Mágneses mező által indukált disszipációmentes állapot szupravezető nanoszerkezetekben

Tárgyak

Absztrakt

A mágneses mezőben lévő szupravezető véges elektromos ellenállást nyer, amelyet örvénymozgás okoz. Az örvények mozgásképtelenné tétele és a magas tereken a zéró ellenállás helyreállítása érdekében intenzív tanulmányokat végeztek az örvényről, amely a szupravezető kutatás egyik fő irányvonalát rögzítette. A több évtizedes erőfeszítések azt a felismerést eredményezték, hogy még az ígéretes nanostruktúrák is, amelyek örvény-illesztést alkalmaznak, nem képesek ellenállni a nagy örvénysűrűségnek nagy mágneses mezőknél. Itt egy örvény-rögzítés óriási újbóli behatolásáról számolunk be, amelyet növekvő mágneses tér indukál egy W-alapú nanohuzalban és egy TiN-perforált filmben, amelyet örvényekkel sűrűn laknak. A zérus ellenállás kiterjesztett tartományát találjuk örvénymozgással, amelyet önindukált kollektív csapdák állítanak le. Ez utóbbiak a felületi szupravezetés által szűk összehúzódásokba szorított örvények rendparaméter-elnyomásának eredményeként jelennek meg. Megállapításaink azt mutatják, hogy a geometriai korlátozások radikálisan megváltoztathatják a szupravezetők mágneses tulajdonságait, és megfordíthatják a mágneses tér káros hatásait.

Bevezetés

Itt beszámolunk a szupravezetés óriási újbóli bekapcsolódásáról, vagyis a disszipációmentes állapot helyreállításáról a merőleges mágneses mező növelésével egy vékony huzalban és egy vékony szupravezető filmben, amelyet kis lyukak tömbjébe mintázunk. Megfigyeljük az ellenállás elnyomását legalább négy nagyságrenddel a mágneses mezők széles tartományában. A kísérleteket magas mágneses téren és hőmérsékleten hajtják végre, ahol a huzal és a film is sűrűn be van töltve örvényekkel, és ahol a hagyományos rögzítő mechanizmusok várhatóan hatástalanok. Bebizonyítjuk, hogy ez a visszahúzódó disszipációmentes állapot annak eredményeként alakul ki, hogy az örvények felszíni szupravezetéssel keskeny csíkká (vezetékben) vagy kis sejtekké (filmben) szűkülnek. A sűrűn csomagolt örvények együttesen elnyomják a közeli sorrend paraméterét, ezáltal mély potenciális kutakat hoznak létre maguk számára, és önállóan megállítják saját mozgásukat.

Eredmények

Huzal és perforált film ellenállása

A vizsgált nanostruktúrákat az 1. ábra mutatja. Az egyik W alapú nanoszál szélességű w= 50 nm fókuszált ionnyaláb-segítéses leválasztással, a másik pedig egy 5 nm-es vékony rendezetlen TiN-fólia, átmérőjű lyukak tömbjébe mintázva

120 nm és periódus a= 200 nm. Mindkét rendszer szélsőséges típusú, II-es típusú szupravezető a piszkos határban (ℓ 12, és így a meg nem kötött örvények és antivortexek szabadon mozognak az alkalmazott áram alatt, ami véges ellenálláshoz vezet., R(B) a film 0,4 T körüli süllyedést eredményez, amely a legalacsonyabb hőmérsékleten is nagyon hangsúlyossá válik. Nál nél T= 0,10 K, az ellenállás kb. 0,7 T mezőtartományban (0,9/1,35 T intervallumban és T= 0,1 K, a zajszint R= 2 mΩ és nagy terű ellenállás R(B= 5 T) = 200 kΩ, ami hét nagyságrend fölötti csökkenést jelent). Az ellenállás csökkenése nagyjából exponenciális a hőmérséklet függvényében mindkét rendszerben Rexp [T0 (B) /T]. A megfelelő aktiválási energia T0 (B) a 2. ábra alsó paneljein látható, és a mágneses tér növekedésével háromszorosára növekszik.

Elméleti modell: fázisdiagram

Elméleti modell: az ellenállás kiszámítása

Ha kéznél van a fázisdiagram, felkészültünk az ellenállás mágneses terétől való függőségének magyarázatára R(B). Nál nél B BV az eloszlást ezen örvények menekülése szabályozza a szalagból az élszupravezetés által létrehozott korlátokon keresztül. Nál nél B≈BV, az újonnan létrehozott élkorlátok közel nulla. Ahogy ők is eltűnnek B=Bc3, ahol a szupravezetés teljes mértékben elnyomott, ezeknek az akadályoknak el kell érniük maximális értéküket valamelyik téren BV és Bc3, amely az N alakját eredményezi R(B) maximális értéke BV. A R(B), megjegyezzük, hogy az él szupravezető hüvelyként B>BV szélessége

A kísérletileg mért aktivációs energiát a R(B) a szupravezető vezetékhez (fekete szimbólumok) és a perforált vékony filmhez (piros szimbólumok), egységekben E0 (2. ábra) a mágneses tér függvényében, normalizálva a mágneses tér középpontjáig, ahol az ellenállás csökken (a 2. ábra függőleges szaggatott vonalai között). A hibasávok a szövegben leírt illeszkedés standard eltéréseit mutatják a 2. ábrához képest. A betét felső panelje azt a majdnem háromrétegű állapotot mutatja, amely egy huzalban visszanyeri a szupravezetést. A belső (fekete) csík szinte fémes állapotú, a zöld rétegek pedig az éllel fokozott szupravezetést mutatják. Az alsó betétpanel a megfelelő szupravezető állapotot mutatja egy perforált filmben. A lyukakat körülvevő szupravezető annulusok szupravezetést indukálnak az interhole szűkületekben, és lánc-mailszerű konfigurációt eredményeznek.

Annak megállapítására, hogy a reentráns szupravezetés mechanizmusa egyedülálló, a 4. ábrán ábrázoljuk a mért aktivációs akadályokat a R(B) mind a nanohuzal, mind a film esetében, a saját magenergiájukra normalizálva EC (tükrözi az egyes anyagok sajátos tulajdonságait), a normalizált mágneses mező függvényében B/Bmin. A nanohuzalra EC /kB = 101,3 K at T= 3,2 K, és EC /kB = 7,18 K a filmnél T= 0,12 K. Mindkét görbe egymásra omlik, igazolva a F(B) funkciója, és ezáltal a disszipációmentes állapot újbóli bejutásának mechanizmusa egy szalagban és egy mintás filmben.

Vita

Mód

A huzal gyártása és jellemzése

Az amorf W alapú szupravezető nanohuzalokat fókuszált ionnyaláb-indukált lerakódási (FIBID) technikával növesztettük kettős nyalábú, Nova 200 Nanolab (FEI Company) berendezésben. A FIBID a nanostruktúrák helyi növekedéséből áll egy olyan hordozón, ahol a megfelelő prekurzor gázmolekulákat a fókuszált ionnyaláb (FIB) 25 adszorbeálja és disszociálja. A technika tekinthető a FIB által kiváltott helyi kémiai gőzleválasztási módszernek. A FIBID alkalmazásával kapott tipikus oldalméret és vastagság néhány nanométertől több mikrométerig terjedhet, és az alábbiakban ismertetett megfelelő körülmények között a szupravezető nanoszerkezetek kaphatók. Mivel a FIBID közvetlen írási technika, nem jár együtt olyan komplex eljárások sorozattal, amelyek más szupravezető nanoszerkezetek előállításához szükségesek, például elektrokémiai lerakódás vagy szén nanocsöves sablonok, amelyeket a múltban kis szupravezető huzalok létrehozására használtak 26 .

A nanohuzalon végzett mérések elvégzésének felépítését az 1. ábra mutatja. A Pt-C vezetéket a FIBID növesztette a nanohuzal négy kis útjának tetején (prekurzor gázként (CH3) 3Pt (CpCH3) ), összekapcsolva a nanohuzalt Ti párnákkal, ahol alumínium huzalok kapcsolódhatnak. A Ti párnákat optikai litográfiai felemelési módszerrel és 150 nm vastagságú e-sugár párologtatással készítettük. A kapcsolatfelvételi módszer további részletei a 28,29-es hivatkozásokban találhatók.

A mágneses szállítási méréseket egy kereskedelmi forgalomban levő Fizikai tulajdonságok mérési rendszerrel (PPMS a Quantum Design-től) végeztük, 300 K és 2 K közötti hőmérséklet-tartományban. A mágneses teret merőlegesen adtuk az aljzatra, és váltakozó áram mérési módot használtunk. A W-alapú FIBID nanostruktúrák atomszázalékos összetétele a következő. A W százalék: 40 ± 7%; C százalék: 43 ± 4%, Ga százalék: 10 ± 3%, O százalék: 7 ± 2%. A kompozíció a 30 teljes vastagságon keresztül ugyanaz marad .

A W-alapú, azonos összetételű és azonos növekedési módszerű FIBID vékony filmek szupravezető tulajdonságait korábban a 30, 31-es hivatkozásokban tanulmányozták. Megtalálták a klasszikus örvényrácsos viselkedést Bc2 (T) a mező átlagos átlagos viselkedését követve 30. A Ginzburg – Landau paramétereket 2,75 μΩm normál ellenállásból és a felső kritikus mező deriváltjából számoltuk. Tc, nevezetesen (dBc2/dT) (T=Tc) = 2 T K −1, aminek eredményeként ξ(0) = 6 nm, λ(0) = 640 nm, és a GL paraméter κ=λ(0)/1,63ξ(0) = 65. A termodinamikai kritikus mező az Bc = 40 mT, a felső kritikus mágneses mező Bc2 = 6,5 T és a szupravezető rés Δ0 = 0,66 meV. A filmekben tiszta Abrikosov hatszögletű örvényrácsot figyeltünk meg pásztázó alagútmikroszkóppal és spektroszkópiával (STM/S) 30,31. Az adatokból levont anyagi paraméterek a következők: a diffúziós együttható D= 0,51 cm s -1, R□ = 59,3 Ω, és a normál gerjesztési állapotok sűrűsége v=σ/ (e 2 D) ≡1/(e 2 DR□d) = 4,3 × 10 47 J −1 m −3 .

A perforált film gyártása és jellemzése.

5 nm vastagságú sima, folytonos és egyenletes TiN-fóliát szintetizáltunk atomréteggel SiO2/Si szubsztráton a lerakódási hőmérsékleten Td = 350 ° C. A nagy felbontású transzmissziós elektronmikroszkópiát JEOL-4000EX (Japán) mikroszkóppal végeztük 400 keV feszültségen. Az elektrontranszmissziós mikrográfiák és a diffrakciós minták feltárták a polikristályos szerkezetet a sűrűn csomagolt kristályokkal (S2. Kiegészítő ábra) (az átlagos szemcseméret körülbelül 5 nm). A film keresztmetszeti mikrográfiája (S2c. Kiegészítő ábra) mutatja a SiO2 szubsztrát és a TiN film atomikusan sima interfészét és a TiN film atomosan sima felületét.

A szállítási mérések elvégzéséhez a filmet először a hagyományos UV-litográfiával és plazma maratással mintázták az 50 μm széles hidakra és a feszültségmérők közötti 100 μm távolságra (1b. Ábra). Ezután az elektron-litográfia és az azt követő plazma-maratás felhasználásával átmérőjű lyukak négyzetrácsa található

A hőmérséklet T és a mágneses mező B Az ellenállás függőségeit a szokásos négy szondás alacsony frekvenciájú váltakozó áramú technikák alkalmazásával mértük 1 Hz frekvencián 0,3 nA váltóárammal. Tehát az áram elég kicsi volt ahhoz, hogy biztosítsa a lineáris válaszrendszert, amit az áram-feszültség közvetlen mérésével igazoltunk (én-V) jellemzői (Supplementay S1b ábra). A mágneses teret merőlegesen adtuk a film felületére. Mintánk transzport- és szupravezető tulajdonságai közel állnak a korábbi 12,35 vizsgálatokban használtakhoz. A minta paraméterei a következők: a diffúziós állandó D= 0,32 cm 2 s −1, a szupravezető koherenciahossz ξ(0) = 9,3 nm, az átmeneti hőmérséklet, Tc = 1,115 K, λ(0) = 2,4 μm, κ= 158 és a szupravezető rés Δ = 0,22 meV. Ezenkívül a TiN film szobahőmérsékleti ellenállását négyzetenként R□ = (e 2 Dνd) −1 = 2,94 kΩ, az állapotok sűrűségét becsüljük v= 8,3 × 10 46 J −1 m −3 .

Az S1 kiegészítő ábrán a TiN-alapú perforált film transzportméréseinek adatai láthatók. Az S1a kiegészítő ábra a tartományban megfigyelt magnetorezisztencia oszcillációit mutatja B 35, meghatároztuk a kritikus áramot az egész hálózaton keresztül énc = 0,17 μA, a kritikus áramot eredményezve énc = 0,68 nA/egy szűkület. A kritikus áram meghatározása után becsüljük meg a Pearl behatolási mélységét λ ⊥ =ħ/ (2eμ0énc) = 38 cm, és a Josephson tengelykapcsoló Ej = (ħ énc/2e). Hoz Ej /kB0,016 K, és ennek megfelelően, TBKT =πEJ/(2kB) 0,025 K.

További információ

Hogyan idézhetem ezt a cikket: Córdoba, R. et al. Mágneses mező által indukált disszipációmentes állapot szupravezető nanoszerkezetekben. Nat. Commun. 4: 1437 doi: 10.1038/ncomms2437 (2013).