

7.1. Особенности магнитных характеристик монокристаллов ВТСП

Магнитные измерения с помощью сквид-магнптометра на монокристаллах ВТСП [21] были начаты нами вскоре после открытия высокотемпературной сверхпроводимости. Эксперименты в режимах экранирования ("ZFC" - zero field cooling) и мейсснеровского выталкивания (" FC" - field cooling) магнитного потока показали, что мы имеем дело с жесткими сверхпроводниками II рода. Заметные трудности при извлечении критических параметров из кривых намагниченности возникли в связи с особенностями критического состояния, возникающего в плоских пластинчатых монокристаллах при проникновении магнитного потока вглубь образца. Работы [22] - [24] посвящены проблеме корректного извлечения первого критического поля Hfi и плотности критического тока пишишга j,. из экспериментальных данных. Всюду при обработке кривых стационарной намагниченности ВТСП монокристаллов первое критическое поле определялось нами по всему измеряемому участку кривой М(Н), а не по началу отклонения от линейного участка идеального диамагнетизма, которое характеризует поле проникновения, связанное с геометрическим [91] н поверхностным барьерами [92]. Разработанная численная модель критического состояния [24] учитывала изменение размагничивающего фактора при проникновении магнитного потока в плоский образец и особенности термодинамического магнитного поля внутри образца. На рис.12 показаны (а) кривые намагничивания для монокристалла ТЬ^Ва^СаСи-Д).,. и (б) значения Н,.\Х. полученные путем совмещения экспериментальных

ii расчетных кривых (вторым подгоночным параметром являлась плотность критического тока пиннинга jc). Из кривых намагничивания были извлечены значения глубины проникновения магнитного поля, которые составили (при Т=0) для Т^ВагСаСигОя:

Хаь — 120 нм, Ас — Aa¡,x60 = 7100 нм. Для монокристаллов УВагСизОу.х оценки глубин проникновения дают [22]: \аь > 50 нм, Ас = Aa¡,x6 = 300 нм.

Зависимость jc(T) в широком интервале температур имеет экспоненциальный характер: jc(T) = jc(0) ехр(-Г/Г0) с Г0=23 К, jc(0)=l,l-106 А/см2 для таллиевых кристаллов и То=1б К, jc(0)=6-106 А/см2 для иттриевых кристаллов.

7.2. Поведение первого критического поля в слоистых SNS системах

На рис. 126 заметна необычная "положительная" кривизна зависимости Hci(T) в области температур ниже 0,5 Тс. Наличие такой аномалии обнаружено также в [93], где Hc¡ для монокристаллов ВТСП извлекалось из обратимой части кривых намагничивания, и других работах (например, [94]). Причины возникновения подобной температурной зависимости для SNS слоистых структур объясняются в теоретической работе [95].

(а) (б)

Рис. 12. (а) Кривые намагничивания для монокристалла ВТСП ТЬВагСаСигОх: точками показаны перестроенные из экспериментальных кривых М(Т) зависимости М(Н) при нескольких температурах. Сплошными линиями изображены результаты численных расчетов, (б) Температурная зависимость Нс\х (показана ошибка, превышающая размер точек только при низких температурах).

Резкое увеличение На (энергии вихревой нити) происходит в области температур, где сверхпроводящий параметр порядка и сверхпроводящие токи заметно проникают в И-слои за счет эффекта близости, т.е. при

(36)

Тгояс - температура нового размерного кроссовера в состояние, которое получило название 2В-сильносвязанное состояние (2Б5С).

Подробные экспериментальные исследования, проведенные нами на модельной слоистой структуре, представлены в [25]. На рис. 13а показаны экспериментальные и расчетные температурные зависимости Нг| для ]ЧЬ/Си (20 нм/15 нм) многослойной структуры с 12 ниобиевыми и 13 медными слоями, а также для контрольной ннобиевой пленки с толщиной близкой к суммарной толщине ЭКБ структуры. Хорошо видно резкое увеличение первого критического поля приблизительно в той области температур, где выполняется (36). Таким образом, при понижении температуры в слоистой БЖ структуре, действительно, происходит кроссовер, который, возможно, объясняет и положительную кривизну зависимости #С1Х(Т) для монокристаллов ТЬВазСаСи^О*, если предположить, что слоистые ВТСП-структуры имеют природу. Попытка наблюдать 2В-2ВБС кроссовер на зависимости НГ2(Т) была предпринята нами много ранее в [17] для У/Си слоистых структур. На рис. 136

|'нс. 1:1. (а) Температурные зависимости 11,.| для ЯЬ/Си многослойной структуры (♦) и

контрольной N1) пленки (о). Сплошной линией покачана расчетная кривая для НМ структуры, пунктирами - вклады в II, | от Н и N слоев, (б) Температурные зависимости для структуры У/('н (25 им / 15 нм)

500

(а)

(б)

можно видеть заметное отклонение н[!2 от зависимости \Л — Т/Тс* при низких температурах, что было интерпретировано как переход от 2D к 3D (2DSC) состоянию. Для Nb/Cu структур заметных изменений в характере зависимостей НГ2(Т) при низких температурах наблюдать не удалось (рис. 9а).

8. Заключение

Из представленного цикла исследований воздействия термоэлектрических, неравновесных квазичастпчных токов п фазовой когерентности слоев на поведение вихревых структур в многослойных SNS системах, основные результаты которого изложены в статьях [1]- [25], можно сделать следующие выводы:

1. Термоэлектрические явления играют важную роль в вихревой динамике многослойных слабосвязанных SNS систем. Градиенты температуры поперек и вдоль слоев являются причиной возникновения зеебсковскпх и нернстовскпх вкладов в напряжение, связанное с движением цепочек джозефсоновских вихрей.

2. Существует несколько возможных источников возникновения джо-зефсоновской генерации в SNS системах. Наряду с транспортным током переменное напряжение в джозефсоновских SNS структурах может индуцироваться потоками тепла, звука и неравновесным электрическим полем в сверхпроводящих слоях.

3. Неравновесные потоки квазичастпц, возникающие в сверхпроводящих системах под действием градиента температуры пли неравновесного электрического поля, не оказывают непосредственного воздействия на вихревые структуры, однако, связанные с ними противоток« свсрхкомпоненты играют важную роль в вихревой динамике.

4. Тепловой поток обеспечивает подведение термоэлектрического тока равномерно вдоль распределенного джозефсоновского перехода, ч го позволяет использовать его в качестве удобной модельной системы для исследования явлений нелинейной вихревой динамики.

5. Проявления внутреннего эффекта Джозефсона в слоистых сверхпроводящих системах имеют место при температурах ниже размерного 3D-2D перехода, когда длина когерентности Гинзбурга-Ландау в направлении перпендикулярном слоям сравнивается с периодом СЛОИСТ ОН < I рукзуры.

6. Градиент температуры в присутствии поперечного к нему транспортного тока может приводить к разбалансу плотностей флуктуа-цпонных вихрей и антпвихрей в сверхпроводящих слоистых системах и возникновению термомагнитных и термоэлектрических эффектов при температурах выше температуры перехода Березинского-Костерлица-Таулесса.

7. Существование при низких температурах наведенной сверхпроводимости в нормальных слоях является причиной специфического размерного перехода в Б КБ структурах из 2Г)- в 2В-силыюсвязанное состояние, который ответственен за аномальное поведение энергии абрикосовскпх вихрей и нижнего критического поля в слоистых ЭКБ структурах.

Я благодарен моему учителю Вадиму Васильевичу Шмидту, который помог пне полюбить физику сверхпроводимости. Я признателен моим коллегам и соавторам [1]-[27] за их вклад на различных этапах представленной здесь работы, сотрудникам лаборатории сверхпроводимости ИФТТ И. Ф. Щеголеву. Л. Я. Виннпкову, Н. А. Тулиной, Г. К). Логвено-ву. В. А. Обознову. А. В. Устинову, В. М. Краснову, М. В. Карцовннку и Н. С. Степакову за постоянную поддержку п доброжелательность, а также И. В. Лопатннковой за помощь при подготовке этого доклада.

Список литературы

Работы, представленные на защиту:

[1] М. В. Карцовннк, В. В. Рязанов п В. В. Шмидт. Наблюдение термоэлектрического эффекта в SNS-переходе. Письма в ЖЭТФ 33, 373-376 (1981).

[2] V. V. Ryazanov and V. V. Schmidt. Observation of thermal electromotive force oscillations versus magnetic vector potential field in superconducting loop with two Josephson SNS junctions. Solid State Communs. 42, 733-735 (1982).

[3] G. I. Panaitov, V. V. Ryazanov, A. V. Ustinov, and V. V. Schmidt. Thermoelectric ac Josephson effect in SNS junctions. Phys. Lett. A 100, 301-303 (1984).

[4] А. П. Володин, Г. Ю. Логвенов, В. В. Рязанов и И. В. Фаль-ковский. Акустоэлектрпческий эффект в джозефсоновском SNS-переходе. Письма в ЖЭТФ 46, 40-42 (1987).

[5] G. Yu. Logvenov, М. V. Osherov, and V. V. Ryazanov. Josephson steps produced by the modulated heat flow. Solid State Communs. 57, 99-102 (1986).

[6] А. С. Сидоренко, Г. И. Панаптов и В. В. Рязанов. Изобретение: Датчик теплового потока, Авторское свидетельство No. 1512435 от 1 июня 1989 г.

[7] V. V. Ryazanov and V. V. Schmidt. Magnetic-thermoelectric effect in Josephson SNS junction. Solid State Communs. 40, 1055-1058 (1981).

[8] G. Yu. Logvenov, V. V. Ryazanov, A. V. Ustinov, and R.P.Huebener. Peltier effect in the mixed state of higli-Tc superconductors. Pliysica С 175, 179-182 (1991).

[9] G. Yu. Logvenov, V. A. Larkin, and V. V. Ryazanov. Nernst effect in a Josephson superconducting-normal-superconducting junction. Phys. Rev. В 48, 16853-16856 (1993); G. Yu. Logvenov, A. A. Golubov, V. A. Larkin, and V. V. Ryazanov. Nernst effect in the Josephson SNS junction. Pliysica В 194-196, 1719-1720 (1994).

[10] В. В. Рязанов и А. В. Устинов. Стационарные состояния в джозеф-соновском SNS переходе при протекании тока и потока тепла. Физ. низк. темп. 11, 909-917 (1985).

[11] Р. М. Арутюнян, Г. Ф. Жарков, Г. Ю. Логвенов, В. В. Рязанов и В. В. Шмидт. Термоэлектрический эффект в кольце с джозефсоновским переходом. ЖЭТФ 87, 596-604 (1984).

[12] V. V. Ryazanov, V. V. Schmidt, and L. A. Ermolaeva. Investigation of electric field penetration into superconducting tantalum near a normal-superconducting interface. J. Low Temp. Phys. 45, 507-515 (1981).

[13] Г. Ю. Логвенов и В. В. Рязанов. Влияние магнитного поля на избыточное сопротивление SNS сэндвичей. Физ. низк. темп. 9, 933-938 (1983).

[14] Г. Ю. Логвенов и В. В. Рязанов. Термоэлектрические процессы в сверхпроводниках и их вклад в термоэлектродвижущую силу SNS систем. Физ. низк. темп. 13, 703-712 (1987).

[15] V. К. Kaplunenko and V. V. Ryazanov. Josephson effect in SNS junctions produced by a nonequilibrium state of the superconducting electrode. Phys. Lett. A 110, 145-147 (1985); В. К. Каплуненко и В. В. Рязанов. Возбуждение джозефсоновской генерации в SNS переходе продольным электрическим полем. Физ. низк. темп. 11, 988-991 (1985).

[16] В. К. Каплуненко, В. В. Рязанов и В. В. Шмидт. Влияние неравновесного потока квазичастиц на свойства джозефсоновских SNS переходов. ЖЭТФ 89, 1389-1403 (1985).

[17] В. И. Дедю, В. А. Обознов, В. В. Рязанов, А. Г. Сандлер и А. С. Сидоренко. Двойной размерный переход 3D-2D-3D в сверхпроводящих слоистых структурах V/Cu. Письма в ЖЭТФ 49, 618-620 (1989).

[18] V. М. Krasnov, N. F. Pedersen, V. A. Oboznov and V. V. Ryazanov. Josephson properties of Nb/Cu multilayers. Phys. Rev. В 49, 1296912974 (1994); Fabrication and characterization of Nb/Cu multilayers designed for measurements across layers. Proc. Int. workshop on advanced technology of inulticoiiipoiicnt solid films and structures. 28-30 Sept. 1994 Diibrinichi, Ukraine p.35-36.

[19] V. M. Krasnov, А. Е. Kovalcv, V. A. Oboznov and V. V. Ryazanov. Anisotropy of the lower critical field in a Nb/Cu multilayer. The evidence for 3D-2D crossover. Physica С 215, 265-268 (1993).

[20] A. E. Koshelev, G. Yu. Logvenov, V. A. Larkin, V. V. Ryazanov and K. Ya. Soifer. Observation of magneto- thermoelectric effects in higli-T superconducting Т^ВагСаСигО.,. single crystals. Physica С 177, 129-134 (1991).

[21] Г. А. Емельченко, M. В. Карцовнпк, П. А. Кононовпч, В. А. Ларкин, Ю. А. Осипьян, В. В. Рязанов н И. Ф. Щеголев. Объемный характер сверхпроводимости монокристаллов УВа^СизОх. Письма в ЖЭТФ bf 46, 162-164 (1987).

[22] М. В. Карцовник, В. А. Ларкин, В. В. Рязанов, Н. С. Сидоров и И. Ф. Щеголев. Критическое состояние и поле Нс] в монокристаллах YBa2Cu30r-x. Письма в ЖЭТФ 47, 595-597 (1988); М. V. Kartsovnik, V. М. Krasnov, V. A. Larkin, V. V. Ryazanov and I.F.Scliegolev. Critical state and field Hci in УВа2СизОу_г single crystals. In: Series on progress in High temperature superconductivity. Vol.11. High temperature superconductivity from Russia, eds. A. I. Larkin, N. V. Zavaritsky, World Scientific, Singapore, 1989, pp.181-186.

[23] А. В. Безрядин, В. H. Копылов, В. М. Краснов, В. А. Ларкин, В. В. Рязанов, Т. Г. Тогонидзе и И. Ф. Щеголев. Ппннпнг и нижнее критическое поле в монокристаллах ТЬВагСаСигОг. Письма в ЖЭТФ 51, 147-150 (1990).

[24] В. М. Краснов, В. А. Ларкин и В. В. Рязанов. Модель критического состояния 3-осного сверхпроводящего эллипсоида и ее применение для определения нижнего критического поля и тока пиннинга в монокристаллах Т^Ва^СаСи^О*. Сверхпроводимость: ФХТ 4, 15031511 (1991); Physica С 174 440-446 (1991).

[25] V. М. Krasnov, V. A. Oboznov and V. V. Ryazanov. Anomalous temperature dependence of Hci in superconducting Nb/Cu multilayer. Physica С 196, 335-339 (1992).

[26] V. К. Kaplunenko, G. Yu. Logvenov, V. V. Ryazanov, and V.V.Schmidt. Effect of heat, acoustical and nonequilibrium quasiparticle flows on Josephson SNS junction. In: Series on progress in High

temperature superconductivity. Vol.4. Weak superconductivity, eds. A.Barone, A.Larkin, World Scientific, Singapore, 1987, pp.305-320.

[27] С. И. Москвин, Г. И. Панаитов и В. В. Рязанов. Изобретение: Рези-стивный сквид и способ его изготовления, Авторское свидетельство, No. 1137971 от 1 октября 1984 г.

Цитированная литература:

[28] П. Де Жен. Сверхпроводимость металлов и сплавов, гл.7. Пер. с англ.-М.: Мир, 1968, 280 с.

[29] В. В. Шмидт. Введение в физику сверхпроводников, гл.3,4. -М.: Наука, 1982, 240 с.

[30] В. D. Josephson. In: Parks R.D. (ed.). Superconductivity, Vol. 1, chap 9. -NY: Marcel Dekker, 1969.

[31] R. Kleiner and P. Müller, Phys.Rev.B 49, 1327 (1994); R. Kleiner, F. Steinmeyer, G. Kunkel and P. Müller, Phys. Rev. Lett. 68, 2394 (1992).

[32] Clarke J., Proc. Roy. Soc. (Loud.) A 308, 447 (1969).

[33] D. W. McLaughlin and A. C. Scott, Phys. Rev. A 18, 1652 (1978).

[34] J. R. Waldram, A. B. Pippard, J. Clarke, Phil. Trans. Roy. Soc. London A 268, 265 (1970).

[35] Shapiro S., Phys. Rev. Lett. 11, 80 (1963).

[36] S. Sakai, P. Bodiu, and N. F. Pedcrsen. J. Appl. Phys. 73. 2411 (1993).

[37] A. V. Ustinov, H. Kohlstedt, and C. Heiden, Physica С 235-240. 285 (1994).

[38] R. A. Klemni, A. Luther and M. R. Beasley. Phys. Rev. В 12. 877 (1975).

[39] Двойные и многокомпонентные сплавы на основе меди. М.. Наука. 1979.

[1(1] I.. Ya. Yiiuiikov. L. А. Ciureviih et al. Solid State C'ommuiis. 70. 1145

( HM)).

[41] Дж. Кларк. В сборнике: Слабая сверхпроводимость, гл.5. Пер. с англ.-М., Мир, 1980, 256 с.

[42] В. Л. Гинзбург, ЖЭТФ 14, 177 (1944).

[43] В. Л. Гинзбург и Г. Ф. Жарков, УФН 125, 19 (1978).

[44] Н. В. Заварпцкий, Письма в ЖЭТФ 19, 205 (1974).

[45] С. М. Falko, Solid State Communs. 19, 623 (1976).

[46] D. J. Van Harlingen, D. F. Heidel, and J. C. Garland, Pliys. Rev. В 21, 1842 (1980).

[47] J. Clarke and S. M. Freake. Phys. Rev. Lett. 29, 588 (1972).

[48] Л. Г. Асламазов, А. И. Ларкпн, Ю. H. Овчинников, ЖЭТФ 55, 323 (1968).

[49] В. В. Шмидт, Письма в ЖЭТФ 33, 104 (1981).

[50] А. Г. Аронов и Ю. М. Гальперин, Письма в ЖЭТФ 19, 281 (1974).

[51] R. Н. Parmenter, Rhys. Rev. 89, 990 (1953).

[52] Н. В. Заварпцкий, ЖЭТФ 75, 1873 (1978).

[53] Ю. М. Гальперин, В. Л. Гуревич и В. И. Козуб, ЖЭТФ 65, 1045 (1973).

[54] J. М. Rowell, Phys. Rev. Lett. 11, 200 (1963).

[55] M. Galffy, A. Freimuth and U. Murek, Phys. Rev. В 41, 11029 (1990).

[56] R. P. Huebener, A. V. Ustinov and V. K. Kapliinenko, Phys. Rev. В 42, 4831 (1990).

[57] R. P. Huebener, Physica С 168, 605 (1990).

[58] G. Yu. Logvenov, M. Hartmann and R. P. Huebener, Phys. Rev. В 46, 11 102 (1992).

[59] P. П. Хюбенер. Структуры магнитных потоков в сверхпроводниках, гл. 9. Пер. с англ.-М. Машиностроение, 1984, 220 с.

[60] M. Zeh, Н.-С. Ri, F. Kober, R. P. Huebener, A. V. Ustinov et al, Phys. Rev. Lett. 64, 3195 (1990).

[61] A. A. Golubov and G. Yu. Logvenov, Phys. Rev. В 51, 3696 (1995).

[62] Г. Ф. Жарков и А. Д. Заикин, ЖЭТФ 77, 223 (1979).

[63] С. Н. Артеменко н А. Ф. Волков, УФН 128, 3 (1979).

[64] A. Schmid and G. Schoen, J. Low Temp. Pliys. 20, 207 (1975).

[65] M. Tinkham and J. Clarke, Phys. Rev. Lett. 28, 1366 (1972).

[66] T. Y. Hsiang and J. Clarke, Phys. Rev. В 21, 945 (1980).

[67] J. Clarke. In: Gray К. E. (ed.). Nonequilibrium superconductivity, Phonons and Kapitza Boundaries, p.353. -NY and London: Plenum Press, 1980.

[68] T. R. Lemberger, Phys. Rev. В 29, 4946 (1984).

[69] К. Maki. In: Parks R.D. (ed.). Superconductivity, Vol. 2, chap. 18. -NY: Marcel Dekker, 1969.

[70] T. Y. Hsiang, Phys. Rev. В 21, 956 (1980).

[71] В. К. Каплуненко, С. И. Москвин и В. В. Шмидт, Физ. низк. темп. 11, 846 (1985).

[72] С. J. Pethick and Н. Smith, Ann. Phys. (N.Y.) 119, 133 (1979).

[73] A. M. Kadin, L. N. Smith and W. J. Skocpol, J. Low Temp. Phys. 38, 497 (1980).

[74] С. H. Артеменко и А. Ф. Волков, Письма в ЖЭТФ 21, 662 (1975).

[75] J. Н. Mamin, Л. Clarke and D. J. Van Harlingen, Phys. Rev. В 29, 3881 (1984).

[76] К). M. Гальперин, В. Л. Гуревич и В. И. Козуб, ЖЭТФ 66, 1387 (1974).

[77] W. Е. Lawrence and S. Doniacli, Proc. LT-12, Kyoto 1970, E.Kanada (ed.), Keigaku, Tokyo. 361 (1970).

[78 [79 [80 [81

[82 [83 [84

[85

[86

[87

[88

[89

[90 [91 [92

[93 [94 [95

Л. Н. Булаевский, ЖЭТФ 64, 2241 (1973).

S. Takahashi and М. Tachiki, Pliys. Rev. В 33, 4620 (1986).

I. Banerjee and I. К. Schüller, J. Low Temp. Phys. 54, 501 (1984).

S. T. Ruggiero, T. W. Barbee and M. R. Beasley, Phys. Rev. В 26, 4894 (1982).

В. И. Дедю и А. Н. Лыков, ФТТ 31, 132 (1989). В. Л. Березннскпй, ЖЭТФ 61, 1144 (1971).

J. М. Kosterlitz and D. J. Thouless, J. Phys. С 6, 1181 (1973); J. M. Kosterlitz, J. Phys. С 7, 1046 (1974).

А. M. Kadin, К. Epstein and А. M. Goldman, Phys. Rev. В 27, 6691 (1983).

D. H. Kim, А. M. Goldman, J. H. Kang and R. T. Kampwirth, Phys. Rev. В 40, 8834 (1989).

S. N. Artemenko, I. G. Gorlova and Yu. I. Latyshev, Phys. Lett. А 138, 428 (1989).

J. C. Garland and D. J. VanHarlingen, Phys. Rev. Lett. 55, 2047 (1985).

M. V. Feigel'man, V. B. Geshkenbein and А. I. Larkin, Physica С 167. 177 (1990).

Р. Minnhagen, Solid State Communs. 71, 25 (1989).

V. Larkin, Y. Yeshurun and E. Zeldov, Physica С 235-240, 1805 (1994).

A. Koshelev, V. Kopylov, T. Togonidze and L Schegolev, Physica С 170, 291 (1990).

V. M. Ivrasnov, Physica С 190, 357 (1992).

Т. Isliii and T. Yamada, Physica С 159, 483 (1989).

Т. Koyama, N. Takezava and M. Tachiki, Physica С 168. 69 (1990).

Содержание

Общая характеристика работы 1

1. Введение 4

2. Образцы и методики экспериментальных исследований 8

2.1. Приготовление слоистых структур............... 8

2.2. Экспериментальные методики.................. 9

3. Термоэлектрический и акустоэлектрический аналоги эффектов Джозефсона в переходах 11

3.1. Стационарные термоэлектрические эффекты......... 11

3.2. Джозефсоновская генерация, вызванная потоками тепла и звука................................. 13

4. Эффекты Зеебека и Нернста в джозефсоновском "смешанном" состоянии. Стационарные вихревые состояния индуцированные потоком тепла 15

4.1. Термоэлектрические и термомагнитные эффекты в джозефсоновском "смешанном" состоянии и смешанном состоянии ВТСП.......................... 15

4.2. Стационарные вихревые состояния в джозефсоновских переходах, индуцированные потоком тепла.......... 18

5. Неравновесные и термоэлектрические явления в сверхпроводнике вблизи N8 границы. Влияние неравновесного потока квазичастиц

на свойства джозефсоновских БИЭ переходов 21

5.1. Избыточное сопротивление 8№ сэндвичей. Механизмы релаксации разбаланса заряда.................. 21

5.2. Возбуждение джозефсоновской генерации в 8^ переходе неравновесным электрическим полем. Отсутствие воздействия квазичастичного тока на вихревую динамику . 23

5.3. Модель перехода с берегами, находящимися в неравновесном состоянии..................... 26

5.4. Вклад неравновесных сверхпроводников в термоэлектрические процессы в ЯКБ-сэндвнчах........ 28

6. Размерные переходы и квази-двумерное поведение многослойных структур и ВТСП монокристаллов 29

4С

6.1. Размерный ЗВ-2Г) кроссовер в многослойных структурах . . 29

6.2. Флуктуацпонные эффекты в квазидвумерных монокристаллах ВТСП...................... 31

7. Аномалия температурной зависимости нижнего критического

поля в монокристаллах ВТСП и многослойных структурах 34

7.1. Особенности магнитных характеристик монокристаллов ВТСП................................ 34

7.2. Поведение первого критического поля в слоистых йХБ системах .............................. 33

8. Заключение 37 Список литературы 39

Отпечатано ТОО «Принт» г. Ногинск Тел. (8-251) 5-29-51