Пространственная характеризация краевого барьера в широких сверхпроводящих пленках

Рассмотрен вопрос разрушения сверхпроводимости током в широких (с шириной, значительно большей глубины проникновения магнитного поля) сверхпроводящих тонких пленках в слабых магнитных полях. Особое внимание уделено роли краевого потенциального барьера (барьера Бина–Ливингстона) в формировании критич...

Full description

Saved in:

Bibliographic Details
Published in:	Физика низких температур
Date:	2018
Main Authors:	Сиваков, А.Г., Турутанов, О.Г., Колинько, А.Е., Похила, А.С.
Format:	Article
Language:	Russian
Published:	Фізико-технічний інститут низьких температур ім. Б.І. Вєркіна НАН України 2018
Subjects:	Сверхпроводимость и низкотемпературная микроэлектроника
Online Access:	https://nasplib.isofts.kiev.ua/handle/123456789/175976
Tags:	Add Tag No Tags, Be the first to tag this record!
Journal Title:	Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine
Cite this:	Пространственная характеризация краевого барьера в широких сверхпроводящих пленках / А.Г. Сиваков, О.Г. Турутанов, А.Е. Колинько, А.С. Похила // Физика низких температур. — 2018. — Т. 44, № 3. — С. 298-307. — Бібліогр.: 26 назв. — рос.

Institution

Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine

_version_	1860039860286390272
author	Сиваков, А.Г. Турутанов, О.Г. Колинько, А.Е. Похила, А.С.
author_facet	Сиваков, А.Г. Турутанов, О.Г. Колинько, А.Е. Похила, А.С.
citation_txt	Пространственная характеризация краевого барьера в широких сверхпроводящих пленках / А.Г. Сиваков, О.Г. Турутанов, А.Е. Колинько, А.С. Похила // Физика низких температур. — 2018. — Т. 44, № 3. — С. 298-307. — Бібліогр.: 26 назв. — рос.
collection	DSpace DC
container_title	Физика низких температур
description	Рассмотрен вопрос разрушения сверхпроводимости током в широких (с шириной, значительно большей глубины проникновения магнитного поля) сверхпроводящих тонких пленках в слабых магнитных полях. Особое внимание уделено роли краевого потенциального барьера (барьера Бина–Ливингстона) в формировании критического состояния и выявлению края, ответственного за это критическое состояние, при различных взаимных ориентациях внешнего перпендикулярного магнитного поля и транспортного тока. Визуализированы критическое и резистивное состояния пленки с помощью пространственно-разрешающего метода низкотемпературной лазерной сканирующей микроскопии (НТЛСМ), что позволило выявить области на краях пленки, определяющие критический ток. На основании этих наблюдений выработана простая методика исследования критического состояния пленки на каждом краю раздельно, а также оценки остаточных магнитных полей в криостате. Предлагаемая методика не требует применения сложной техники НТЛСМ, а лишь записи вольт-амперных характеристик пленки в слабом магнитном поле. Получаемая таким образом информация важна, в частности, для интерпретации экспериментов со сверхпроводящими пленочными однофотонными детекторами оптического излучения. Розглянуто питання руйнування надпровідності струмом в широких (з шириною, що значно перевищує глибину проникнення магнітного поля) надпровідних тонких плівках в слабких магнітних полях. Особливу увагу приділено ролі краєвого потенційного бар’єра (бар’єра Біна–Лівінгстона) у формуванні критичного стану та виявленню краю, який відповідальний за цей критичний стан, при різних взаємних орієнтаціях зовнішнього перпендикулярного магнітного поля і транспортного струму. Візуалізовано критичний та резистивний стани плівки за допомогою просторово-роздільного методу низькотемпературної лазерної скануючої мікроскопії (НТЛСМ), що дозволило виявити області на краях плівки, які визначають критичний струм. На підставі цих спостережень вироблено просту методику дослідження критичного стану плівки на кожному краю окремо, а також оцінки залишкових магнітних полів в кріостаті. Пропонована методика не вимагає застосування складної техніки НТЛСМ, а лише запису вольт-амперних характеристик плівки в слабкому магнітному полі. Отримувана таким чином інформація важлива, зокрема, для інтерпретації експериментів з надпровідними плівковими однофотонними детекторами оптичного випромінювання. The paper discusses the issue of current-induced destruction of superconductivity in wide (whose width is much larger than the magnetic penetration depth) superconductive thin films in weak magnetic fields. We focus especially on the role of the edge potential barrier (Bean–Livingston barrier) and determination of the edge which is responsible for the critical state, at various mutual orientations of external normal magnetic field and transport current. Critical and resistive states of the thin film edge are visualized with the spatially-resolved technique of low-temperature laser scanning microscopy (LTLSM) that reveals the near edge regions determining the critical current. A simple method based on these observations is elaborated to explore critical state at each edge of the thin film separately, and to estimate residual magnetic field in the cryostat. The proposed method requires no complicated LTLSM technique but only recording voltagecurrent characteristics in weak magnetic field. The information being obtained in such a way is important particularly to treat experiments with superconductive thin-film single-photon detectors of optical irradiation
first_indexed	2025-12-07T16:55:14Z
format	Article
fulltext	Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2018, т. 44, № 3, c. 298–307 Пространственная характеризация краевого барьера в широких сверхпроводящих пленках А.Г. Сиваков, О.Г. Турутанов, А.Е. Колинько, А.С. Похила Физико-технический институт низких температур им. Б.И. Веркина НАН Украины пр. Науки, 47, г. Харьков, 61103, Украина E-mail: turutanov@ilt.kharkov.ua Статья поступила в редакцию 10 ноября 2017 г., опубликована онлайн 25 января 2018 г. Рассмотрен вопрос разрушения сверхпроводимости током в широких (с шириной, значительно боль- шей глубины проникновения магнитного поля) сверхпроводящих тонких пленках в слабых магнитных полях. Особое внимание уделено роли краевого потенциального барьера (барьера Бина–Ливингстона) в формировании критического состояния и выявлению края, ответственного за это критическое состояние, при различных взаимных ориентациях внешнего перпендикулярного магнитного поля и транспортного тока. Визуализированы критическое и резистивное состояния пленки с помощью пространственно- разрешающего метода низкотемпературной лазерной сканирующей микроскопии (НТЛСМ), что позво- лило выявить области на краях пленки, определяющие критический ток. На основании этих наблюдений выработана простая методика исследования критического состояния пленки на каждом краю раздельно, а также оценки остаточных магнитных полей в криостате. Предлагаемая методика не требует примене- ния сложной техники НТЛСМ, а лишь записи вольт-амперных характеристик пленки в слабом магнит- ном поле. Получаемая таким образом информация важна, в частности, для интерпретации экспериментов со сверхпроводящими пленочными однофотонными детекторами оптического излучения. Розглянуто питання руйнування надпровідності струмом в широких (з шириною, що значно переви- щує глибину проникнення магнітного поля) надпровідних тонких плівках в слабких магнітних полях. Особливу увагу приділено ролі краєвого потенційного бар’єра (бар’єра Біна–Лівінгстона) у формуванні критичного стану та виявленню краю, який відповідальний за цей критичний стан, при різних взаємних орієнтаціях зовнішнього перпендикулярного магнітного поля і транспортного струму. Візуалізовано кри- тичний та резистивний стани плівки за допомогою просторово-роздільного методу низькотемпературної лазерної скануючої мікроскопії (НТЛСМ), що дозволило виявити області на краях плівки, які визначають критичний струм. На підставі цих спостережень вироблено просту методику дослідження критичного стану плівки на кожному краю окремо, а також оцінки залишкових магнітних полів в кріостаті. Пропо- нована методика не вимагає застосування складної техніки НТЛСМ, а лише запису вольт-амперних хара- ктеристик плівки в слабкому магнітному полі. Отримувана таким чином інформація важлива, зокрема, для інтерпретації експериментів з надпровідними плівковими однофотонними детекторами оптичного випромінювання. PACS: 74.25.Sv Критические токи; 74.78.–w Сверхпроводящие пленки и низкоразмерные структуры; 07.79.–v Сканирующие зондовые микроскопы и компоненты; 68.37.–d Микроскопия поверхностей, границ раздела и тонких пленок. Ключевые слова: барьер Бина–Ливингстона, краевой барьер, широкие сверхпроводящие пленки, крити- ческий ток, низкотемпературная лазерная сканирующая микроскопия. © А.Г. Сиваков, О.Г. Турутанов, А.Е. Колинько, А.С. Похила, 2018 Пространственная характеризация краевого барьера в широких сверхпроводящих пленках 1. Введение Подавление сверхпроводимости, критический ток и резистивное состояние в 1D и 2D сверхпроводниках вызывает интерес теоретиков и экспериментаторов в течение нескольких последних десятилетий. Благодаря усилиям исследователей, эти процессы теперь в значи- тельной мере понятны. Однако в настоящее время на- блюдается всплеск интереса к вопросу разрушения сверхпроводимости в промежуточном случае относи- тельно узких пленок в связи с разработкой новых сверхпроводящих приборов однофотонных детекторов (SSPD) [1] оптического и инфракрасного излучения на базе ультратонких (1–10 нм) пленок NbN, MoSi, MoRe и других аналогичных сверхпроводящих материалов с малой (единицы нанометра) длиной когерентности. Ширина нанопроводника в SSPD такова, что их можно отнести не к 1D, а к квази-2D сверхпроводникам. В этих приложениях важно точное понимание локальных ме- ханизмов критического тока, влияние ширины и гео- метрии краев пленки, в том числе неоднородности края, а также слабых (остаточных) магнитных полей. Соглас- но устоявшимся представлениям, считается, что в 1D проводах разрушение сверхпроводимости происходит благодаря термически активированным [2–4] и создан- ным транспортным током [5–8] центрам проскальзыва- ния фазы (ЦПФ) параметра порядка, с которыми связы- вается и дальнейшее развитие резистивного состояния. В квази-2D сверхпроводящих пленочных системах возникновение резистивности связывается с термически активированными парами вихрь–антивихрь [9–11] в области сверхпроводящего перехода и вхождением аб- рикосовских вихрей [12] внешнего магнитного поля или поля тока. В случае слабого объемного пиннинга вихрей в пленке можно было бы ожидать малую величину кри- тического тока, однако вхождению вихрей препятствует возникающий на краю пленки потенциальный энергети- ческий барьер (барьер Бина–Ливингстона [13]), который и определяет величину критического тока. Известно, что в «широких» пленках с неоднородным распределением сверхтока по сечению любые дефекты края — засечки, резкие сужения и даже уширения попе- речного сечения — приводят к понижению критическо- го тока. Геометрия края оказывает настолько сильное влияние на критический ток, что было специально вве- дено понятие «геометрический барьер» [14,15]. Экспе- рименты Glover и Coffey [16] показали, что, с учетом известного неоднородного распределения плотности тока по ширине пленочной полоски, разрушение сверх- проводимости током происходит, когда плотность тока на краю достигает плотности тока распаривания Гинз- бурга–Ландау. В работе [17], в рамках теории Гинзбур- га–Ландау, был использован унифицированный подход к сверхпроводникам любой ширины, позволяющий на- ходить критическое состояние сверхпроводника путем поиска наиболее вероятной траектории перехода системы между метастабильными состояниями в конфигурацион- ном пространстве через седловые точки функционала Гинзбурга–Ландау. Вероятность этих переходов опреде- ляется высотой энергетического барьера. Поведение сверхпроводника меняется при его ширине w = 4,4ξ, ко- торая разграничивает 1D область с решением типа про- скальзывания фазы и 2D область с вихревым решением. Тем не менее именно краевой барьер определяет возник- новение критического состояния вне зависимости от ши- рины и размерности сверхпроводника. Более того, было показано [18], что размер и форма дефекта края нелиней- но влияет на величину критического тока даже в случае 1D канала с однородным распределением тока и пара- метра порядка. Все эти работы объединяет концепция краевого энер- гетического барьера, определяющего границу устойчиво- сти сверхпроводящего состояния. Ранее [19] мы визуали- зировали краевой барьер в широких сверхпроводящих пленках олова с помощью методики низкотемпературной лазерной сканирующей микроскопии (НТЛСМ) [20]. В предлагаемой работе мы решили вернуться к вопросу о важной роли краевого барьера, так как зачастую игнори- руется тот факт, что критический ток определяется одним из краев сверхпроводника, причем каким именно, обычно неизвестно, а также может определяться величиной сла- бого остаточного магнитного поля, замороженного в криостате. В частности, это затрудняет понимание меха- низма детектирования отдельных фотонов в сверхпрово- дящих пленочных детекторах оптического и инфракрас- ного излучения. В работе мы покажем с помощью пространственно-разрешающей методики НТЛСМ про- странственную картину разрушения сверхпроводимости током в пленках олова, моделирующую процессы в на- нопроводниках, используемых в SNSPD. (Визуализиро- вать резистивное состояние в реальных нанопроводах этим методом невозможно из-за принципиальных огра- ничений пространственного разрешения метода длиной световой волны.) На основании полученных результатов мы предложим простую методику оценки состояния обо- их краев, асимметрии краевого барьера и остаточного магнитного поля, захваченного в криостате, включаю- щую запись вольт-амперных характеристик (ВАХ) в сла- бом магнитном поле. Такая методика общедоступна и не требует наличия довольно сложной установки НТЛСМ. 2. Экспериментальная методика, результаты и обсуждение Образцами в нашем эксперименте служили тонкие (30–50 нм) пленки олова, сформированные различными способами (скрайбирование, лазерная резка, электрон- ная литография) в виде полосок шириной 20–100 мкм с потенциальными отводами и расширяющимися токо- подводами. Большие длина когерентности и глубина Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2018, т. 44, № 3 299 А.Г. Сиваков, О.Г. Турутанов, А.Е. Колинько, А.С. Похила проникновения магнитного поля в пленках олова по сравнению с соответствующими параметрами сверх- проводящих соединений типа NbN, MoSi, MoRe по- зволили моделировать ситуацию с разрушением сверх- проводимости током в последних при значительно больших ширинах полоски, чем в оригинальных нано- проводниках указанных материалов. Это дало возмож- ность использовать НТЛСМ с пространственной раз- решающей способностью порядка микрометра для визуализации процесса возникновения критического состояния и перехода пленок в резистивное состояние. Сущность метода НТЛСМ и его возможности для ис- следования локальных критических токов и визуализа- ции резистивного состояния широких пленок подробно описано в обзоре [20]. Напомним, что откликом образца в этом методе служит изменение напряжения Vδ на концах образца в резистивном состоянии или при пере- ходе пленки из сверхпроводящего в резистивное со- стояние, возникающее вследствие подавления сверх- проводимости в облучаемой световым зондом точке при заданном транспортном токе. Как правило, интенсив- ность луча модулируется с частотой 1–100 кГц, а пере- менное напряжение отклика Vδ усиливается и детекти- руется синхроусилителем (lock-in). Амплитуда отклика визуализируется путем представления его пространст- венного распределения в плоскости пленки в виде 3D- профиля, полутоновой карты или кривых зависимости от поперечной координаты в отдельных сечениях. Отметим, что для широкой пленки величина отклика отдельного поперечного сечения в зависимости от продольной коор- динаты (направления течения транспортного тока) обрат- но пропорционально величине локального сверхпрово- дящего тока в этом сечении. Кроме того, амплитуда отклика поперек образца (т.е. распределение отклика по сечению) пропорциональна локальной плотности кри- тического тока [21]. Запись вольт-амперных характеристик ( )V I и зави- симостей критических токов от магнитного поля ( )cI H производилась в автоматизированной установ- ке под управлением ПК. Для определения зависимо- стей критического тока от внешних параметров запи- сывалось семейство ВАХ, а величина критического тока фиксировалась программно по появлению малого заданного напряжения в процессе автоматической за- писи ВАХ или при последующем их просмотре. Рассмотрим сценарий разрушения сверхпроводимости током в широких пленочных полосках, ширина которых w превышает как температурно-зависящую длину коге- рентности ( )Tξ , так и глубину проникновения магнит- ного поля ( )Tλ (точнее, величину 2( ) 2 ( ) /T T d⊥λ = λ , где d — толщина пленки), в отсутствие внешнего маг- нитного поля. Такая большая ширина предполагает вих- ревой механизм резистивности. Мы хотим обратить здесь особое внимание на роль краевого барьера в формирова- нии критического, а далее и резистивного состояния. Одной из первых работ, объясняющих основные осо- бенности разрушения сверхпроводимости током и раз- витие резистивного состояния вплоть до тока срыва на ВАХ, была теория Асламазова и Лемпицкого [22] на основе анализа условий возникновения неустойчиво- сти мейснеровского состояния под влиянием беско- нечно малого возмущения параметра порядка и вектор- потенциала, приводящая к подавлению краевого барьера и проникновению в пленку вихрей в рамках приближе- ния теории Гинзбурга–Ландау. В этой модели полное подавление барьера Бина–Ливингстона происходит то- гда, когда плотность тока на краю достигает плотности тока распаривания Гинзбурга–Ландау, при этом критиче- ская неустойчивость имеет пространственную периодич- ность вдоль края пленки. С момента достижения крити- ческого тока и подавления барьера строчки («шеренги») вихрей различных знаков входят в пленку с противопо- ложных краев и движутся навстречу друг другу, анниги- лируя на центральной линии. Вихри дают вклад в плот- ность тока, которая имеет максимум на центральной линии пленочной полоски, а величина максимума, как показывают численные расчеты [23] для умеренно широ- ких пленок, растет линейно с увеличением транспортного тока, пока не достигнет плотности тока распаривания Гинзбурга–Ландау. При этом токе возникает нестабиль- ность стационарного течения вихрей, выражающаяся в точке срыва на ВАХ. Альтернативное объяснение точки срыва дает теория [24], которая учитывает нелинейность динамики вихрей (уменьшение вязкости при движения вихрей с увеличением их скорости). Дальнейшую эво- люцию резистивного состояния обе теории не рассматри- вают, неявно полагая, что далее следует переход в нор- мальное состояние. Эксперимент [25] показал, что при достаточно хо- рошем теплоотводе при больших токах, соответст- вующих точке срыва в теориях [22,24], происходит переход в другое резистивное состояние, названное линиями проскальзывания фазы (ЛПФ), которое явля- ется обобщением понятия центров проскальзывания фазы в узких сверхпроводящих каналах. В этой работе резистивное состояние с ЛПФ не обсуждается. Мы сосредоточимся на анализе возникновения критиче- ского состояния под действием транспортного тока и магнитного поля и его пространственной локализации. На рис. 1(а) и (б) приведены трехмерные карты ре- зистивного НТЛСМ отклика токонесущей сверхпро- водящей пленки олова толщиной 30 нм, осажденной в вакууме на подложку кристаллического кварца, при двух характерных значениях транспортного тока, а на рис. 1(в) — конфигурация образца. Там же указаны размеры области сканирования (рабочая часть пленки с однородным поперечным сечением). Расширяю- щиеся токоподводы в область сканирования не вхо- дят. На рис. 1(г) и (д) показаны соответствующие за- висимости отклика от поперечной координаты в 300 Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2018, т. 44, № 3 Пространственная характеризация краевого барьера в широких сверхпроводящих пленках одном из сечений образца, обозначенного стрелкой и буквой S на рис. 1(а) и (б) соответственно. При транспортном токе, слегка превышающем кри- тический ( cI I≈ , cI I> ), вдоль пленки наблюдается почти периодическое изменение амплитуды НТЛСМ отклика (рис. 1(а)), обратно пропорциональной плотно- сти критического тока сечения, что отражает периоди- ческое изменение краевого барьера. Максимумы откли- ка соответствуют местам с подавленным барьером, т.е. точкам вхождения вихрей. В то же время распределение сверхтока поперек пленки демонстрирует три максиму- ма, два на краях и один в центре (рис. 1(г)). (Напомним, что в поперечном направлении отклик пропорциона- лен локальной плотности сверхтока.) При увеличении транспортного тока распределе- ние локальной плотности сверхтока по сечению ста- новится все более однородным (рис. 1(б) и (д)), при- ближаясь к плотности тока распаривания (заметим, что масштабы отклика по напряжению для двух при- веденных карт отклика (а) и (б) отличаются в 100 раз вследствие роста дифференциального сопротивления на ВАХ перед точкой срыва в состояние с ЛПФ). Такая картина является экспериментальным под- тверждением выводов теории [22], расчетов [23] и нахо- дится в полном соответствии с описанным выше сцена- рием. Благодаря хорошему качеству краев электронно- литографированной пленки (отсутствию острых неров- ностей) и малой величине остаточного магнитного поля в криостате, барьеры на обоих краях почти одинаковы. В отсутствие внешнего магнитного поля ( 0H = ) описанная выше картина аксиально-симметрична при одинаковых краевых барьерах, а магнитные поля тока на краях ILH и IRH равны по величине и противопо- ложны по знаку, IL IRH H= − . Приложение внешнего магнитного поля H нарушает симметрию барьеров. На рис. 2(а)–(в) показаны результаты визуализации по- тенциального барьера в широкой токонесущей пленке без поля и в присутствии внешнего перпендикулярного магнитного поля различного знака. На рис. 2(г)–(е) приведены соответствующие зависимости отклика от поперечной координаты в одном из сечений образца, отмеченного стрелкой и буквой S на рис. 2(а)–(в). При 0H = и предкритическом значении транспорт- ного тока I ( cI I≈ , cI I< ) переход в резистивное со-Рис. 1. Визуализация резистивного состояния широкой сверх- проводящей пленки олова в нулевом магнитном поле с по- мощью НТЛСМ. Трехмерная карта вольтового отклика Vδ («горный ландшафт») прямоугольной рабочей части образца при транспортном токе (а) ,c cI I I I≅ > и (б) cI I . Ширина области сканирования w = 30 мкм, длина L = 100 мкм. Стрел- ками показаны направление транспортного тока (I) и выбранные сечения (S) для построения (г), (д) одномерных распределений отклика поперек пленки. Показана (в) конфигурация пленочного образца с токовыми и потенциальными отводами, штриховой линией ограничена область сканирования. Рис. 2. (Онлайн в цвете) Влияние внешнего магнитного поля на распределение плотности сверхпроводящего тока и высоту краевого барьера. Трехмерная НТЛСМ карта вольтового откли- ка Vδ сверхпроводящей пленки олова в предкритическом со- стоянии ( ( 0)cI I H≈ = , ( 0)cI I H< = ) во внешнем перпендику- лярном магнитном поле H с индукцией, мТл: – 0,06 (а), 0 (б) и +0,06 (в). Стрелками показаны направление транспортного тока (I ) и выбранные сечения (S ) для построения (г)–(е) од- номерных распределений отклика поперек пленки. На вставке сверху — схема сложения внешнего поля H и поля тока IH на левом (L) и правом (R) краях образца. Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2018, т. 44, № 3 301 А.Г. Сиваков, О.Г. Турутанов, А.Е. Колинько, А.С. Похила стояние происходит локально только под действием лазерного зонда, и наблюдается мейснеровское пред- критическое состояние — локальная плотность тока практически симметрично повышена на обоих краях пленки (рис. 2(б) и (д), см. также пояснения к преды- дущему рисунку о связи отклика и плотности тока). Магнитные поля тока на краях пленки ILH и IRH оди- наковы по величине и противоположны по направле- нию (вставка над картами отклика, рис. 2). При прило- жении внешнего поля 0H ≠ оно складывается алгебраически с полем тока ( \| )I L RH на левом (L) и пра- вом (R) крае, ( \| ) ( \| )L R I L RH H HΣ = + (вставка на рис. 2, случай IH H< ). Это приводит к существенному пере- распределению плотности тока по сечению (рис. 2(г), (е)) и ассиметричному изменению высоты барьера на краях в противоположных направлениях (рис. 2(а), (в)). В такой несимметричной ситуации вихри начинают входить только с одного края и выходить на другом, при этом дополнительный максимум плотности тока внутри пленки отсутствует. Критическое состояние возникает на том крае, где в результате сложения внешнего поля и поля тока барьер становится ниже, а плотность сверхтока выше, чем на противоположном крае, на чем мы подробнее остановимся ниже. Таким образом, при неизменном транспортном токе прило- жение внешнего магнитного поля того или другого знака приводит к изменению пространственной лока- лизации критического состояния в зависимости от вза- имного направления внешнего поля и поля тока. Характерные величины магнитных полей, вызы- вающих принципиальное изменение критического по- ведения пленки, сравнимы с величиной магнитного поля Земли. Даже для относительно узкой пленки ши- риной 1 мкм транспортный ток 1 мА создает на краю индукцию поля 0,06 мТл (соответствует напряженно- сти поля 0,6 Э), равное земному. (Для оценки поля тока на краю пленочной полоски существует простая практическая внесистемная формула edge[Э]IH = 0, 2 [мА]/ [мкм]I w= π , которую можно получить из бо- лее строгого выражения, записанного в системных единицах [26].) Поля такой величины вполне могут за- хватываться деталями конструкции криостата, если маг- нитное экранирование отсутствует или недостаточно. Степень экранирования может ухудшаться, например, из- за наличия оптических окон в криостатах. Кроме того, такие поля могут создаваться неудачно расположенными питающими проводами. Это позволяет еще раз напомнить о необходимости тщательного магнитного экранирования криостата при резистивных исследованиях и практических примене- ниях относительно широких (десятки ⊥λ ) сверхпрово- дящих пленок. Так как критический ток имеет пространственную ло- кализацию, то для ряда задач, в которых важно знать, где именно возникает критическое состояние, недостаточно измерять критический ток cI и его зависимость от пер- пендикулярного магнитного поля ( )cI H при одном про- извольном направлении тока и одном направлении при- ложенного магнитного поля H . Ниже мы покажем, какую информацию можно извлечь, получив зависимо- сти ( )cI H для всех комбинаций направлений поля и тока. В дальнейшем изложении мы будем различать си- туации с различными взаимными направлениями поля и тока, введя для кривых ( )cI H обозначения I H+ +, I H+ −, I H− + , I H− − . Одинаковые знаки поля и тока оз- начают, что направления внешнего поля и поля тока совпадают на более «слабом» крае. На рис. 3 показаны экспериментальные зависимости критического тока широкой оловянной пленки от пер- пендикулярного магнитного поля ( )cI H для двух на- правлений транспортного тока I и поля H . Все кривые совпадают и имеют максимум в нулевом магнитном поле 0H = . НТЛСМ карты отклика пленки (вставка) показывают, что, в зависимости от знака магнитного поля при фикси- рованных величине и направлении тока, критическое состояние возникает на одном либо другом крае образца, хотя измеренный критический ток при этом не меняется. Такая же картина наблюдается, если фиксировать вели- чину и направление поля, а менять знак транспортного тока. Полная симметрия по отношению к изменению на- правлений поля и тока означает идентичность обоих краевых барьеров. Такой случай скорее исключение, чем правило, так как достичь полной идентичности краев барьеров с технологической точки зрения сложно. Тем не менее Рис. 3. Зависимость критического тока от магнитного поля для пленки с симметричными краевыми барьерами. Плот- ность экспериментальных точек на графике понижена в 2 раза для лучшей различимости. В легенде обозначены вза- имные направления поля и тока (обозначения объяснены в тексте). На вставке — НТЛСМ карты отклика пленки для двух противоположных направлений приложенного магнит- ного поля H при неизменном транспортном токе. 302 Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2018, т. 44, № 3 Пространственная характеризация краевого барьера в широких сверхпроводящих пленках исследуемая пленка, сформированная с помощью электронной литографии, имела достаточно хорошее качество краев, чтобы обеспечить равенство потенци- альных краевых барьеров. В более распространенном случае краевые барьеры различаются вследствие неоднородности толщины, структуры, геометрии края и т.п. Причины неравенства барьеров здесь не важны и не рассматриваются. Однако заметим, что критический ток пленки в вихревом меха- низме резистивности всегда определяется краем с более низким барьером. Этот случай иллюстрирует рис. 4. Для положительного направления транспортного то- ка (экспериментальные точки cI обозначены кружками) приложение внешнего магнитного поля H в направле- нии, совпадающем с полем тока IH на более «слабом» крае (ситуация, которую мы обозначили как I H+ + ), подавляет барьер на этом крае, что приводит к падению критического тока (часть кривой с залитыми кружками на рис. 4(а)). В то же время на противоположном крае поля вычитаются, а барьер растет до тех пор, пока внешнее поле не скомпенсирует поле тока. При увеличении поля H в другом направлении (слу- чай I H+ −) оно компенсирует поле тока IH , происходит повышение более низкого барьера для вхождения вих- рей, а критический ток пленки растет. На другом крае поля складываются, барьер вхождению антивихрей уменьшается. Критический ток образца растет, достигая максимума в поле, при котором барьеры становятся одинаковыми. При дальнейшем увеличении поля барье- ры перекашиваются в другую сторону, и другой край становится «слабым» и ответственным за величину кри- тического тока, который начинает уменьшаться (часть кривой, обозначенной пустыми кружками). Те же рассуждения справедливы для противопо- ложного направления тока (случаи I H− − и I H+ − ), при этом направление приложенного поля также сле- дует изменить. В результате для отрицательного на- правления транспортного тока получим кривую ( )cI H , зеркально симметричную относительно оси 0H = (кривая с экспериментальными точками, обозначен- ными треугольниками). На рис. 4(б) показана разность критических токов, измеренных при противоположных направлениях транспортного тока, характеризующая асимметрию барьеров. Как видно, кривая ( )cI H∆ пол- ностью симметрична относительно центра 0,I = 0H = , вплоть до мельчайших деталей. Тонкая струк- тура ( )cI H∆ может служить инструментом изучения особенностей физического механизма формирования критического тока. Симметрия кривых ( )cI H и ( )cI H∆ относительно 0H = говорит об отсутствии остаточно- го (захваченного) поля resH , а симметрия ( )cI H∆ от- носительно 0I = свидетельствует о независимости высот барьеров от направления магнитного поля, а лишь от его абсолютной величины. При больших полях, в которых барьер исчезает, критический ток определяется не краевым барьером, а объемным пиннингом вихрей, который не зависит от направления тока и поля, поэтому при больших при- ложенных полях кривые сливаются (рис. 4(а)), т.е. 0cI∆ = (рис. 4(б)). Таким образом, для асимметричного барьера мы можем определить зависимость ( )cI H для каждого барьера в отдельности. Еще одним фактором, влияющим на эксперимен- тально измеренные зависимости ( )cI H и который от- сутствовал в наших экспериментах, является остаточ- ное поле resH , захваченное в криостате. Оно приводит к сдвигу всех кривых ( )cI H на величину resH− . Все возможные экспериментальные ситуации схе- матически изображены на рис. 5(а)–(г). В верхнем ряду на рис. 5(а)–(г) зависимости ( )cI H для наглядности показаны в четырех квадрантах, для двух направлений транспортного тока и приложенного перпендикулярного магнитного поля. Кривые, относя- щиеся к одному определенному (левому или правому) краю, условно обозначены буквами L и R. Картинки в Рис. 4. Зависимость (а) критического тока cI и (б) разности критических токов от магнитного поля H для пленки с асимметричными барьерами при различных направлениях транспортного тока I . Плотность экспериментальных точек на графике понижена в 2 раза для лучшей различимости. Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2018, т. 44, № 3 303 (a) –0,6 –0,4 –0,2 0 0,2 0,4 0,6 0 100 200 300 400 100– –50 100 (á) I ñ , ì êÀ 0Hm, ìÒë 50 0 –0,6 –0,4 –0,2 0 0,2 0,4 0,6 0Hm, ìÒë I ñ D , ì êÀ А.Г. Сиваков, О.Г. Турутанов, А.Е. Колинько, А.С. Похила нижнем ряду соответствуют верхним, но кривые, как это обычно принято в эксперименте, сведены в поло- жительную полуплоскость (критический ток cI — по- ложительная величина). На них лучше видно, как ме- няется в разных случаях зависимость ( )cI H при изменении направления измерительного транспортно- го тока (за направлением которого часто в эксперимен- те не следят). Рисунок 5(а) иллюстрирует тривиальный случай, когда края одинаковы, высоты краевых барьеров в ну- левом поле равны, а дополнительное остаточное поле отсутствует. В условиях такой симметрии зависимость ( )cI H не зависит от направлений тока и внешнего приложенного поля. Экспериментальный пример такой ситуации мы показывали выше на рис. 3. Случай с исходно ассиметричными барьерами в от- сутствие захваченного магнитного поля (рис. 5(б)) был подробно рассмотрен нами выше при объяснении экс- периментальных зависимостей на рис. 4. Максимумы ( )cI H для разных полярностей транспортного тока должны наблюдаться при различных ненулевых значе- ниях поля (H− и H+ ), причем H H− += − , так как res 0H = . Чем больше асимметрия барьеров, тем боль- ше абсолютная величина смещения максимумов по полю H H+ −= . Семейство кривых ( )cI H оказывает- ся симметричным относительно центра координат. Если в криостате есть остаточное магнитное поле res 0H ≠ , то для пленки оно является таким же внеш- ним полем, как и явно приложенное поле H , поэтому все кривые сдвигаются по оси H на величину resH− . В случае исходно равных барьеров максимум ( )cI H для обоих направлений транспортного тока приходится на это же значение поля, resH H= − (рис. 5(в)). Измерен- ный критический ток не зависит от направления транспортного тока, но будет различным для противо- положных направлений приложенного магнитного поля. Графически это выражается в том, что семейство кривых ( )cI H симметрично относительно оси H . На рис. 5(г) показана самая общая ситуация, кото- рая является комбинацией вариантов (б) и (в), т.е. име- ется замороженное магнитное поле res 0H ≠ , а барьеры исходно различны. Максимумы зависимости ( )cI H для противоположных направлений тока будут наблюдать- ся при различных значениях поля H− и H+ , но теперь H H+ −≠ . Их алгебраическая полусумма определяет остаточное поле в криостате, res ( )/2H H H− += − + , а разность ( )H H+ −− характеризует асимметрию барье- ров. В эксперименте в таком случае будут получаться Рис. 5. Схема влияния симметрии краевых барьеров и захваченного (остаточного) магнитного поля resH на зависимость крити- ческого тока cI широкой сверхпроводящей пленки от внешнего магнитного поля H при различных направлениях транспортно- го тока I и поля H : (а) симметричные барьеры, res 0H = , (б) асимметричные барьеры, res 0H = , (в) симметричные барьеры, res 0H ≠ , (г) асимметричные барьеры, res 0H ≠ . H− и H+ — значения приложенного поля H , соответствующие максимумам ( )cI H . Кривые, относящиеся к одному определенному (левому или правому) краю, условно обозначены буквами L и R. 304 Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2018, т. 44, № 3 Пространственная характеризация краевого барьера в широких сверхпроводящих пленках четыре различные кривые ( )cI H при перемене знаков поля и тока и, соответственно, четыре различных зна- чения критического тока при любом произвольном фиксированном поле H . Ко всем этим схемам следует заметить, что при раз- личных значениях поля H пространственная локали- зация критического состояния может меняться, но максимальный критический ток пленки на всех зави- симостях ( )cI H одинаков при любых комбинациях направлений поля и тока и определяется самым «сла- бым» местом, расположенным на одном, определен- ном, крае пленки. Мы подробно остановились на разборе этих четы- рех вариантов, поскольку они, вместе с результатами визуализации критического и резистивного состояния широких пленок с помощью НТЛСМ, позволили раз- работать простую, общедоступную, методику анализа критического тока пленки. Эта методика более не требует применения достаточно сложной пространст- венно-разрешающей техники НТЛСМ и позволяет по семейству ВАХ в слабом магнитном поле Н получить информацию о состоянии каждого из двух краевых барьеров в исследуемых образцах и определяемых ими критических токах, а также установить величину остаточного поля в криостате. Такая информация по- может избежать ошибочной трактовки эксперимен- тальных данных по измерению критического тока широких пленок. Высота краевого барьера влияет не только на вели- чину критического тока, но и на последующее рези- стивное состояние, вплоть до точки срыва, смещая по току резистивные участки ВАХ. На рис. 6 приведены ВАХ пленки с искусственно заданным асимметричным барьером (на одном из кра- ев была сделана небольшая засечка), снятые при раз- личных взаимных ориентациях внешнего магнитного поля и транспортного тока. Так же, как и зависимости ( )cI H в этом случае, ВАХ группируются попарно (сравни с рис. 5(б)). Как было показано выше, критиче- ское состояние возникает на «слабом» краю, на кото- ром складываются поле тока и внешнее поле. Видно, что, благодаря разным критическим токам, ВАХ сме- щаются по току. Соответственно, численно изменяется значение тока, при котором наблюдаются точки срыва в состояние с ЛПФ. Таким образом, ток срыва опреде- ляется вихревым механизмом [24], а не достижением тока распаривания, равномерно распределенного по сечению [22]. При понижении температуры видимый резистив- ный участок на ВАХ, соответствующий течению вих- рей, исчезает, переход в состояние с ЛПФ становится срывным (рис. 7). Однако срывной характер ВАХ не означает то, что критический ток перестает быть свя- занным с проникновением вихрей в пленку. Два раз- личных значения критического тока пленки при раз- личных ориентациях транспортного тока и внешнего магнитного поля и попарное совпадение значений кри- тического тока cI для кривых I H+ + и I H− − , I H+ − и I H− + показывает, что разрушение сверхпроводимости происходит на одном из краев, а пространственную локализацию критического состояния можно изменить магнитным полем. Это означает, что и в этом случае вихревой механизм ответственен за возникновение критического тока и резистивности, с тем различием, что входящий в пленку вихрь сразу начинает двигаться со скоростью, превышающей скорость неустойчивости Ларкина–Овчинникова [24]. 3. Заключение Использование пространственно-разрешающего ме- тода низкотемпературной лазерной сканирующей мик- роскопии позволило визуализировать критическое и Рис. 6. (Онлайн в цвете) ВАХ широкой пленки с асиммет- ричными краевыми барьерами для различных направлений транспортного тока и магнитного поля с индукцией 0,05 мТл± . Рис. 7. (Онлайн в цвете) Срывные ВАХ широкой пленки с асимметричными краевыми барьерами для различных на- правлений транспортного тока и магнитного поля с индукци- ей 0,06 мТл± . Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2018, т. 44, № 3 305 А.Г. Сиваков, О.Г. Турутанов, А.Е. Колинько, А.С. Похила резистивное состояние в широких пленках олова и по- казать, что критическое состояние локализовано на краю пленки, причем критический ток определяется минимальным из краевых барьеров. Приложение внешнего магнитного поля, меняя высоту краевых барьеров, может менять локализацию критического состояния с одного края на другой. Если края отлича- ются по своим сверхпроводящим и геометрическим характеристикам, зависимости критического тока от приложенного магнитного поля для одного и другого края также могут отличаться. Также важно знать в ряде практических применений (например, сверхпроводя- щие пленочные однофотонные детекторы оптического излучения), каким именно краем определяется крити- ческий ток. Так как сверхпроводники типа NbN, MoSi, MoRe имеют очень малые длины когерентности, они являются «широкими» даже при ширине микрометр и десятые микрометра, и можно считать, что результаты, полученные на оловянных пленках, моделируют пове- дение пленочных полосок этих сверхпроводников, ис- пользуемых в однофотонных детекторах. Кроме того, из приведенных результатов следует, что при измере- нии критических токов в малых полях необходимо обращать внимание на направление транспортного тока и внешнего перпендикулярного магнитного поля, и иметь возможность их менять в эксперименте. На основе полученных карт НТЛСМ отклика и анализа ВАХ пленочных образцов олова в магнитном поле в работе предложен простой метод характериза- ции асимметрии краевого барьера и изучения каждого барьера в отдельности. Кроме того, этот метод позво- ляет определять остаточные («замороженные») маг- нитные поля в криостате. Предлагаемая методика не требует применения НТЛСМ и включает в себя за- пись четырех ВАХ, соответствующих комбинациям двух направлений транспортного тока и двух проти- воположных направлений перпендикулярного маг- нитного поля. Предложенный в работе подход позволяет менять пространственную локализацию зонной чувствитель- ности сверхпроводящих детекторов электромагнитного излучения и может быть полезен в изучении различ- ных механизмов, связанных с конкретным краем. _______ 1. C.M Natarajan, M.G Tanner, and R.H. Hadfield, Supercond. Sci. Technol. 25, 063001 (2012). 2. W.A. Little, Phys. Rev. 156, 396 (1967). 3. J.S. Langer and V. Ambegaokar, Phys. Rev. 164, 498 (1967). 4. D.E. McCumber and B.I. Halperin, Phys. Rev. B 1, 1054 (1970). 5. W.J. Scocpol, M.R. Beasley, and M. Tinkham, J. Low Temp. Phys. 16, 145 (1974). 6. Б.И. Ивлев, Н.Б. Копнин, УФН 142, 435 (1984) [Sov. Phys. Usp. 27, 206 (1984)]. 7. B.I. Ivlev and N.B. Kopnin, J. Low Temp. Phys. 44, 453 (1981). 8. R. Tidecks and G. von Minnigerode, Phys. Status Solidi A 52, 421 (1979). 9. J.M. Kosterlitz and D.J. Thouless, J. Phys. C 6, 1181 (1973). 10. В.Л. Березинский, ЖЭТФ 59, 907 (1970) [Sov. Phys. JETP 32, 493 (1971)]. 11. В.Л. Березинский, ЖЭТФ 61, 1144 (1971) [Sov. Phys. JETP 34, 610 (1972)]. 12. А.А. Абрикосов, ЖЭТФ 32, 1442 (1957) [Sov. Phys. JETP 5, 1174 (1957)]. 13. C.P. Bean and J.D. Livingston, Phys. Rev. Lett. 12, 14 (1964). 14. E.H. Brandt, Physica C 332, 99 (2000). 15. J.R. Clem and K.K. Berggren, Phys. Rev. B 84, 174510 (2011). 16. R.E. Glover and H.T. Coffey, Rev. Mod. Phys. 36, 299 (1964). 17. Ch. Qiu and T. Qian, Phys. Rev. B 77, 174517 (2008). 18. C. Qiu, T. Qian, and W. Ren, Phys. Rev. B 77, 104516 (2008). 19. A.G. Sivakov, A.P. Zhuravel, O.G. Turutanov, and I.M. Dmitrenko, Czech. J. Phys. 46, 877 (1996). 20. A.P. Zhuravel, A.G. Sivakov, O.G Turutanov, A.N. Omelyanchouk, S.M. Anlage, A.V. Lukashenko, A.V. Ustinov, and D. Abraimov, ФНТ 32, 775 (2006) [Low Temp. Phys. 32, 592 (2006)]. 21. R. Gross and D. Koelle, Rep. Prog. Phys. 57, 651 (1994). 22. Л.Г. Асламазов, С.В. Лемпицкий, ЖЭТФ 84, 2216 (1983) [Sov. Phys. JETP 57, 1291 (1983)]. 23. E.V. Bezuglyi, ФНТ 41, 773 (2015) [Low Temp. Phys. 41, 602 (2015)]. 24. А.И. Ларкин, Ю.И. Овчинников, ЖЭТФ 61, 1221 (1971) [Sov. Phys. JETP 34, 651 (1972)]. 25. В.Г. Волоцкая, И.М. Дмитренко, Л.Е. Мусиенко, А.Г. Сиваков, ФНТ 7, 383 (1981) [Sov. J. Low Temp. Phys. 7, 188 (1981)]. 26. Дж. Бремер, Сверхпроводящие устройства, Мир, Москва (1964) [J.W. Bremer, Superconducting Devices, McGraw-Hill, New York (1962)]. ___________________________ Spatial characterization of the edge barrier in wide superconducting thin films A.G. Sivakov, O.G. Turutanov, A,E. Kolinko, and A.S. Pokhila The paper discusses the issue of current-induced destruction of superconductivity in wide (whose width is much larger than the magnetic penetration depth) superconductive thin films in weak magnetic fields. We focus especially on the role of the edge potential barrier (Bean–Livingston barrier) and determination of the edge which is responsible for the critical state, at various mutual orientations of external normal mag- netic field and transport current. Critical and resistive states of the thin film edge are visualized with the spa- tially-resolved technique of low-temperature laser scanning microscopy (LTLSM) that reveals the near- 306 Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2018, т. 44, № 3 https://doi.org/10.1088/0953-2048/25/6/063001 https://doi.org/10.1088/0953-2048/25/6/063001 https://doi.org/10.1103/PhysRev.156.396 https://doi.org/10.1103/PhysRev.164.498 https://doi.org/10.1103/PhysRevB.1.1054 https://doi.org/10.1007/BF00655865 https://doi.org/10.1007/BF00655865 https://doi.org/10.1007/BF00117838 https://doi.org/10.1103/PhysRevLett.12.14 https://doi.org/10.1016/S0921-4534(99)00651-6 https://doi.org/10.1103/PhysRevB.84.174510 https://doi.org/10.1103/RevModPhys.36.299 https://doi.org/10.1103/PhysRevB.77.174517 https://doi.org/10.1103/PhysRevB.77.104516 https://doi.org/10.1007/BF02583746 https://doi.org/10.1063/1.2215376 https://doi.org/10.1088/0034-4885/57/7/001 https://doi.org/10.1063/1.4928918 Пространственная характеризация краевого барьера в широких сверхпроводящих пленках edge regions determining the critical current. A simple method based on these observations is elaborated to explore critical state at each edge of the thin film sepa- rately, and to estimate residual magnetic field in the cryostat. The proposed method requires no complicat- ed LTLSM technique but only recording voltage- current characteristics in weak magnetic field. The in- formation being obtained in such a way is important particularly to treat experiments with superconductive thin-film single-photon detectors of optical irradiation. PACS: 74.25.Sv Critical currents; 74.78.–w Superconducting films and low- dimensional structures; 07.79.–v Scanning probe microscopes and components; 68.37.–d Microscopy of surfaces, interfaces, and thin films. Keywords: Bean–Livingston barrier, edge barrier, wide superconducting thin films, critical current, low- temperature laser scanning microscopy. Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2018, т. 44, № 3 307 1. Введение 2. Экспериментальная методика, результаты и обсуждение 3. Заключение
id	nasplib_isofts_kiev_ua-123456789-175976
institution	Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine
issn	0132-6414
language	Russian
last_indexed	2025-12-07T16:55:14Z
publishDate	2018
publisher	Фізико-технічний інститут низьких температур ім. Б.І. Вєркіна НАН України
record_format	dspace
spelling	Сиваков, А.Г. Турутанов, О.Г. Колинько, А.Е. Похила, А.С. 2021-02-03T08:37:38Z 2021-02-03T08:37:38Z 2018 Пространственная характеризация краевого барьера в широких сверхпроводящих пленках / А.Г. Сиваков, О.Г. Турутанов, А.Е. Колинько, А.С. Похила // Физика низких температур. — 2018. — Т. 44, № 3. — С. 298-307. — Бібліогр.: 26 назв. — рос. 0132-6414 PACS: 74.25.Sv, 74.78.–w, 07.79.–v, 68.37.–d https://nasplib.isofts.kiev.ua/handle/123456789/175976 Рассмотрен вопрос разрушения сверхпроводимости током в широких (с шириной, значительно большей глубины проникновения магнитного поля) сверхпроводящих тонких пленках в слабых магнитных полях. Особое внимание уделено роли краевого потенциального барьера (барьера Бина–Ливингстона) в формировании критического состояния и выявлению края, ответственного за это критическое состояние, при различных взаимных ориентациях внешнего перпендикулярного магнитного поля и транспортного тока. Визуализированы критическое и резистивное состояния пленки с помощью пространственно-разрешающего метода низкотемпературной лазерной сканирующей микроскопии (НТЛСМ), что позволило выявить области на краях пленки, определяющие критический ток. На основании этих наблюдений выработана простая методика исследования критического состояния пленки на каждом краю раздельно, а также оценки остаточных магнитных полей в криостате. Предлагаемая методика не требует применения сложной техники НТЛСМ, а лишь записи вольт-амперных характеристик пленки в слабом магнитном поле. Получаемая таким образом информация важна, в частности, для интерпретации экспериментов со сверхпроводящими пленочными однофотонными детекторами оптического излучения. Розглянуто питання руйнування надпровідності струмом в широких (з шириною, що значно перевищує глибину проникнення магнітного поля) надпровідних тонких плівках в слабких магнітних полях. Особливу увагу приділено ролі краєвого потенційного бар’єра (бар’єра Біна–Лівінгстона) у формуванні критичного стану та виявленню краю, який відповідальний за цей критичний стан, при різних взаємних орієнтаціях зовнішнього перпендикулярного магнітного поля і транспортного струму. Візуалізовано критичний та резистивний стани плівки за допомогою просторово-роздільного методу низькотемпературної лазерної скануючої мікроскопії (НТЛСМ), що дозволило виявити області на краях плівки, які визначають критичний струм. На підставі цих спостережень вироблено просту методику дослідження критичного стану плівки на кожному краю окремо, а також оцінки залишкових магнітних полів в кріостаті. Пропонована методика не вимагає застосування складної техніки НТЛСМ, а лише запису вольт-амперних характеристик плівки в слабкому магнітному полі. Отримувана таким чином інформація важлива, зокрема, для інтерпретації експериментів з надпровідними плівковими однофотонними детекторами оптичного випромінювання. The paper discusses the issue of current-induced destruction of superconductivity in wide (whose width is much larger than the magnetic penetration depth) superconductive thin films in weak magnetic fields. We focus especially on the role of the edge potential barrier (Bean–Livingston barrier) and determination of the edge which is responsible for the critical state, at various mutual orientations of external normal magnetic field and transport current. Critical and resistive states of the thin film edge are visualized with the spatially-resolved technique of low-temperature laser scanning microscopy (LTLSM) that reveals the near edge regions determining the critical current. A simple method based on these observations is elaborated to explore critical state at each edge of the thin film separately, and to estimate residual magnetic field in the cryostat. The proposed method requires no complicated LTLSM technique but only recording voltagecurrent characteristics in weak magnetic field. The information being obtained in such a way is important particularly to treat experiments with superconductive thin-film single-photon detectors of optical irradiation ru Фізико-технічний інститут низьких температур ім. Б.І. Вєркіна НАН України Физика низких температур Сверхпроводимость и низкотемпературная микроэлектроника Пространственная характеризация краевого барьера в широких сверхпроводящих пленках Spatial characterization of the edge barrier in wide superconducting thin films Article published earlier
spellingShingle	Пространственная характеризация краевого барьера в широких сверхпроводящих пленках Сиваков, А.Г. Турутанов, О.Г. Колинько, А.Е. Похила, А.С. Сверхпроводимость и низкотемпературная микроэлектроника
title	Пространственная характеризация краевого барьера в широких сверхпроводящих пленках
title_alt	Spatial characterization of the edge barrier in wide superconducting thin films
title_full	Пространственная характеризация краевого барьера в широких сверхпроводящих пленках
title_fullStr	Пространственная характеризация краевого барьера в широких сверхпроводящих пленках
title_full_unstemmed	Пространственная характеризация краевого барьера в широких сверхпроводящих пленках
title_short	Пространственная характеризация краевого барьера в широких сверхпроводящих пленках
title_sort	пространственная характеризация краевого барьера в широких сверхпроводящих пленках
topic	Сверхпроводимость и низкотемпературная микроэлектроника
topic_facet	Сверхпроводимость и низкотемпературная микроэлектроника
url	https://nasplib.isofts.kiev.ua/handle/123456789/175976
work_keys_str_mv	AT sivakovag prostranstvennaâharakterizaciâkraevogobarʹeravširokihsverhprovodâŝihplenkah AT turutanovog prostranstvennaâharakterizaciâkraevogobarʹeravširokihsverhprovodâŝihplenkah AT kolinʹkoae prostranstvennaâharakterizaciâkraevogobarʹeravširokihsverhprovodâŝihplenkah AT pohilaas prostranstvennaâharakterizaciâkraevogobarʹeravširokihsverhprovodâŝihplenkah AT sivakovag spatialcharacterizationoftheedgebarrierinwidesuperconductingthinfilms AT turutanovog spatialcharacterizationoftheedgebarrierinwidesuperconductingthinfilms AT kolinʹkoae spatialcharacterizationoftheedgebarrierinwidesuperconductingthinfilms AT pohilaas spatialcharacterizationoftheedgebarrierinwidesuperconductingthinfilms

Пространственная характеризация краевого барьера в широких сверхпроводящих пленках

Institution

Similar Items