Эффект Джозефсона в купратных сверхпроводниковых структурах

Обсуждаются электрофизические и СВЧ свойства сверхпроводниковых структур из купратных сверхпроводников: бикристаллических переходов и гибридных меза-гетероструктур. Показано, что в контактах купратных сверхпроводников, имеющих доминирующий dx²–y² -волновой тип симметрии параметра порядка, электрон...

Ausführliche Beschreibung

Gespeichert in:

Bibliographische Detailangaben
Veröffentlicht in:	Физика низких температур
Datum:	2012
Hauptverfasser:	Овсянников, Г.А., Константинян, К.И.
Format:	Artikel
Sprache:	Russisch
Veröffentlicht:	Фізико-технічний інститут низьких температур ім. Б.І. Вєркіна НАН України 2012
Schlagworte:	Квантовые когерентные эффекты в сверхпроводниках и новые материалы
Online Zugang:	https://nasplib.isofts.kiev.ua/handle/123456789/117113
Tags:	Tag hinzufügen Keine Tags, Fügen Sie den ersten Tag hinzu!
Назва журналу:	Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine
Zitieren:	Эффект Джозефсона в купратных сверхпроводниковых структурах / Г.А. Овсянников, К.И. Константинян // Физика низких температур. — 2012. — Т. 38, № 4. — С. 423-433. — Бібліогр.: 60 назв. — рос.

Institution

Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine

_version_	1859837935772237824
author	Овсянников, Г.А. Константинян, К.И.
author_facet	Овсянников, Г.А. Константинян, К.И.
citation_txt	Эффект Джозефсона в купратных сверхпроводниковых структурах / Г.А. Овсянников, К.И. Константинян // Физика низких температур. — 2012. — Т. 38, № 4. — С. 423-433. — Бібліогр.: 60 назв. — рос.
collection	DSpace DC
container_title	Физика низких температур
description	Обсуждаются электрофизические и СВЧ свойства сверхпроводниковых структур из купратных сверхпроводников: бикристаллических переходов и гибридных меза-гетероструктур. Показано, что в контактах купратных сверхпроводников, имеющих доминирующий dx²–y² -волновой тип симметрии параметра порядка, электронный транспорт определяется свойствами барьера на границе сверхпроводников, обусловленными озникновением связанных состояний из-за многократного андреевского отражения. В бикристаллических переходах это проявляется в линейности зависимости плотности критического тока от корня из прозрачности границы, а также возрастанием спектральной плотности дробового шума при малых напряжениях. Экспериментально показано, что плотность сверхпроводящего тока в гибридных мезагетероструктурах с антиферромагнитной купратной прослойкой достигает значений jс = 1–700 A/cм² при толщинах прослойки dM = 10–50 нм, а характерная длина затухания сверхпроводящих корреляций составляет величину порядка 7 нм, что объясняется аномальным эффектом близости в модели контакта сверхпроводников, соединенных многослойной магнитной прослойкой с антиферромагнитным упорядочением намагниченности в слоях. Обнаружено, что гибридные меза-гетероструктуры обладают существенно большей чувствительностью к внешнему магнитному полю, чем обычные джозефсоновские переходы, из-за сильной зависимости сверхпроводящего тока от спинового состояния прослойки. Обговорюються електрофізичні й НВЧ властивості надпровідникових структур з купратних надпровідників: бікристалічних переходів і гібридних меза-гетероструктур. Показано, що в контактах купратних надпровідників, що мають домінуючий dx²–y² -хвильовий тип симетрії параметра порядку, електронний транспорт визначається властивостями бар'єра на границі надпровідників, обумовленими виникненням зв'язаних станів через багаторазове андріївське відбиття. У бікристалічних переходах це проявляється в лінійності залежності щільності критичного струму від кореня із прозорості границі, а також зростанням спектральної щільності дробового шуму при малих напругах. Експериментально показано, що щільність надпровідного струму в гібридних меза-гетероструктурах з антиферомагнітним купратним прошарком досягає значень jс = 1–700 A/cм² при товщинах прошарку dM = 10–50 нм, а характерна довжина загасання надпровідних кореляцій становить величину порядку 7 нм, що пояснюється аномальним ефектом близькості в моделі контакту надпровідників, з'єднаних багатошаровим магнітним прошарком з антиферомагнітним упорядкуванням намагніченості в шарах. Виявлено, що гібридні меза-гетероструктури мають суттєво більшу чутливість до зовнішнього магнітного поля, ніж звичайні джозефсонівські переходи, через сильну залежність надпровідного струму від спінового стану прошарку. Electron transport and microwave properties of copper oxide superconducting structures (bicrystal junctions and hybrid mesa-heterostructures) are discussed. Superconducting current in junctions from cuprate superconductors with the dominant dx²–y² -wave symmetry is determined by the barrier properties, characterized by the mid-gap bound states due to the multiple Andreev reflection. In bicrystal junctions it reveals via linear dependence of critical current density on square root of the transparency, and an increase of spectral density of shot noise at low voltages are observed. The experiments demonstrate that the superconducting hybrid mesa-heterostructures have the critical current density jс = 1–700 A/cm² for an antiferromagnetic interlayer with thickness dM = 10–50 nm and the characteristic decay length of superconducting correlations of order of 7 nm, due to the anomalous longrange proximity effect, analyzed in the model of coupled superconductors via multilayer magnetic layer with antiferromagnetic ordering of magnetization in the layers. It is found that the hybrid mesa–heterostructures have much greater sensitivity to external magnetic field than conventional Josephson junctions because of the strong dependence of superconducting current on interlayer spin state.
first_indexed	2025-12-07T15:36:00Z
format	Article
fulltext	© Г.А. Овсянников, К.И. Константинян, 2012 Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2012, т. 38, № 4, c. 423–433 Эффект Джозефсона в купратных сверхпроводниковых структурах Г.А. Овсянников, К.И. Константинян Институт радиотехники и электроники им. В.А. Котельникова РАН ул. Моховая, 11–7, г. Москва 125009, Россия E-mail: gena@hitech.cplire.ru Статья поступила в редакцию 13 октября 2011 г. Обсуждаются электрофизические и СВЧ свойства сверхпроводниковых структур из купратных сверх- проводников: бикристаллических переходов и гибридных меза-гетероструктур. Показано, что в контак- тах купратных сверхпроводников, имеющих доминирующий dx 2 –y 2-волновой тип симметрии параметра порядка, электронный транспорт определяется свойствами барьера на границе сверхпроводников, обу- словленными возникновением связанных состояний из-за многократного андреевского отражения. В би- кристаллических переходах это проявляется в линейности зависимости плотности критического тока от корня из прозрачности границы, а также возрастанием спектральной плотности дробового шума при ма- лых напряжениях. Экспериментально показано, что плотность сверхпроводящего тока в гибридных меза- гетероструктурах с антиферромагнитной купратной прослойкой достигает значений jс = 1–700 A/cм2 при толщинах прослойки dM = 10–50 нм, а характерная длина затухания сверхпроводящих корреляций со- ставляет величину порядка 7 нм, что объясняется аномальным эффектом близости в модели контакта сверхпроводников, соединенных многослойной магнитной прослойкой с антиферромагнитным упорядо- чением намагниченности в слоях. Обнаружено, что гибридные меза-гетероструктуры обладают сущест- венно большей чувствительностью к внешнему магнитному полю, чем обычные джозефсоновские пере- ходы, из-за сильной зависимости сверхпроводящего тока от спинового состояния прослойки. Обговорюються електрофізичні й НВЧ властивості надпровідникових структур з купратних надпровід- ників: бікристалічних переходів і гібридних меза-гетероструктур. Показано, що в контактах купратних надпровідників, що мають домінуючий dx 2 –y 2-хвильовий тип симетрії параметра порядку, електронний транспорт визначається властивостями бар'єра на границі надпровідників, обумовленими виникненням зв'язаних станів через багаторазове андріївське відбиття. У бікристалічних переходах це проявляється в лінійності залежності щільності критичного струму від кореня із прозорості границі, а також зростанням спектральної щільності дробового шуму при малих напругах. Експериментально показано, що щільність надпровідного струму в гібридних меза-гетероструктурах з антиферомагнітним купратним прошарком досягає значень jс = 1–700 A/cм2 при товщинах прошарку dM = 10–50 нм, а характерна довжина загасання надпровідних кореляцій становить величину порядку 7 нм, що пояснюється аномальним ефектом близь- кості в моделі контакту надпровідників, з'єднаних багатошаровим магнітним прошарком з антиферомаг- нітним упорядкуванням намагніченості в шарах. Виявлено, що гібридні меза-гетероструктури мають суттєво більшу чутливість до зовнішнього магнітного поля, ніж звичайні джозефсонівські переходи, че- рез сильну залежність надпровідного струму від спінового стану прошарку. PACS: 74.45.+c Эффекты близости; андреевское отражение; SN- и SNS-переходы; 74.25.Sv Критические токи; 74.78.Fk Мультислои, сверхрешетки, гетероструктуры; 74.50.+r Эффекты близости, слабые связи, туннелирование, эффект Джозефсона. Ключевые слова: джозефсоновские переходы, гетероструктуры, андреевские состояния. 1. Введение Обсуждаются результаты экспериментальных ис- следований эффекта Джозефсона в тонкопленочных структурах на основе купратных сверхпроводников (КС). Основное внимание было сконцентрировано на особенностях сверхпроводящего и квазичастичного тока в джозефсоновских переходах (ДП), вызванных наличием 2 2x yd − -типа симметрии сверхпроводящей Г.А. Овсянников, К.И. Константинян 424 Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2012, т. 38, № 4 волновой функции сверхпроводников (D-сверхпровод- ников). Влияние андреевских состояний на ток-фазовую и температурную зависимости сверхпроводящего тока бикристаллических переходов из КС экспериментально изучалось в работах [1–4]. В работе [2] наблюдались особенности на ВАХ, вызванные низкоэнергетически- ми андреевскими уровнями. Низкоэнергетические анд- реевские состояния проявляются на бикристаллических переходах из КС как в электрофизических характери- стиках [3,4], так и в возникновении избыточного дро- бового шума при малых напряжениях [5–8]. Отметим, что шумовые измерения дают дополнительную инфор- мацию о механизме проводимости ДП. Многослойные гибридные сверхпроводниковые структуры с прослойкой из чередующихся слоев фер- ромагнетиков (F), нормальных металлов (N) и изоля- торов (I) вызывают в последнее время повышенный интерес [9–12]. Возможность управлять протеканием тока в таких структурах возникает из-за вращения на- правления намагниченности в F-слоях под действием магнитного поля. Аналогичные процессы могут про- текать в прослойке из антиферромагнетика (AF), кото- рый может рассматриваться как набор ферромагнитных слоев атомарной толщины, имеющих противоположно направленную намагниченность [13,14]. 2. Андреевские состояния и эффект Джозефсона в сверхпроводящих бикристаллических переходах из купратных сверхпроводников Сразу же после открытия эффекта Джозефсона бы- ло отмечено [15–17], что перенос куперовских пар че- рез потенциальный барьер между двумя сверхпровод- никами в ДП происходит благодаря когерентному про- цессу андреевского отражения. Параметр порядка в КС имеет 2 2x yd − -волновую симметрию, т.е. в ab-плос- кости меняет знак при изменении на 90° направления импульса квазичастицы (см. вставку на рис. 1). В ре- зультате в контактах, состоящих из двух разориенти- рованных на угол α в ab-плоскости D-сверхпровод- ников, фаза падающих и по-андреевски отраженных от границы квазичастиц может иметь противоположный знак. Последовательность обычных зеркальных и анд- реевских отражений в плоскости (110) D-сверхпровод- ника вызывает связанные андреевские состояния с энер- гией вблизи поверхности Ферми MGSE [18–20]: ( ) ( ) sin ( / 2) (0),MGS R LE D= ±Δ θ ϕ (1) где ( ) 0( ) cos 2 .R LΔ θ = Δ θ В отличие от случая туннель- ного SIS-перехода (S — сверхпроводник с обычным s-типом симметрии параметра порядка) уровни MGSE даже при малой прозрачности границы ( 1D << ) распо- ложены вблизи уровня Ферми и их амплитуда не пре- вышает величину ( / 4) ( / 4)DΔ π π . Максимальные значения энергии андреевских со- стояний при ϕ = π в зависимости от угла падения θ при разных углах α для симметричного ДП с типич- ным значением –210D = показаны на рис. 2. Для сим- метричных ДП с 45α = ° низкоэнергетические андре- евские состояния наблюдаются для всех падающих квазичастиц. С уменьшением 45α < ° диапазон углов θ, в котором наблюдаются состояния MGSE , равен 2α вблизи направлений / 4.θ = ±π Вдоль других направ- лений возникают состояния с энергиями, близкими к щели SCE . Для 0α = ситуация близка к случаю SIS- перехода, андреевские состояния в котором описыва- ются формулой 2[(1 sin ( / 2)]SCE D= ±Δ − ϕ . (2) Рис. 1. Фазовая зависимость андреевских уровней в туннель- ных переходах S-сверхпроводников (сплошная линия) и низ- коэнергетических андреевских уровней D-сверхпроводника (пунктир) при прозрачности границы D = 0,1. На вставке по- казана схема бикристаллического контакта из двух D-сверх- проводников с симметричной разориентацией осей и направ- ления падения электронов и дырок. � �� D �� E B ( )/ ( ) � � �� –– – – ++ ++ h h hh e e ee � � 0 0,1 0,2 0,3 0,4 0,5 0,2 0,4 0,6 0,8 1,0 D = 0,01 � = 45° � = 15° � = 0° �/ E B ( )/ ( ) � � Рис. 2. Зависимость энергий андреевских уровней от угла падения квазичастиц θ при разности фаз ϕ = π при трех зна- чениях угла α разориентации поворотных бикристаллических переходов из D-сверхпроводников. Эффект Джозефсона в купратных сверхпроводниковых структурах Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2012, т. 38, № 4 425 Поскольку сверхпроводящий ток определяется энер- гией андреевских состояний /S MGSI dE d∝ ϕ , при про- межуточных значениях 0 < α < 45° следует учитывать оба вклада (1) и (2) аддитивным сложением токов [21–23]. Отметим, что для состояний (2) ток пропорционален первой степени, а в случае (1) — квадратному корню из прозрачности границы D. Конус туннелирования (диапазон углов), который определяет квазичастицы, дающие основной вклад в величину тока, может быть широким 2 0( ) (cos )D Dθ = θ для δ-образных барьеров и достаточно узким exp (2θ) для широких барьеров [24]. 2.1. Методика эксперимента При изготовлении бикристаллических ДП исполь- зовались особенности КС, проявляющиеся в том, что непосредственный контакт двух монокристаллов КС приводит к уменьшению критического тока (образо- ванию слабой связи) в контакте, причем величина кри- тического тока контакта сильно зависит от угла разо- риентации гранул [25]. Наибольшее распространение получили «поворотные» бикристаллические переходы (ПБП), в которых слабая связь образуется из-за разори- ентации эпитаксиальных пленок вокруг с-направления КС. В наклонных бикристаллических переходах (НБП) наблюдается наклон базовых плоскостей КС вокруг одного из направлений, например оси a (см. рис. 3). Раз- ориентация кристаллографических осей правой и левой частей перехода на углы α и β относительно нормали к плоскости границы (ПБП) или плоскости подложки (НБП) определяет электрофизические параметры ДП [26,27]. В НБП, в отличие от ПБП, слабее фасетирова- ние бикристаллической границы [26]. Джозефсоновские переходы изготавливались на би- кристаллических подложках из 3NdGaO (NGO) или сапфира. В качестве базовой плоскости выбрана плос- кость (110) NGO, на которой происходит рост пленки КС (001) 2 3 7YBa Cu O −δ (YBCO) и выполняется усло- вие эпитаксии [100] YBCO//[001] NGO, которое сохра- няется при малом наклоне плоскости (110) NGO отно- сительно нормали к подложке [28]. Эпитаксиальные пленки YBCO осаждались на поверхность подложки методом катодного распыления в диодной конфигура- ции в разряде постоянного тока при большом давлении кислорода либо лазерной абляцией. Напыление осуще- ствлялось при температуре 700–800 °С. Мостики, об- разующие переходы, шириной 4 мкм и длиной 10 мкм, пересекающие бикристаллическую границу, формиро- вались в пленках ионно-плазменным либо ионно-луче- вым травлением [29]. Получены ДП с плотностью критического тока 4 510 –10cj = А/см2 и характерным напряжением cV = 1–2 мВc NI R= = ( cI — критический ток, NR — со- противление в нормальном состоянии) при температу- ре T = 4,2 К. Вольт-амперные характеристики (ВАХ) измерялись в диапазоне температур 4,2 К < T < 77 К, магнитных полей до H ≤ 100 Э, а также под воздейст- вием монохроматического СВЧ облучения на частотах ef = 36–120 ГГц. Для проведения шумовых измерений использовался охлаждаемый усилитель на HEMT тран- зисторах [30]. Для уменьшения влияния внешних элек- тромагнитных полей использовалось экранирование от СВЧ сигналов и фильтрация по всем проводам, присо- единенным к образцу. Усредненная по направлениям импульса прозрачность барьера D оценивалась из ве- личины характерного сопротивления границы c пло- щадью S: –7(1–3)·10NR S = Ом·см2 для ПБП [29,31] и –9(3–7)·10NR S = Ом·см2 для НБП [32], что давало –2(1–3)·10D = и –110D ≈ соответственно при значении произведения удельного сопротивления и длины сво- бодного пробега YBCO YBCO –94·10lρ = Ом·см2. 2.2. Электрофизические свойства бикристаллических переходов Типичная ВАХ ПБП, представленная на рис. 4, хо- рошо описывается резистивной моделью ДП [33]. Ма- лая величина избыточного тока (отклонение от зако- на Ома) при напряжениях больше 10 мВ указывает на Рис. 3. Схематическое изображение двух типов бикристалли- ческих переходов: поворотные (а) и наклонные (б). Сплош- ной линией отмечена бикристаллическая граница, пунктир — нормали к границе или плоскости подложки, штриховкой показано направление слоев купратных сверхпроводников. YBCOYBCO [100] [100][100] [100] � � � � n [010] [010][010] [010] YBCO [001] [001] Бикристаллическая граница [001] [001]n YBCO а б Рис. 4. ВАХ бикристаллического перехода при T = 4,2 К. На вставке слева показаны температурные зависимости крити- ческого тока ( )cI T и сопротивления перехода. Справа на вставке представлена зависимость плотности критического тока cj от характерного сопротивления границы .NR S –10 –8 –6 –4 –2 0 2 4 6 8 10 –1,5 –1,0 –0,5 0 0,5 1,0 1,5 T, К j c, A / к см 2 I, A м V, мВ 0,3 0,50 10 20 30 40 0 20 40 60 80 20 40 0 200 300 400 R , О м –1/2 –1/2 –1 Ом мкм( ) , ·NR S I с, A м к Г.А. Овсянников, К.И. Константинян 426 Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2012, т. 38, № 4 отсутствие непосредственной (нетуннельной) прово- димости. При этом зависимость критического тока от температуры близка к линейной, что отличается от туннельных переходов S-сверхпроводников [33], где наблюдается насыщение при .Bk T < Δ В туннельных DID-переходах, как следует из рис. 2, наблюдаются оба типа состояний (1) и (2) в зависимости от угла па- дения квазичастиц и ( ) ( ) ( )S Sc MGSI I Iϕ = ϕ + ϕ [23,34]. Вклад состояний вблизи щели (2) растет с температу- рой по закону Амбегаокара–Баратова пропорциональ- но 2 ( )TΔ [33] и при низких температурах имеет на- сыщение 0 0 cos 2 sin .ScI D a∝ Δ ϕ В то же время вклад состояний вблизи энергии Ферми нарастает с падением температуры по закону 1 / ,Т и при Bk T D<< Δ равен ( )0 0– sin 2 cos ( / 2) sign sin ( /2) ,MGSI a D∝ Δ ϕ ϕ причем с отрицательным знаком. Следовательно, существует характерная температура ,T при которой должны на- блюдаться провал в зависимости ( )cI T и значительное отклонение ( )SI ϕ от синусоидальной зависимости. Оценка величины T дает значение порядка 12 К для прозрачности –2 0 10D = для ДП и 0 20 мэВΔ = для YBCO. В проведенном нами эксперименте не наблю- дался провал на зависимости ( )cI T [30], что, возмож- но, вызвано фасетированием границы, возникающей при росте эпитаксиальных пленок [25,26]. Заметим, что провал на зависимости ( )cI T наблюдался в работе [23] для ПБП малой ширины, сравнимых с размером фасеток. При высоких температурах ,c cT T T− << при которых велико влияние термических флуктуаций, тем- пературная зависимость cI близка к 1/2( )cT T− [25,34]. Как следует из (1), сверхпроводящий ток в DID-пе- реходах при cT T<< имеет зависимость от 1/2 ( ),cD I D∝ т.е. иную, чем в SIS-переходах, где cI D∝ . Это вы- звано тем, что MGSE в DID-переходах расположены вблизи энергии Ферми FE D∝ Δ (см. (1)), а энерге- тический уровень в SIS-переходах — вблизи щели E ∝ Δ (2). Действительно, в наших экспериментах на- блюдается зависимость 1/2 1/2( )c NI R S D−∝ ∝ (см. встав- ку справа на рис. 4). Мы полагаем, что такая зави- симость энергии уровня от прозрачности границы устойчива к влиянию таких факторов, как фасети- рование границы, которое приводит к образованию как симметричных -,D IDα α так и несимметричных 0D IDα -переходов. Однако для D IDα α -переходов, как следует из (1), 0 0SI D∝ Δ при низких температурах, в то же время для 0D IDα -переходов 2 0 0SI D∝ Δ [34], поэтому при 1D < сверхпроводящий ток определяется участками с симметричной разориентацией осей. Отметим, что зависимость 1/2 cI D∝ получена тео- ретически в SIS-контактах с широким потенциальным барьером [35]. Отличие спектра энергий связанных со- стояний в таких SIS-переходах от (1) вызывает иную зависимость от прозрачности барьера. Однако для реа- лизации механизма [35] необходима низкая прозрач- ность границы –810D ≤ и слабое влияние распариваю- щих факторов на плотность состояний. Таким образом, в ПБП, образованном КС с домини- рующим d-типом параметра порядка [2–4] (DID-пере- ходы), в процессе переноса тока участвуют как высоко- энергетические, так и низкоэнергетические андреевские состояния [30,34,36,37]. В то же время при характер- ной для НБП ориентации кристаллографических осей, когда одна из осей базовой плоскости КС параллельна нормали к границе, низкоэнергетические состояния не возникают [30,34,36,37]. Различие механизмов проте- кания тока в случаях ПБП и НБП сказывается также на угловой зависимости критических параметров перехо- дов. Так, для ПБП известно, что величина характерного напряжения Vс слабо меняется в большом диапазоне углов разориентации вплоть до ±33°, хотя нормальное сопротивление при этом может возрастать на порядок [38]. Отметим, что при 45α = ± ° ток cj сильно подав- лен, а cV уменьшается на порядок, достигая 0,5 мВ при гелиевой температуре [39]. Для НБП в эксперименте обнаружена гораздо более сильная угловая зависи- мость: при увеличении угла разориентации на 6° пара- метр cV уменьшался более чем в 3 раза. Такое поведе- ние хорошо согласуется с теорией [40], в которой учитывается как величина отношения энергии сверх- проводящей щели к энергии Ферми, 1 / 0,FE> Δ > характерного для КС, так и существенная анизотропия поверхности Ферми. Учет этих факторов приводит к тому, что в процессе андреевского отражения на грани- це наклонных плоскостей квазиимпульсы падающего электрона и отраженной дырки расходятся на опреде- ленный угол, нарушается когерентность многократно- го андреевского отражения, что в итоге приводит к уменьшению сверхпроводящего тока. При этом должен существовать определенный критический угол разори- ентации, при котором критический ток резко падает до нуля [40], однако такая сильная зависимость может быть размыта неоднородностями границы. В ПБП с ма- лым углом разориентации 13α +β < ° наблюдаются ВАХ, которые отличаются от гиперболической формы и типичны для вязкого течения потока вихрей [33]. 2.3. Ток-фазовая зависимость сверхпроводящего тока Ток-фазовая зависимость (ТФЗ) сверхпроводящего тока ДП ( )SI ϕ определяется характером проводимо- сти контакта сверхпроводников. Для высоких темпера- тур c cT T T− << отклонение зависимости ( )SI ϕ от си- нусоидальной мало для любых типов переходов. При Неровности бикристаллической границы более мелкого масштаба (порядка фермиевской длины квазичастиц 0,01мкм)Fλ ≈ сбивают когерентность андреевского отражения для малых углов падения квазичастиц 4 cos / ,πη θ λ > π где η — размер неоднородности границы вдоль направления протекания тока [41]. Эффект Джозефсона в купратных сверхпроводниковых структурах Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2012, т. 38, № 4 427 низких температурах cT T<< синусоидальная зависи- мость ( ) sinS cI Iϕ = ϕ сохраняется для SIS-переходов независимо от прозрачности барьера при 1D << [15,33,36] и длинных (по сравнению с /F Bhv k T ) SNS- переходов с уменьшением температуры. Для опреде- ления отклонения ТФЗ от синусоидальной были изме- рены ВАХ под влиянием монохроматического излуче- ния миллиметрового диапазона sin (2 ),e eI f tπ 40–100 ГГцef = [29]. Исследовались ПБП с симмет- ричным заданием тока, когда мостик направлен пер- пендикулярно границе, и переходы с асимметричным заданием тока смещения, когда мостик перехода под углом 0–72γ = ° к границе. На рис. 5 представлены зависимости амплитуд первой 1( )eI I и субгармониче- ской 1/2 ( )eI I ступеней Шапиро для двух переходов с 0γ = ° и 54 .γ = ° Теоретические ТФЗ, рассчитанные в рамках резистивной модели для 2 / ,e c Nf eI R h> пред- ставлены на вставке рис. 5. Расчет сделан для синусои- дальной зависимости и для случая 1( ) sinS cI Iϕ = ϕ+ 2 sin 2cI+ ϕ при 2 1/ 0,2.c cq I I= = Видно, что различие между теоретическими и экспериментальными зависи- мостями 1( )eI I невелико. Небольшое отклонение ТФЗ от синусоидальной приводит к появлению субгармо- нических ступеней Шапиро на ВАХ ПБП. Измерения зависимости амплитуды субгармонических ступеней от угла ориентации мостиков γ показывает отсутствие ком- поненты sin 2ϕ в ТФЗ для диапазона углов 0–36γ = ° с точностью не хуже 5%. Для углов 40γ > ° вклад тока с sin 2ϕ увеличивается монотонно. Причиной отклоне- ния ТФЗ от синусоидальной в ПБП с большими углами γ, возможно, является компонента тока вдоль бикри- сталлической границы, изменяющая спектр низкоэнер- гетических андреевских состояний. Максимальное зна- чение энергии андреевских состояний 0 0 2 мэВDΔ ≈ сравнимо с энергией продольной компоненты сверхпро- водящего тока 2 F c Lev jε = λ ≈ 5 мэВ при 3 210 А/см ,cj = 45·10 см/c,Fv = 0,1 мкмLλ = — лондоновская глубина проникновения. 2.4. Дробовой шум бикристаллических переходов Шумовые характеристики ДП исследовались как в автономном случае, так и при слабом магнитном поле ( 100 ЭH < ), достаточном для подавления критическо- го тока. На рис. 6 представлены ВАХ и зависимость мощности шума ( )NP V * ДП в автономном случае. Видно, что в области больших напряжений ( 30мВ)V > экспериментальная зависимость ( )NP V совпадает с классической зависимостью эффективной температуры дробового шума ( ) ( / 2 ) ( ) ,SH B DT V e k I V R= рассчитан- ной для спектральной плотности шума 2IS eI= при , .BeV k T hf> Это условие выполнялось при 0,7 мВV > для T = 4,2 К и частот 1–2 ГГц,F = при которых про- водились измерения. Ранее подобная (как на рис. 6) зависимость от напряжения спектральной плотности шума сверхпроводниковых контактов наблюдалась в Рис. 5. Зависимости ступенек Шапиро (первой n = 1 и дроб- ной n = 1/2) от амплитуды внешнего электромагнитного из- лучения частотой 100 ГГцef = при 4,2 КТ = для двух углов наклона мостика, образующего НБП. Пунктир — зави- симости, рассчитанные в рамках резистивной модели при ( ) sin ,S cI Iϕ = ϕ сплошная линия — ( ) (1 ) sinS cI q Iϕ = − ϕ+ sin 2 ,cqI+ ϕ 0,2.q = На вставке показаны соответствующие зависимости ( )SI ϕ для 0,2q = (сплошная линия) и 0q = (штриховая). 2 4 6 8 10 n = 1/2 1 1 2 2 3 3 4 4 5 5 6 6 7 7 0 0 2 4 6 8 10 12 � = 54° � = 0° IS � n = 1 1 2 30 1 I Ie / c I Ie c/ I I 1 1 /2 / , м к А I I 1 1 /2 / , м к А * Для высоких частот внешнего воздействия 2 /e c Nf eI R h> в рамках резистивной модели отношение максимальной ам- плитуды субгармонической ступени к критическому равно отношению второй гармоники к первой в ТФЗ. ** Мощность шумов измерялась в единицах температуры из-за особенности калибровки измерительной системы. Рис. 6. ВАХ симметричного ПБП при T = 4,2 К (пунктир) и мощность шума ( ),NP V приведенная в градусах Кельвина (сплошная линия). Штрих-пунктир — зависимость дробового го шума ( ) ( / 2 ) ( ) .SH B DT V e k I V R= На вставке показана за- висимость эффективного заряда ( ) ( ) / 2IQ V S V I= в едини- цах заряда электрона. –40 –20 0 20 40 –3 –1 0 1 2 3 4 м А I, V, мВ V, мВ 3 40 80 120 160 200 240 280 1 10 0 0,5 1,0 P N , K 2 1 Q /e –2 Г.А. Овсянников, К.И. Константинян 428 Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2012, т. 38, № 4 SIS-переходах [42,43] в области напряжений выше / .eΔ На рис. 6 видно, что в широкой области напря- жений 0 30 мВV< < имеет место превышение шумов NT ДП над дробовыми шумами ( ).SHT V В области малых напряжений ( 2 мВV < ) наблюдаются пики на ( ),NP V вызванные собственной джозефсоновской ге- нерацией на частотах работы HEMT усилителя. На- блюдаемое при низких напряжениях резкое изменение дифференциального сопротивления ( )DR V (не показа- но на рис. 6) влияет на согласование импеданса образ- ца с усилителем, поэтому в дальнейшем будет обсуж- даться спектральная плотность токового шума ( )IS V ∝ 4 /BTN Dk R∝ и эффективный заряд ( ) ( ) / 2 ,IQ V S V I= которые не зависят от DR . В результате, с учетом из- менения ( )DR V , наблюдался близкий к линейному рост ( )IS V при 4 мВV > и отчетливый пик в области 2 мВ.V < На вставке рис. 6 показана зависимость ( ).Q V Видно увеличение эффективного заряда, харак- терное для сверхпроводниковых структур, в которых присутствует многократное андреевское отражение [5,7,44]. Максимальное значение maxQ превышало 10e (e — заряд электрона). Значительное превышение интенсивности шумов, обусловленных многократным андреевским отражени- ем, над уровнем термических флуктуаций объясняет наблюдаемое в эксперименте уширение линии джо- зефсоновских колебаний в контактах из КС [45,46]. При этом отметим, что в области высоких напряжений на ДП шум Найквиста значительно меньше дробового шума. 3. Гибридные джозефсоновские гетероструктуры с прослойкой из антиферромагнетика Наибольшие успехи в изучении ДП c магнитной про- слойкой связаны со структурами, содержащими ферро- магнитные (F) металлические прослойки [9,10,47,48]. В гораздо меньшей степени изучены сверхпроводнико- вые структуры, содержащие магнитные материалы с анитиферромагнитным (AF) упорядочением. Такие ма- териалы представляют особый интерес вследствие воз- можности управления их свойствами (а значит, и па- раметрами слабой связи) за счет влияния слабого внешнего магнитного поля. Впервые на это обстоя- тельство обращено внимание в работе Л. Горькова и В. Кресина [49], в которой теоретически анализиро- вался критический ток сверхпроводящих структур с AF-прослойкой и предсказана сильная зависимость критического тока от магнитного поля. Первые экспе- риментальные данные по протеканию джозефсонов- ского тока в структуре S–AF–S были получены в пере- ходах на основе Nb c прослойкой из сплава FeMn [50], где, однако, не было обнаружено аномальное поведе- ние магнитополевых зависимостей критического тока. Гигантский эффект близости неоднократно наблю- дался в КС с купратной барьерной прослойкой, нахо- дящейся в антиферромагнитном состоянии [11,14]; возможная интерпретация наблюдавшегося в [14] эф- фекта была предложена в работе [51]. В данном раз- деле представлены результаты экспериментального изучения магнитополевых характеристик сверхпро- водящего тока в гибридных меза-гетероструктурах 1 2 2 3 7Nb/Au/Ca Sr CuO /YBa Cu Ox x− −δ на основе эпитак- сиальных пленок из КС 2 3 7YBa Cu O −δ (YBCO) и нио- бия (Nb), Au — пленка золота, используемая для умень- шения диффузии кислорода из YBCO, а прослойка 1 2Ca Sr CuOx x− (CSCO) при низких температурах явля- ется квазидвумерным гейзенберговским антиферро- магнетиком с температурой Нееля более 500 К [52,53]. 3.1. Методика эксперимента Эпитаксиальные гетероструктуры CSCO/YBCO на- пылялись на подложки из 3NdGaO с помощью лазер- ной абляции при температуре Т = 800 °С. После охла- ждения без разрыва вакуума наносилась пленка Au. Использовались два состава CSCO: с 0,15х = и 0,5. Толщина AF-прослойки варьировалась в пределах Md = 20–50 нм. Слой Nb и дополнительный слой Au наносились магнетронным распылением. Топология гибридной меза-гетероструктуры (ГМС) формировалась методами фотолитографии, плазмо-химического и ион- но-лучевого травлений [12,13,54]. Поперечное сечение ГМС показано на рис. 7,а, а форма ГМС представляла собой квадрат с линейными размерами 10–50 мкм,L = включенный в логопериодическую антенну, применя- емую для измерений в электромагнитном поле мил- лиметрового диапазона длин волн (см. рис. 7,б). Для измерения электрофизических характеристик ГМС ис- пользовались два контакта к верхнему электроду из Nb и два к пленке YBCO (рис. 7,а). В этом случае при cT T< ( cT — критическая температура YBCO-пленки) измерения сопротивления прослойки CSCO и границы раздела Au/CSCO проводились по четырехточечной схеме. Согласно предварительным измерениям, сопро- тивлениями пленок Au, Nb и CSCO и границы раздела Рис. 7. а — Поперечное сечение гетероструктуры с AF (CSCO) прослойкой, обозначенной буквой M. Толщины сло- ев: YBCO — 200 нм, CSCO — 20–50 нм, Au — 10–20 нм, Nb — 200 нм. б — Фотография ГМС сверху. Светлый тон — сверхпроводящие электроды логопериодической антенны. a б NGO YBCO M Nb Au 20 мкм I V Эффект Джозефсона в купратных сверхпроводниковых структурах Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2012, т. 38, № 4 429 CSCO/YBCO можно пренебречь [12,13]. В результате полученные структуры с AF-прослойкой можно рас- сматривать как S–N–Ib–AF–D-переходы, где роль барье- ра Ib выполняет граница Au/CSCO. Для сравнения по аналогичной методике изготавливались и исследова- лись ГМС Nb/Au/YBCO без AF-прослойки. Измерения обоих типов структур проводились в одинаковых ус- ловиях. 3.2. Сверхпроводящий ток в ГМС Зависимости критического тока всей ГМС от тем- пературы ( )cI T в целом следуют температурной зави- симости сверхпроводящего параметра NbΔ в пленке Nb — аналогично структурам без AF-прослойки [54]. Поскольку во всех исследованных ГМС с AF-прослой- кой толщина Md составляет десятки нанометров, глу- бина проникновения сверхпроводящего параметра по- рядка в CSCO значительно превосходит наблюдавшееся в [50] для поликристаллической прослойки из FeMn. Оценки глубины проникновения сверхпроводящих корреляций в CSCO могут быть сделаны на основе из- мерений зависимости плотности сверхпроводящего тока от толщины ( )c Mj d . На рис. 8 приведены эксперимен- тальные данные и теоретические зависимости (пунк- тир) ( )c Mj d для трех значений нормированного об- менного поля ex / BH k Tπ в F-слоях S'/I/M/S-структуры с AF-прослойкой (смоделированной 20N = — числом F-слоев c противоположно направленной намагничен- ностью), полученные для значения 10 нмAFξ = [55]. Теоретические зависимости приведены для случая ма- лой прозрачности M/S-границы (превосходящей про- зрачность I-барьера) и идентичных сверхпроводников S и S'. Заметим, качественно вид теоретических зави- симостей ( )c Mj d не изменяется и в случае неодина- ковых сверхпроводников. В нашем эксперименте сверхпроводники неидентичны, более того, в YBCO конденсатная функция c s-симметрией не является ос- новной. Однако для нормированных значений ( ),c Mj d которые представлены на рис. 8, конденсатная гринов- ская функция электродов не играет принципиальной роли. Статистическая обработка зависимости ( )c Mj d дает глубину затухания сверхпроводящей волновой функции (7 1) нм.AFξ = ± Видно, что теоретическая зависимость ( )c Mj d для ex / 2BH k Tπ = лучше описы- вает экспериментальные данные, чем зависимости, полученные для бόльших значений ex / BH k Tπ . Напом- ним, радикальное отличие зависимостей джозефсонов- ского тока в S/AF/S-переходах для случаев четного и нечетного числа слоев N было предсказано ранее в ра- ботах, в которых анализировалась модель антиферро- магнетика с атомно-тонкими слоями (см., например [56]). Случай структур, содержащих произвольное количест- во ферромагнитных слоев (существенно превосходящих атомный размер) с антиферромагнитным упорядочени- ем намагниченности, в частности зависимость транс- портных свойств от количества слоев, изучен в рабо- те [57]. 3.3. Ток-фазовая зависимость Автономная ВАХ ГМС (см. рис. 9,а) в области ма- лых напряжений ( 1 мВV ≤ ) близка к гиперболической, типичной для ДП. В области напряжений 5 мВV ≥ при температурах c cT T T ′> > ( cT ′ — критическая тем- пература пленки ниобия) наблюдалась аномалия про- водимости с максимумом на 0,V = вызванная, скорее всего, андреевскими состояниями малой энергии [13,55]. При cT T ′< на зависимости дифференциального сопро- тивления ГМС от напряжения ( )DR V наблюдались особенности, вызванные сверхпроводящей щелью в ниобии. Известно [48,58], что смешанная (d- и s-) сим- метрия параметра порядка одного из электродов ДП способствует возникновению второй гармоники в ТФЗ. Для определения отклонения ТФЗ от синусоидальной мы воспользовались ранее разработанным методом, ос- нованным на измерении амплитуд ступеней Шапиро, возникающих в результате синхронизации собственной джозефсоновской генерации внешним монохроматиче- ским СВЧ сигналом на частоте ef [58] (см. рис. 9,а). Осцилляционные зависимости критического тока и первой ступени Шапиро от нормированной амплитуды внешнего воздействия /e cI I (рис. 9,б) подтверждают джозефсоновскую природу сверхпроводящего тока. На- блюдается удовлетворительное соответствие критиче- ской частоты 2 / 50 ГГц ,c cf eV h= = определенной из Рис. 8. Экспериментальные данные по зависимости плотно- сти сверхпроводящего тока от толщины для ГМС с прослой- кой из СSCO (звездочки) 0,5.x = Заполненные круги соот- ветствуют гетеропереходам без M-прослойки. Пунктирными линиями показаны теоретические зависимости плотности критического тока от толщины AF-прослойки для трех зна- чений нормированного обменного поля ex / BH k Tπ : 2 (1), 5 (2), 10 (3). Нормировка теоретических зависимостей по величине плотности критического тока и толщине прослойки выбрана из условия наилучшего соответствия теории эксперименту при 10 нм.AFξ = 0 10 20 30 40 50 60 0,1 1 10 100 1000 3 2 1 j c , A /с м 2 dМ, нм Nb Au M or YBCO Г.А. Овсянников, К.И. Константинян 430 Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2012, т. 38, № 4 максимального значения первой ступени Шапиро по резистивной модели (пунктирная кривая на рис. 9,б), с величиной 70 ГГц,cf = полученной из измеренного на постоянном токе значения cV = 145 мкВ, что указывает на однородность протекания тока в структуре и отсут- ствие закороток. Лучшее соответствие максимального значения первой ступени Шапиро и расчетов наблюда- ется при учете второй гармоники sin 2ϕ в ТФЗ. В от- личие от бикристаллических переходов ГМС обладают большей емкостью, которая сильно влияет на динами- ческие параметры ДП, в частности вызывает появление дробных ступеней Шапиро. Согласно расчету в рамках модифицированной резистивной модели [59], учиты- вающей емкость ГМС и наличие 2cI (сплошная линия на рис. 9,б), отношение амплитуды второй гармоники к первой для структуры, представленной на рис. 9,б, со- ставляет 2 1/ 0,2c cq I I= = . Отклонение ТФЗ от синусоидальной подтверждает- ся также измерениями амплитуд основного 1η и субгар- монического 1/2η детекторного отклика, проведенными в условиях слабого внешнего воздействия электромаг- нитного поля c мощностью P порядка единиц пВт, что исключало возможность возникновения дробных сту- пеней Шапиро в результате действия внешней накачки. Полученные таким образом оценки веса второй гармо- ники ТФЗ по формуле \| \|q ≈ 1/2 max 1/2 max 10,5( / )η η [57,58] дали значения, близкие к полученным из анали- за осцилляционных зависимостей ступеней Шапиро. 3.4. Магнитополевая зависимость Как показано теоретически [49], в S–AF–S-структуре с прослойкой из слоистого антиферромагнетика A-ти- па (см. вставку на рис. 10,а) существует критический ток cI , который зависит от внешнего магнитного поля H, вызывающего изменение параметров AF-прослойки: 1/2 0 2( ) cos 4c c S S I H I M M ⎛ ⎞ π⎛ ⎞≈ β −⎜ ⎟ ⎜ ⎟πβ ⎝ ⎠⎝ ⎠ , (3) где 1β >> характеризует электронную структуру AF- прослойки; 0 1SM< < — параметр антиферромагнит- ной упорядоченности, зависящий от пространственных компонент локальной намагниченности F-слоев и внеш- него магнитного поля H; 0 cI — критический ток в от- сутствие внешнего поля, величина которого совпадает со значением cI в эквивалентной S–N–S-структуре [49]. В работе [49] также показано, что затухание сверхпро- водящего параметра порядка в AF-прослойке опреде- ляется ее металлической проводимостью и в чистом пределе равно / ,AF F Bhv k Tξ = где Fv — скорость Ферми в прослойке. Из (3) следует, что период зависимости ( )cI H для S–AF–S-структуры существенно отличается от перио- да «фраунгоферовой» зависимости, типичной для ДП с однородным барьерным слоем [59]. Нули фраунго- феровой зависимости соответствуют вхождению в ДП целого числа квантов магнитного потока 0 /2h eΦ = = –152,07·10 Вб.= Согласно (3), нули ( )cI H соответст- вуют условию /4 ( 1, 2, ...).SM n nβ = π + π = При этом в случае 1β >> осцилляции ( )cI H могут наблюдаться при малых магнитных полях [49]. На рис. 10,а представлена зависимость ( )cI H для структуры с AF-прослойкой для толщины Md = 50 нм CSCO-пленки с 0,5x = и 10 мкм.L = Для сравнения на рис. 10,а показана зависимость ( )cI H для гетеро- структуры без AF-прослойки. Видно, что для ГМС с AF-прослойкой величина 1H оказывается значительно меньше, чем поле первого минимума для структуры Рис. 9. а — Семейство ВАХ ГМС при различных значени- ях мощности СВЧ воздействия и T = 4,2 К. Тонкой линией показана огибающая критического тока, стрелками указа- ны первая ( /2ehf e ) и дробная ( /4ehf e ) ступени Шапиро. б — Зависимости критического тока cI (круги) и первой сту- пени Шапиро 1I (треугольники) от нормированной амплиту- ды /e cI I внешнего воздействия миллиметрового излучения частотой 56 ГГц при Т = 4,2 К. Пунктиром показана теорети- ческая зависимость 1I ( /e cI I ), полученная из резистивной модели ДП. Сплошной линией приведены зависимости, рас- считанные с учетом второй гармоники ТФЗ для q = 0,2. 0 2 4 6 8 20 40 60 I Ie с/ I, м к А hf ee /4 hf ee /2 Ic 100 50 0 400 200 0 0 6 4 2 V , м кВ I, м к А I /Ie c а б Эффект Джозефсона в купратных сверхпроводниковых структурах Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2012, т. 38, № 4 431 без прослойки. Принимая во внимание, что измерения проводились в одинаковых экспериментальных усло- виях и на образцах с идентичной геометрией, уменьше- ние более чем на порядок величины внешнего магнит- ного поля 1,H необходимого для получения первого минимума ( )cI H в структурах с CSCO-прослойкой по сравнению со структурами без прослойки, можно свя- зать с наличием AF-слоя. Сплошной линией представ- лена зависимость (3) с экспериментальными парамет- рами 0 cI и первым минимумом 1H при показателе степени при коэффициенте [ ( /2) SMπ β ] в (3), равным –0,75, а не –0,5, как в теории [49]. Отклонение экспе- риментальных точек от сплошной линии на рис. 10 при малых H обусловлено ограниченностью применимости формулы (3) при MS близких к нулю [49]. Судя по уширенным вторичным максимумам, периодичность формы ( )cI H структур с AF-прослойкой (рис. 10,а) ближе к формуле (3) с 11 2 12 ( ),H H H≈ − в то время как у фраунгоферовой зависимости 1 2 1H H H≈ − . На рис. 10,б представлена зависимость 1H от раз- мера ГМС как для AF-прослойкой, так и без. Значи- тельное уменьшение величины 1H при добавлении AF-прослойки не объясняется увеличением лондонов- ской глубины проникновения 1Lλ YBCO из-за умень- шения уровня допирования кислородом YBCO-пленки, приграничной к барьерному слою Au/CSCO (не более 30% для критической температуры YBCO 40 К) [60]. Согласно [49], немонотонная зависимость ( )cI H с периодичностью, отличной от кванта магнитного по- тока в S–AF–S-переходах, вызвана слабым изменением наклона магнитных моментов в ферромагнитных слоях под действием внешнего магнитного поля и, соответ- ственно, параметра MS в (3) (см. вставку на рис. 10,а). В результате минимумы ( )cI H наблюдаются при су- щественно меньших значениях внешнего магнитного поля, чем значение 1 0 0/ ,eH d L= Φ μ соответствующее проникновению кванта магнитного потока 0Φ в структуру. 4. Заключение Экспериментальное исследование зависимостей кри- тического тока от температуры, прозрачности барьера и разности фаз сверхпроводящих электродов, а также формы ВАХ показало, что наиболее вероятным меха- низмом протекания сверхпроводящего тока в базовой плоскости бикристаллических переходов из купратных сверхпроводников является перенос заряда через барь- ер с участием связанных состояний на границе сверх- проводник–изолятор, возникающих в результате мно- гократного андреевского отражения. Однако формы ток-фазовой и магнитополевой зависимостей критиче- ского тока не удается описать в рамках модели одно- родного перехода без учета шероховатости границы, обусловленной фасетированием границы, возникающей при росте эпитаксиальных пленок. В настоящее время отсутствует законченная теория, соответствующая экс- периментальной ситуации. В области высоких напря- жений смещения (V > 5 мВ) обнаружено превышение шума перехода над тепловыми флуктуациями, совпа- дающее с зависимостью от напряжения на переходе дробового шума, точно так же, как у сверхпроводящих туннельных переходов из S-сверхпроводников. В облас- ти малых напряжений наблюдается пик шума, харак- терный для сверхпроводниковых переходов, в которых наблюдается многократное андреевское отражение. В оксидных гибридных меза-гетероструктурах с ан- тиферромагнитной прослойкой экспериментально из- мерен сверхпроводящий ток, имеющий джозефсонов- скую природу. Обнаружено отклонение ток-фазовой Рис. 10. а — Зависимость от магнитного поля критического тока ( )cI H (кружки) для ГМС с CSCO (х = 0,5), Md = 50 нм, L = 10 мкм при Т = 4,2 К. Сплошная линия — зависимость (3) при нормировке 0(0)c cI I= . Пунктирная линия — расчетная фраунгоферова зависимость при L = 10 мкм и лондоновских глубинах проникновения 1 150 нмLλ = и 2 90 нмLλ = для YBCO и Nb соответственно. Заполненные кружки — экспе- риментальные данные для гетерострукты без AF-прослойки с L = 50 мкм. Вставка: модель [50] S–AF–S ДП. б — Зависи- мость первого минимума 1H от размера ГМС: без AF- прослойки при перпендикулярном направлении поля ( ), при параллельном поле ( ); ГМС с Md = 50 нм при перпен- дикулярном поле ( ), при параллельном ( ), Md = 20 нм ( ); сплошная линия — аппроксимация вида 1/L. 0 1 2 –150 –100 –50 0 50 100 150 15 10 5 μ , мкТл0H μ , м к Т л 0 � H 10 20 30 40 50 1 100 10 , мкмL M s s I с , м к А а б Г.А. Овсянников, К.И. Константинян 432 Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2012, т. 38, № 4 зависимости сверхпроводящего тока от синусоидальной вследствие наличия 20% вклада второй гармоники (~ sin 2ϕ ). В отличие от известных джозефсоновских структур в гибридных меза-гетероструктурах наблюда- ется модуляция критического тока, вызванная влиянием внешнего магнитного поля на вектор намагниченности антиферромагнитной прослойки. В результате почти на порядок увеличивается чувствительность структуры к воздействию внешнего магнитного поля. Авторы благодарны И.В. Борисенко, Д. Винклеру, В.В. Демидову, А.В. Зайцеву, Ю.В. Кислинскому, А. Калабухову, Ф.В. Комиссинскому, В.К. Корневу, Е. Мюгинду, А.М. Петржику, И.И. Соловьеву, А.В. Шад- рину за помощь в проведении эксперимента и полезное обсуждение. Работа выполнена при поддержке про- граммами ОФН РАН и Президиума РАН, Министерст- вом образования и науки РФ (грант 02.740.11.0795), грантом Президента России: Ведущая научная школа (грант НШ-2456.2012.2), проектом РФФИ-11–02–01234а и программой Висби российско-шведского сотрудни- чества. 1. E.E. Il'ichev, M. Grajcar, R. Hlubina, A. Marx, S. Kleefisch, T. Bauch, H. Sato, M. Naito, and G. Koren, Phys. Rev. Lett. 86, 5369 (2001). 2. L. Alff, A. Beck, R. Gross, I.V. Borisenko, and K.Y. Con- stantinian, Phys. Rev. B58, 11197 (1998). 3. G.A. Ovsyannikov, A.D. Mashtakov, I.V. Borisenko, and K.Y. Constantinian, J. Low Temp. Phys. 117, 605 (1999). 4. А.Д. Маштаков, К.И. Константинян, Г.А. Овсянников, Е.А. Степанцов, Письма в ЖТФ 25, 1 (1999). 5. E.V. Bezuglyi, E.N. Bratus’, V.S. Shumeiko, and G. Wen- din, Phys. Rev. Lett. 83, 2050 (1999). 6. Y. Naveh and D.V. Averin, Phys. Rev. Lett. 82, 4090 (1999). 7. K.Y. Constantinian, G.A. Ovsyannikov, I.V. Borisenko, J. Mygind, and N.F. Pedersen, IEEE Trans. Appl. Supercond. 13, 610 (2003). 8. J.C. Cuevas and M. Fogelström, Phys. Rev. B64, 104502 (2001); Phys. Rev. Lett. 89, 227003 (2002). 9. A.I. Buzdin, Mod. Phys. 77, 935 (2005). 10. F.S. Bergeret, A.F. Volkov, and K.B. Efetov, Rev. Mod. Phys. 77, 1321 (2006). 11. I. Bozovic, G. Logvenov, M.A.J. Verhoeven, P. Caputo, E. Goldobin, M.R. Beasley, and T.H. Geballe, Phys. Rev. Lett. 93, 157002 (2004). 12. Г.А. Овсянников, И.В. Борисенко, Ф.В. Комиссинский, Ю.В. Кислинский, А.В. Зайцев, Письма в ЖЭТФ 84, 320 (2006). 13. P. Komissinskiy, G.A. Ovsyannikov, I.V. Borisenko, Yu.V. Kislinskii, K.Y. Constantinian, A.V. Zaitsev, and D. Wink- ler, Phys. Rev. Lett. 99, 017004 (2007). 14. Y. Tarutani, T. Fukazawa, U. Kabasawa, A. Tsukamoto, Mo Hiratani, and K. Takagi, Appl. Phys. Lett. 58, 2707 (1991). 15. И.О. Кулик, И.К. Янсон, Эффект Джозефсона в сверхпро- водящих туннельных структурах, Наука, Москва (1970). 16. И.О. Кулик, ЖЭТФ 30, 944 (1970). 17. A. Furusaki and M. Tsukada, Phys. Rev. B43, 10164 (1991). 18. C.-R. Hu, Phys. Rev. Lett. 72, 1526 (1994). 19. M. Covington, M. Aprili, E. Paraoanu, L.H. Greene, F. Xu, J. Zhu, and C.A. Mirkin, Phys. Rev. Lett. 79, 277 (1997). 20. Ф.В. Комиссинский, Г.А. Овсянников, Ю.В. Кислин- ский, И.М. Котелянский, З.Г. Иванов, ЖЭТФ 122, 1247 (2002). 21. Yu.S. Barash, Phys. Rev. B61, 678 (2000). 22. C.W.J. Beenakker, Phys. Rev. Lett. 67, 3836 (1991). 23. E. Il’ichev, V. Zakosarenko, R.P. Ijsselsteijn, V. Schultze, H.G. Meyer, H.E. Hoenig, H. Hilgenkamp, and J. Mannhart, Phys. Rev. Lett. 81, 894 (1998). 24. T. Lofwander, V.S. Shumeiko, and G. Wendin, Supercon- ducting Sci. Technology 14, R53 (2001). 25. H. Hilgenkamp and J. Mannhart, Rev. Mod. Phys. 74, 485 (2002). 26. D. Dimos, P. Chaudhari, and J. Mannhart, Phys. Rev. B41, 4038 (1990). 27. A.D. Mashtakov G.A. Ovsyannikov, I.V. Borisenko, I.M. Kotelyanskii, K.Y. Constantinian, Z.G. Ivanov, and D. Erts, IEEE Trans. Appl. Supercond. 9, 3001 (1999). 28. I.K. Bdikin, A.D. Mashtakov, P.B. Mozhaev, and G.A. Ov- syannikov, Physica C334, 168 (2000). 29. G.A. Ovsyannikov, I.V. Borisenko, and K.Y. Constantinian, Vacuum 58, 149 (2000). 30. И.В. Борисенко, К.И. Константинян, Ю.В. Кислинский, Г.А. Овсянников, ЖЭТФ 126, 1402 (2004). 31. Г.А. Овсянников, И.В. Борисенко, К.И. Константинян, А.Д. Маштаков, Е.А. Степанцов, Письма в ЖТФ 25, 65 (1999). 32. И.В. Борисенко, А.В. Шадрин, Г.А. Овсянников, И.М. Котелянский, Ф.В. Комиссинский, Письма в ЖТФ 31, 22 (2005). 33. K.K. Likharev, Rev. Mod. Phys. 51, 102 (1979). 34. Yu.S. Barash, A.A. Svidzinsky, and H. Burkhardt, Phys. Rev. B55, 15282 (1997). 35. G. Wendin and V.S. Shumeiko, Phys. Rev. B53, R6006 (1996). 36. R.A. Riedel and P.F. Bagwell, Phys. Rev. B57, 6084 (1998). 37. Y. Tanaka and S. Kashiwaya, Phys. Rev. B53, R11957 (1996). 38. U. Pope, Y.Y. Divin, M.I. Faley, J.S. Wu, C.L. Jia, P. Shad- rin, and K. Urban, IEEE Trans. Appl. Supercond. 11, 3768 (2001). 39. F. Tafuri, F. Carillo, F. Lombardi, F. Miletto Granozio, U. Scotti di Uccio, G. Testa, E. Sarnelli, K. Verbist, and G. Van Tendeloo, Supercond. Sci. Technol. 12, 1007 (1999). 40. A. Golubov and F. Tafuri, Phys. Rev. B62, 15200 (2000). 41. M.B. Walker and P. Pairor, Physica C341–348, 1523 (2000). 42. P.L. Richards, T.M. Shen, R.E. Harris, and F.L. Lloyd, Appl. Phys. Lett. 36, 480 (1980). 43. Y. Blanter and M. Buttiker, Phys. Rep. 336, 1 (2000). 44. Y. Naveh and D.V. Averin, Phys. Rev. Lett. 82, 4090 (1999). Эффект Джозефсона в купратных сверхпроводниковых структурах Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2012, т. 38, № 4 433 45. K.Y. Constantinian, G.A. Ovsyannikov, I.V. Borisenko, N.G. Pogosyan, A.A. Hakhoumian, P. Yagoubov, J. Mygind, and N.F. Pedersen, Supercond. Sci. Technology 14, 1035 (2001). 46. Y.Y. Divin, U. Poppe, K. Urban, O.Y. Volkov, V.V. Shirotov, V.V. Pavlovskii, P. Schmueser, K. Hanke, M. Geitz, and M. Tonutti, IEEE Trans. Appl. Supercond. 9, 3346 (1999). 47. A.A. Golubov, M.Yu. Kupriyanov, and E. Il'ichev, Rev. Mod. Phys. 76, 411 (2004). 48. V. Ryazanov, V.A. Oboznov, A.Yu. Rusanov, A.V. Vereten- nikov, A.A. Golubov, and J. Aarts, Phys. Rev. Lett. 86, 2427 (2001); J. Low Temp. Phys. 136, 385 (2004). 49. L.P. Gorkov and V.Z. Kresin, Physica C367, 103 (2002). 50. C. Bell, E.J. Tarte, G. Burnell, C.W. Leung, D.-J. Kang, and M.G. Blamire, Phys. Rev. B68, 144517 (2003). 51. K.-U. Barholtz, M.Yu. Kupriyanov, U. Hübner, F. Schmidl, and P. Seidel, Physica C334, 175 (2000). 52. D. Vaknin, E. Caignol, P.K. Davis, J.E. Fischer, D.C. Johnston, and D.P. Goshorn, Phys. Rev. B39, 9122 (1989). 53. Г.А. Овсянников, С.А. Денисюк, И.К. Бдикин, ФТТ 47, 417 (2005). 54. Ю.В. Кислинский, Ф.В. Комиссинский, К.И. Констан- тинян, Г.А. Овсянников, Т.Ю. Карминская, И.И. Соловь- ев, В.К. Корнев, ЖЭТФ 128, 575 (2005). 55. G.A. Ovsyannikov, K.Y. Constantinian, Yu.V. Kislinski, A.V. Shadrin, A.V. Zaitsev, A.M. Petrzhik, V.V. Demidov, I.V. Borisenko, A.V. Kalabukhov, and D. Winkler, Supercond. Sci. Technol. 24, 055012 (2011). 56. B.M. Andersen, I.V. Bobkova, P.J. Hirschfeld, and Yu.S. Barash, Phys. Rev. Lett. 96, 117005 (2006). 57. А.В. Зайцев, Письма в ЖЭТФ 83, 277 (2006). 58. P.V. Komissinskiy, G.A. Ovsyannikov, K.Y. Constantinian, Y.V. Kislinski, I.V. Borisenko, I.I. Soloviev, V.K. Kornev, E. Goldobin, and D. Winkler, Phys. Rev. B78, 024501-15 (2008). 59. А. Бароне, Дж. Патерно, Эффект Джозефсона. Физика и применения, Мир, Москва (1984). 60. М.Р. Трунин, УФН 175, 1017 (2005). Josephson effect in copper oxide superconducting structures G.A. Ovsyannikov and K.Y. Constantinian Electron transport and microwave properties of copper oxide superconducting structures (bicrystal junctions and hybrid mesa-heterostructures) are dis- cussed. Superconducting current in junctions from cu- prate superconductors with the dominant dx 2 –y 2-wave symmetry is determined by the barrier properties, cha- racterized by the mid-gap bound states due to the mul- tiple Andreev reflection. In bicrystal junctions it re- veals via linear dependence of critical current density on square root of the transparency, and an increase of spectral density of shot noise at low voltages are ob- served. The experiments demonstrate that the supercon- ducting hybrid mesa-heterostructures have the critical current density jс = 1–700 A/cm2 for an antiferro- magnetic interlayer with thickness dM = 10–50 nm and the characteristic decay length of superconducting cor- relations of order of 7 nm, due to the anomalous long- range proximity effect, analyzed in the model of coupled superconductors via multilayer magnetic layer with antiferromagnetic ordering of magnetization in the layers. It is found that the hybrid mesa–he- terostructures have much greater sensitivity to external magnetic field than conventional Josephson junctions because of the strong dependence of superconducting current on interlayer spin state. PACS: 74.45.+c Proximity effects; Andreev reflec- tion; SN and SNS junctions; 74.25.Sv Critical currents; 74.78.Fk Multilayers, superlattices, hetero- structures; 74.50.+r Tunneling phenomena; Josephson effects. Keywords: Josephson junctions, heterostructures, An- dreev reflection.
id	nasplib_isofts_kiev_ua-123456789-117113
institution	Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine
issn	0132-6414
language	Russian
last_indexed	2025-12-07T15:36:00Z
publishDate	2012
publisher	Фізико-технічний інститут низьких температур ім. Б.І. Вєркіна НАН України
record_format	dspace
spelling	Овсянников, Г.А. Константинян, К.И. 2017-05-20T06:10:10Z 2017-05-20T06:10:10Z 2012 Эффект Джозефсона в купратных сверхпроводниковых структурах / Г.А. Овсянников, К.И. Константинян // Физика низких температур. — 2012. — Т. 38, № 4. — С. 423-433. — Бібліогр.: 60 назв. — рос. 0132-6414 PACS: 74.45.+c, 74.25.Sv, 74.78.Fk, 74.50.+r https://nasplib.isofts.kiev.ua/handle/123456789/117113 Обсуждаются электрофизические и СВЧ свойства сверхпроводниковых структур из купратных сверхпроводников: бикристаллических переходов и гибридных меза-гетероструктур. Показано, что в контактах купратных сверхпроводников, имеющих доминирующий dx²–y² -волновой тип симметрии параметра порядка, электронный транспорт определяется свойствами барьера на границе сверхпроводников, обусловленными озникновением связанных состояний из-за многократного андреевского отражения. В бикристаллических переходах это проявляется в линейности зависимости плотности критического тока от корня из прозрачности границы, а также возрастанием спектральной плотности дробового шума при малых напряжениях. Экспериментально показано, что плотность сверхпроводящего тока в гибридных мезагетероструктурах с антиферромагнитной купратной прослойкой достигает значений jс = 1–700 A/cм² при толщинах прослойки dM = 10–50 нм, а характерная длина затухания сверхпроводящих корреляций составляет величину порядка 7 нм, что объясняется аномальным эффектом близости в модели контакта сверхпроводников, соединенных многослойной магнитной прослойкой с антиферромагнитным упорядочением намагниченности в слоях. Обнаружено, что гибридные меза-гетероструктуры обладают существенно большей чувствительностью к внешнему магнитному полю, чем обычные джозефсоновские переходы, из-за сильной зависимости сверхпроводящего тока от спинового состояния прослойки. Обговорюються електрофізичні й НВЧ властивості надпровідникових структур з купратних надпровідників: бікристалічних переходів і гібридних меза-гетероструктур. Показано, що в контактах купратних надпровідників, що мають домінуючий dx²–y² -хвильовий тип симетрії параметра порядку, електронний транспорт визначається властивостями бар'єра на границі надпровідників, обумовленими виникненням зв'язаних станів через багаторазове андріївське відбиття. У бікристалічних переходах це проявляється в лінійності залежності щільності критичного струму від кореня із прозорості границі, а також зростанням спектральної щільності дробового шуму при малих напругах. Експериментально показано, що щільність надпровідного струму в гібридних меза-гетероструктурах з антиферомагнітним купратним прошарком досягає значень jс = 1–700 A/cм² при товщинах прошарку dM = 10–50 нм, а характерна довжина загасання надпровідних кореляцій становить величину порядку 7 нм, що пояснюється аномальним ефектом близькості в моделі контакту надпровідників, з'єднаних багатошаровим магнітним прошарком з антиферомагнітним упорядкуванням намагніченості в шарах. Виявлено, що гібридні меза-гетероструктури мають суттєво більшу чутливість до зовнішнього магнітного поля, ніж звичайні джозефсонівські переходи, через сильну залежність надпровідного струму від спінового стану прошарку. Electron transport and microwave properties of copper oxide superconducting structures (bicrystal junctions and hybrid mesa-heterostructures) are discussed. Superconducting current in junctions from cuprate superconductors with the dominant dx²–y² -wave symmetry is determined by the barrier properties, characterized by the mid-gap bound states due to the multiple Andreev reflection. In bicrystal junctions it reveals via linear dependence of critical current density on square root of the transparency, and an increase of spectral density of shot noise at low voltages are observed. The experiments demonstrate that the superconducting hybrid mesa-heterostructures have the critical current density jс = 1–700 A/cm² for an antiferromagnetic interlayer with thickness dM = 10–50 nm and the characteristic decay length of superconducting correlations of order of 7 nm, due to the anomalous longrange proximity effect, analyzed in the model of coupled superconductors via multilayer magnetic layer with antiferromagnetic ordering of magnetization in the layers. It is found that the hybrid mesa–heterostructures have much greater sensitivity to external magnetic field than conventional Josephson junctions because of the strong dependence of superconducting current on interlayer spin state. Авторы благодарны И.В. Борисенко, Д. Винклеру, В.В. Демидову, А.В. Зайцеву, Ю.В. Кислинскому, А. Калабухову, Ф.В. Комиссинскому, В.К. Корневу, Е. Мюгинду, А.М. Петржику, И.И. Соловьеву, А.В. Шадрину за помощь в проведении эксперимента и полезное обсуждение. Работа выполнена при поддержке программами ОФН РАН и Президиума РАН, Министерством образования и науки РФ (грант 02.740.11.0795), грантом Президента России: Ведущая научная школа (грант НШ-2456.2012.2), проектом РФФИ-11–02–01234а и программой Висби российско-шведского сотрудничества. ru Фізико-технічний інститут низьких температур ім. Б.І. Вєркіна НАН України Физика низких температур Квантовые когерентные эффекты в сверхпроводниках и новые материалы Эффект Джозефсона в купратных сверхпроводниковых структурах Josephson effect in copper oxide superconducting structures Article published earlier
spellingShingle	Эффект Джозефсона в купратных сверхпроводниковых структурах Овсянников, Г.А. Константинян, К.И. Квантовые когерентные эффекты в сверхпроводниках и новые материалы
title	Эффект Джозефсона в купратных сверхпроводниковых структурах
title_alt	Josephson effect in copper oxide superconducting structures
title_full	Эффект Джозефсона в купратных сверхпроводниковых структурах
title_fullStr	Эффект Джозефсона в купратных сверхпроводниковых структурах
title_full_unstemmed	Эффект Джозефсона в купратных сверхпроводниковых структурах
title_short	Эффект Джозефсона в купратных сверхпроводниковых структурах
title_sort	эффект джозефсона в купратных сверхпроводниковых структурах
topic	Квантовые когерентные эффекты в сверхпроводниках и новые материалы
topic_facet	Квантовые когерентные эффекты в сверхпроводниках и новые материалы
url	https://nasplib.isofts.kiev.ua/handle/123456789/117113
work_keys_str_mv	AT ovsânnikovga éffektdžozefsonavkupratnyhsverhprovodnikovyhstrukturah AT konstantinânki éffektdžozefsonavkupratnyhsverhprovodnikovyhstrukturah AT ovsânnikovga josephsoneffectincopperoxidesuperconductingstructures AT konstantinânki josephsoneffectincopperoxidesuperconductingstructures

Эффект Джозефсона в купратных сверхпроводниковых структурах

Institution

Ähnliche Einträge