автореферат диссертации по электронике, 05.27.01, диссертация на тему:Процессы формирования наноструктур и микрозоновые исследования динамики Абрикосовских вихрей в сверхпроводниках II-рода

На правэх рукописи

Д;,ч>о<:ос C?pr?ií Валентинозг-л

'QUFCCbi «ГОРАЯНГ»ОВАН11Я НАНОСТП'КТУР h шкрозондовые 'Х^лецоьа! ¡ИГ;

А?ДОКЭСйси:ГиХ ЕЧХГЕИ ti ^^ХПгОВОЦИ^КЛа ¿N^Q^Â

r - -i"«., - - . rt-

1 елчная глэк'-у-энмк:

М'.КйЯОЛ «kTLOHHKZ У- к&:-!СОГ.1-,ГТ&ОгМХп

Аутлрэферэг миссеиг* •*:-•; sí; еоиск?му»е ученой степей? кандидг • а фу«зико-Г,:атегди/¡-.веских нзук

l!^¡jHoronoBKí< 199»?

Работа выполнена в Институте проблем технологии микроэлектроники и особочистых материалов РАН

Научный руководитель: доктор физико-математических наук В.Т. Петрашов

Официальные оппоненты: доктор физико-математических наук, профессор Б.Н. Васичев кандидат физико-математических наук В.В. Рязанов

Ведущая организацил. Физико-технологический институт РАН

Защита состоится г. в /<?-ь~чна заседании

диссертационного совета K.003.&G.01 при Институте проблгм технологии микроэлектроники и особочистых материалов РАН по адресу: 142432, Московская обл., п.Черноголова, ИПТМ РАН.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке Института проблем технологии микроэлектроники и особочистых материалов РАН.

Автореферат разослан 2 ^ $ 1996 г.

Ученый секретарь

диссертационного совета К.003.90.01, /" кандидат химических наук ■■¿''¿///¿¡■^ Личкова Н Б-

© Институт проблем технологии микроэлектроники и особочистых материалов РАН

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ.

Актуальность темы.

Во многом благодаря успехам в развитии технологии микроэлектроники, в последнее время возникает возможность создания и изучения систем, геометрические размеры которых становятся соизмеримыми с пространственными характеристиками электронов проводимости при гелиевых температурах, такими как, например, длина сбоя фазы электронов (? , где Б - коэффициент

диффузии электронов; тф"'- сумма частот процессов, сбивающих фазу электрона). Такие системы получили название мезоскопичес-ких, а область науки - мезоскопика. В мезоскопических системах проявляются волновые свойства электронов, а в электройную кинетику существенный вклад начинает вносить квантовая интерференция, весьма чувствительная к внешним электромагнитным полям. Исследования подобных систем, помимо самостоятельного научного, имеют и чисто практический интерес, поскольку являются основой создания электронных приборов нового поколения! "Малые размеры мезоскопических проводников позволяют ставить задачу создания датчиков с пространственным разрешением в наномет-ровом диапазоне. С другой стороны, одной из актуальных задач является исследование динамики отдельных квантов магнитного потока в смешанном состоянии сверхпроводников П-рода. Существующие в настоящее время методы (например, декорирование ферромагнитными частицами) позволяют визуализировать вихревую структуру, наблюдать движение "связок" вихрей, проводить оценки силы их взаимодействия с центрами пиннинга и многое другое. Однако, пока мало информации имеется о движении магнитного потока на уровне перемещения отдельных вихрей, особенно на начальном этапе проникновения магнитного поля, что позволило бы более детально представить картину движения магнитного потока в сверхпроводниках П-рода.

Цель работы:

Создать детектор единичных квантов магнитного потока и исследовать с его помощью динамику вихревой структуры в сверхпроводниках Н-рода.

Предстояло' решить следующий круг задач:'

1. Развить технологию создания мезоскопических образцов, в том числе на основе гетероструктур СаА^ЮаАз, включающую в себя:

- нанометровую электронно-лучевую литографию;

- исследование влияния плазменного травления на проводящие свойства мезоструктур из СаА$.

2. Исследовать транспортные свойства нормальных электронов проводимости в поле Абрикосовских вихрей, в том числе и на мезоскопических образцах.

3. Исследовать механизм проникновения магнитного поля в пленки сверхпроводника П-рода.

Научная новизна проделанной работы состоит в следующем:

- изучены механизмы дефектообразования при ионно-плазменной обработке СаЛя, определена природа электрически активных центров, которые идентифицированы с первичными радиационными дефектами, в частности с вакансиями ба; впервые определены константы диффузии для ряда электрически активных центров; ■

-показано, что при неоднородном распределении внешнего магнитного поля в магнетосопротивлении полупроводниковых структур с двумерным электронным газом (2ВЕС) наблюдается дополнительная составляющая, но лишь в том случае, когда длина свободного пробега электронов становится много больше размеров неоднородностей (условие нелокальности); в то же время на кривой Холловского сопротивления не обнаружено никаких особенностей, связанных с неоднородностью поля, и она имеет линейною зависимость от величины усредненного магнитного' поля В, как и при однородном распределении;

-впервые показано, что в сверхпроводниках П-рода процессы коллективного крипа магнитного потока являются определяющими и на начальном этапе проникновения магнитного поля.

Практическая значимость:

-разработана оригинальная методика независимого экспрессного определения параметров функции близости в электронной литографии, причем впервые точность проводимых измерений достигла ± 5%. Это дает возможность создавать структуры с контролируемыми размерами вплоть до ~ 0.1 мкм на массивной подложке из любого материала;

- разработан новый способ определения топографических особенностей объектов на поверхности, имеющих микронные и субмикронные размеры с помощью растрового электронного микроскопа;

-разработана новая технология изготовления образцов для просвечивающей микроскопии, представляющих собой вертикальные разрезы единичных объектов на поверхности.

Апробация работы:

Материалы диссертации докладывались на научных семанарах ИФТТ РАН, Чалмерского университета (г.Гетеборг, Швеция), университета г.Бат (Англия), а также в ИПТМ РАН.

Объем и структура диссертации:

Диссертация состоит из введения, 4 глав, выводов и списка цитируемой литературы и содержит /35" страниц, включая ¿4 3 рисунков и О 9 литературных ссылок.

Основные результаты проведенных исследований опубликованы в 7 научных статьях и 4 тезисах конференций.

ОСНОВНОЕ СОДЕРЖАНИЕ ДИССЕРТАЦИИ.

В первой главе дан краткий анализ квантовых интерференционных явлений, наблюдаемых на образцах с нормальной двумерной проводимостью. Эффект слабой локализации связан с существованием замкнутых траекторий, при распространении вдоль которых электронная волна сохраняет свою фазу. Включение внешнего магнитного поля приводит к появлению дополнительного фазового сдвига, связанного с магнитным потоком пронизывающим площадь, ограниченную такой траекторией. Поправка к проводимости за счет разрушения

слабой локализации в таких системах составляет доли процента. Однако, в работе [5] было предсказано, а затем экспериментально продемонстрировано, что в случае неоднородного распределения магнитного поля и выполнения условия нелокальностй, когда длина неупругово рассеяния Ьф много больше размеров области неоднородности, величина слаболокализационного магнетосопротивления может достигать нескольких процентов.

Во второй главе рассмотрен ряд вопросов, связанных с формированием рисунка в слое резиста. Использование электроннолучевой литографии при создании структур субмикронных размеров сталкивается с необходимостью проведения коррекции эффекта близости, который состоит в учете обратно рассеянных электронов при экспонировании близко расположенных деталей рисунка.

Известно, что свойства резиста определяются поглощенной дозой энергии, т.е. той частью энергии электронного пучка, которая расходуется на преобразование молекул резиста. Обычно предполагается, что поглощенная доза распределена равномерно по толщине слоя резиста, а в плоскости образца описывается выражением [1]:

D(x,y) = }.\l(x - х1 ,у - у1) * Т(х' ,y')dx dy' ,

ху

где D(x, у) - доза поглощенной энергии; 1\х', У) - доза облучения;

1{х-х\ у - У) - функция близости (ФБ), характеризующая распределение плотности поглощенной энергии в плоскости образца относительно центра пучка с координатами (х,у).

Знание функции близости является важным условием для точного переноса рисунка в слой резиста. Одна из задач коррекции эффекта близости состоит в определении параметров ФБ. Достаточно точной моделью является описание ФБ суммой двух гаусси-анов [1]. Один из них описывает уширение первичного пучка после прохождения слоя резиста, а второй связан с рассеянием электронов в подложке:

'(р) =

1

я (1 + Л)

1

а

-ехр

а

Л

-ехр

-Р

Р2

где а и (3 - параметры, характеризующие, соответственно, размеры электронного луча и область рассеяния электронов в материале

4

л

/

подложки; г| - относительный вклад в поглощенную дозу обратно рассеянных электронов.

Существующие методы нахождения параметров ФБ нельзя считать удовлетворительными, поскольку приводимые в литературе значения а, р и г|, полученные из экспериментов и теоретических расчетов различаются порой в несколько раз.

В настоящей диссертационной работе демонстрируются специальные тесты определения параметров ФБ, которые впервые позволили говорить о высокой точности проводимых измерений. К особым достоинствам следует отнести их экспрессность и отсутствие необходимости в дополнительных математических расчетах. Тест для определения размеров электронного пучка после рассеяния его в слое резиста (а-тест) построен по следующему принципу. Для выбранной величины параметра а создается ряд полосок различной ширины от 0.5а до За, которые располагаются на достаточно большом расстоянии друг от друга, так чтобы влиянием ближайших соседей за счет обратного отражения электронов в подложке, т.е. эффекта близости, можно было пренебречь. Затем вычисляется доза экспонирования для каждого элемента строки, используя модель [1] и учитывая соотношение ширины полосы и размера электронного пучка - а, заложенного в модель. Далее строка повторяется по вертикали. Вверх - с уменьшением, а вниз -с увеличением дозы облучения с коэффициентом ~ 0.95 (см. рис.1а). При облучении электронами такого рисунка нижние строчки будут переэкспонированы, а верхние прорисованы с недобором дозы. Процедура повторяется для целого ряда различных значений а,.. Критерием определения реальной величины параметра а^ является вид огибающей, проходящей по вершинам столбцов различной ширины, проявившимися до подложки. Для большей наглядности используется напыление материала с хорошей адгезией и взрывная литография (Ий-ой) (на рисунке 1б-г приведены фотографии а-теста). Неточности в определении чувствительности резиста приводят к параллельному сдвигу огибающей, не изменяя ее формы. Размеры элементов тестовой структуры, полученные в результате проявления, нигде не используются, поэтому ни свойства резиста, ни процесс проявления не влияют на результаты тестирования. Результаты тестирования оцениваются с помощью оптического микроскопа.

Рис. 1. Тестовая структура для определения размеров

электронного пучка после рассеяния в слое резиста.

При совпадении реального размера электронного пучка с величиной параметра а/, взятым для расчета, колонки тестовой структуры имеют одинаковую высоту.

(3-тест позволяет оценить размеры области рассеяния первичных электронов в подложке. Принцип создания тестовой структуры следующий. Узкая полоска-щуп помещается между двумя большими площадками. Расчетная поглощенная доза щупа состоит из двух частей: 50% от облучения первичным пучком и 50% -благодаря обратному рассеянию электронов в подложке при экспонировании прилегающих площадок, расстояние до которых изменяется в пределах ~ 0.1—0.9р. Дальнейшее построение аналогично а-тесту.

10 20 30 40

Е (кВ)

Рис. 2. Зависимость параметра р функции близости от величины ускоряющего напряжения для некоторых материалов.

г)-тест является наименее устойчивым к изменению остальных параметров Ф.Б. (а и Р), его рекомендуется проводить в последнюю очередь.

Уширение электронного пучка при прохождении чувствительного слоя зависит от толщины самого слоя и ускоряющего напряжения. На примере позитивного резиста ПММА показано, что, измеряя эффективные размеры электронного пучка с помощью а-теста на пленках резиста различной толщины, действительно удается наблюдать уширение пучка и можно найди характерную транспортную длину пробега электронов в материале резиста.

Найденные значения (3(Е) и г) являются фундаментальными характеристиками взаимодействия быстрых'электронов с веществом подложки. Кривые Р(Е) хорошо аппроксимируются степенной зависимостью и при необходимости легко могут быть расширены на близлежащий диапазон энергий (рис.2).

Третья глава диссертации посвящена вопросам переноса рисунка в активный слой СаАз. Был проведен сравнительный анализ транспортных свойств мезоскопических образцов, отличие которых состояло в использовании химического (жидкостного) или плазмо-химическо'го травления на завершающем этапе формирования рельефа в и+-слое ОаАя. Измерения показали, что при близких значениях электрического сопротивления поведение магнето-сопротивления полученных образцов существенно отличается. Во-первых, после плазмо-химического травления практически отсутствовало отрицательное магнетосопротивление (ОМС) в слабом магнитном поле, связанное с эффектом слабой локализации. Во-вторых, амплитуда осцилляций магнетосопротивления, обусловленных интерференцией электронов проводимости, падает на один-два порядка и затем восстанавливается в сильных полях. Такое поведение можно объяснить появлением в объеме полупроводника спиновых рассеивателей, которые проникают через боковые грани структуры при плазмо-химическом травлении. Диффузия таких примесей может быть облегчена наличием дефектов кристаллической решетки, поэтому следующая серия экспериментов была посвящена изучению собственных точечных дефектов в СаАй, образующихся при его плазменной обработке. Для диагностики была выбрана емкостная релаксационная спектроскопия глубоких уровней (БЬТБ), которая является неразрушающим методом, позволяющим контролировать распределение электрически активных дефектов в образце на глубину до нескольких микрон. В экспериментах были использованы пластины эпитаксиального БаАз с концентрацией собственных дефектов ниже порога чувствительности БЬТБ методики, составлявшей в нашем случае ~ 10|0см-3. Бомбардировка поверхности ионами Аг+ с энергией ~ 0.5-2 КэВ при плазменной обработке приводит к появлению четырех пиков на БЬТБ спектре (рис.3). Оказалось, что энергетическое положение уровней в запрещенной зоне и термическая стойкость образовавшихся дефектов совпадают с соответствующими характеристиками дефектов, вводимых облучением высокоэнергетичными электронами (~ 2.5 МэВ). Ранее было показано, что такие дефекты являются первичными, т.е. вакансиями и междоузлиями (пары Френкеля) [2,3].

с;

а х

I—

X

о СО

700 200 300 Ш 500 600 Температура, К

Рис. 3. Z)L75 спектр СаЛ$.

а) после бомбардировки поверхности ионами Ат+

при температуре подложки: I - 573 К, 2 - 353 К, 3 - 150 К (с последующим отжигом при Т = 523 К);

б) после облучения электронами с энергией Е = 2.5 МЭв.

На вставке: а - профили распределения дефектов по глубине после плазменной обработки при Тподл = 573 К; б - сравнение характеристик дефектов в результате плазменной обработки (•) и после облучения электронами (о)-

Были определены константы термической диффузии для ИЫ, БЬ2, БЬЗ и БЬ5 центров.

5 . ( 0.63" Яил_ди=1-5х10~ ехР

кТ

£)И5= 0.12ехр

' 1Л4Л кТ.

Первые три центра характеризуются одинаковой величиной коэффициента диффузии из чего следует, что все они связаны с одним типом дефектов в подрешетке Са.

Была проведена серия специальных экспериментов с целью определения вкладов ионной бомбардировки и фотонного облучения при комплексном воздействии плазменной обработки поверхности. Показано, что ИЬ5 центры вводятся при бомбардировке СаАз ионами Аг , в то время как для наблюдения ИЬ2 центров требовалось дополнительное фотонное облучение поверхности полупроводника. Увеличение паузы между окончанием бомбардировки и началом облучения от нескольких секунд до двух часов не приводило к заметному изменению концентрации регистрируемых центров, из чего следует, что БЬ2 центры, как и БЬ5 формируются при обработке поверхности ионами Аг и являются стабильными при комнатной температуре. Фотонное облучение необходимо только для перевода этих дефектов в электрически активное состояние.

На основании изучения ориентационного эффекта образования БЬ5 центров делается вывод о том, что эти центры связаны со смещением атома Са из узла решетки. Обнаружена аномально большая глубина проникновения БЬ5 центров в объем образца (~ 1 мкм) после плазменной обработки поверхности. Такое поведение не может быть объяснено термической диффузией соответствующего типа дефектов, поскольку при Т= 300 К Ой15< Ю-^смЧН. Вопрос о механизме, описывающем проникновение БЬ5 центров в объем СаАя при бомбардировке поверхности ионами Аг+, остается открытым.

Четвертая глава посвящена изучению транспортных свойств электронов в микроскопически неоднородном магнитном поле, а также наблюдению динамики вихревой решетки в сверхпроводнике при изменении внешнего магнитного поля. Известно, что в сверхпроводниках П-рода однородное внешнее магнитное поле разбивается на решетку Абрикосовских вихрей, а модуляция поля сохраняется вблизи поверхности на расстояниях в десятые доли микрона [4]. Это обстоятельство использовалось для наблюдения отдельных квантов магнитного потока с помощью магниточув-

ствительного микрозонда с размерами, сравнимыми с расстоянием между вихрями. Микрозонд располагался вблизи поверхности сверхпроводника на расстояниях, при которых неоднородность распределения магнитного поля была существенной.

Технология изготовления образцов была выбрана следующей. На поверхности пластины СаА$ с высоколегированным л+-слоем или гетероструктуре ОаА1А$/СаА$ с двумерным электронным газом методами фото- и электронной литографии создавалась маска из пленки А1 для травления мезы. После химического травления алюминиевая маска удалялась и на поверхность термическим способом напылялась пленка сверхпроводника (свинец толщиной ~ 0.2 мкм). Обедненный слой на поверхности полупроводника служил изолятором. В результате расстояние от сверхпроводника до слоя с нормальной проводимостью не превышало ~ 0.1 мкм.

В первом параграфе рассматриваются транспортные свойства нормальных электронов проводимости при неоднородном распределении внешнего магнитного поля в макроскопических образцах. Образцы изготавливались на основе гетероструктур СаА/Аз/СаАх с двумерным электронным газом с различными проводящими свойствами. В отличие от описанной выше технологии рисунок на поверхности получали напылением А/ через маску с последующим химическим травлением мезы в активном слое. После удаления А1 пленка сверхпроводника наносилась только на одну из двух идентичных структур, что позволяло проводить сравнительные измерения. Оказалось, что в слабых полях в образцах, расположенных вблизи сверхпроводника появляется дополнительное магнетосопротивление. Эффект наблюдался только тогда, когда длина свободного пробега электрона намного превышала размер вихря. Зависимость сопротивления от внешнего поля носит линейный характер вплоть до В » 50 Гс. После достижения максимума величина дополнительного магнетосопротив-ления начинает уменьшаться и в дальнейшем кривая магнетосопро-тивления выходит на обычную зависимость, характерную, для случая однородного магнитного поля. Последнее объясняется тем, что с увеличением внешнего поля происходит уменьшение расстояния между вихрями, и уже при В > 200 Гс в результате перекрытия магнитных потоков отдельных вихрей модуляция поля не превышает нескольких процентов.

При измерениях эффекта Холла не обнаружено различий в поведении холловской компоненты тензора магнетосопротивления, рху, для однородного и неоднородного распределения магнитного поля. В обоих случаях

В

Рху ~ пес

Во втором параграфе рассмотрено влияние магнитного поля одиночного вихря на проводимость двумерных электронов в ме-зоскопическом проводнике, который служил микрозондом. Образец имел стандартную Холловскую геометрию с шириной проводящей дорожки и расстоянием между потенциальными контактами порядка 1.5 мкм. При измерениях использовался метод замороженного поля, позволяющий создать равномерное распределение вихрей в сверхпроводнике. Внешнее поле выбиралось с таким расчетом, чтобы на площади микрозонда помещался ровно один вихрь, т.е. Ве - 5ф= Ф(í/Lф2 = 10 Гс (Ф0 = Ис/2е - квант магнитного потока). Термоциклирование (нагрев образца до температуры несколько выше Тс и последующее охлаждение) меняло конфигурацию вихревой структуры, в результате чего случайным образом менялась величина компонент тензора магнетосопротивления. На рисунке 4 хорошо различимы ряд дискретных уровней значений сопротивления. Такое поведение АЯХХ и АЯху связано, по-видимому, с существованием в пленке сверхпроводника нескольких пиннинговых центров над чувствительной областью микрозонда, так что при охлаждении квант потока может случайным образом закрепляться на одном из них. На кривой видны и мелкие ступени, которые проявились благодаря нелокальности влияния вихрей, находящихся вблизи рабочего участка структуры. Это означает, что на расстояниях порядка Ь,} электрон рассеивается более, чем на одном вихре. Среднее значение сопротивления, измеренное при многочисленных термоциклах в интервале температур 4.2-20 К" и нулевом внешнем поле оказался практически постоянным.

Третий параграф посвящен изучению динамики вихревой решетки в пленке сверхпроводника П-рода с помощью микрозондов, позволяющих разрешать отдельные кванты потока.

5 -

а ■

о?

-5 -

-10

0 10 20 30

Номер эксперимента

Рис.4. Изменения Холловского сопротивления ЯхуФ и

магнетосопротивления Д11*хФ, вызванных вхождением одиночного кванта магнитного потока в чувствительную область микрозонда. Кривая ЯхУФ приведена для Т = 6.5 К, когда эффект Холла дает основной вклад в сопротивление.

АЯххФ получена при Т = 1.3 К, когда изменения магнетосопротивления являются доминирующими.

Для изготовления микрозонда-датчика была взята пластина полуизолирующего СаАз с эпитаксиальным л+-слоем. Методами электронно-лучевой литографии и химического травления формировалась меза с шириной дорожки ~ 0.7 мкм. Толщина проводящего слоя ~ 100 нм; сопротивление и+-слоя р~ 103П на квадрат; подвижность ц = 0.18><104см2/Вс. Длина сбоя фазы оценивалась по кривой слаболокализационного магнетосопротивления и составляла ¿ф=0.14мкм при Г=4.2К и /,ф= 0.35 мкм при Г=1.3К. Параметры выбирались с таким расчетом, чтобы максимально поднять чувствительность датчика, а также уменьшить вклад мезоскопических флуктуаций проводимости, которые становятся доминирующими при ¿(р»Я, и имеющими случайный знак (^.-глубина проникновения магнитного поля в сверхпроводник).

Вй,кГс

Рис. 5. Кривые магиетосопротивления для различных образцов,

охлажденных до температуры измерения в нулевом внешнем магнитном поле (Ве = 0).

Большие ступени соответствуют прыжкам связок вихрей, (верхняя кривая сдвинута на 15 Ом для большей наглядности).

Для первой серии экспериментов на датчик через маску была напылена достаточно широкая пленка свинца РЬ с таким расчетом, чтобы датчик находился далеко от края сверхпроводника. Образец охлаждался до температуры измерения Т = 1.3 К в нулевом магнитном поле, а затем включалась развертка поля. Зависимость магиетосопротивления от внешнего поля представляет собой ступенчатую кривую (рис.5). Из сравнения результатов с величиной АЯХХФ, вызванной одним квантом, делается вывод, что мелкие ступеньки соответствуют вхождению одиночных вихрей, а макроступени связаны с появлением 5-10 вихрей одновременно в области микрозонда. Вторая особенность - это расстояние по црлю между первой и второй макроступенями (~ 250 Гс), что соответсвует V почти двукратному уменьшению расстояния между вихрями. Следовательно, вместо постепенного проникновения поля в сверхпроводник, крип магнитного потока происходит группами вихрей.

Ве.Гс

Рис. 6. Кривая магнетосопротивления структуры, расположенной вблизи края сверхпроводящей пленки. Каждая ступенька соответствует вхождению очередного вихря в чувствительную область микрозонда.

Для наблюдения движения вихрей возле края сверхпроводящей пленки были приготовлены специальные образцы, где напыленная пленка сверхпроводника нужной геометрии служила маской для последующего химического травления и+-слоя в подложке СаАз. Сверхпроводящая перемычка имела ширину 2мкм, что было на 0.5 мкм больше ширины проводящей дорожки в л+-слое. Таким образом, проникновение внешнего магнитного поля в X слой у края сверхпроводника не сказывалось на сопротивлении нормального микрозонда. Охлаждение проводилось в нулевом поле с последующей разверткой внешнего поля. В этой геометрии также наблюдался ступенчатый характер А11(Ве), однако первый скачок происходил при значительно более слабом поле Ве=2 Гс. Это означает, что магнитное поле входит через край пленки сверхпроводника отдельными вихрями (рис.6). На основе анализа результатов (рисунки 5 и 6) делается вывод, что вблизи края сверхпроводника существует область накопления вихрей, с последующим образованием групп вихрей, движущихся к середине пленки.

V

о Н—|—I—■—I—'—I—'—I—1—I—'—

-20 0 20 40 60 80 100

Ве.Гс

Рис. 7. Кривая магнетосоиротивлеиия для случая уменьшения

внешнего магнитного поля от своего максимального значения. Мелкие ступени соответствуют вхождению отдельных антивихрей в чувствительную область микрозонда. Большие скачки - аннигиляция нескольких вихрей и антивихрей одновременно.

(Стрелка показывает направление изменения магнитного поля).

При уменьшении магнитного поля зависимость магнетосопро-тивления качественно отличается от кривых, представленных на рисунках 5 и 6, и имеет немонотонный характер. Ступенчатое изменение сопротивления прерывается резкими скачками, имеющими противоположный знак. Мелкие ступени близки по величине к АЯХХФ, в то время как большие скачки сопротивления соответствуют исчезновению из чувствительной области микрозонда сразу нескольких вихрей.

В обсуждении предлагается следующая модель. При уменьшении внешнего поля часть потока задерживается благодаря пин-нингу. Возникающее дополнительное поле ВПШ1 становится больше внешнего Ве, а суммарное поле на краю пленки имеет противоположный знак. В таких условиях в сверхпроводник начинают проникать антивихри. Для АЯ.ххф направление поля в вихре не имеет значения и ступеньки выглядят обычным образом. В тот момент, когда концентрация вихрей и антивихрей достигает некоторой критической величины, происходит их аннигиляция. На кривой магнетосопротивления этому процессу соответствует скачок сопротивления.

В заключительной части сформулированы основные выводы следующие из проведенной работы:

1. Развиты методы электронной литографии создания структур со сложной контролируемой геометрией с размерами вплоть до 100 нм. С этой целью: а) разработаны тесты для нахождения параметров функции близости (а, (3 и г|) с высокой точностью; б) определены размеры области рассеяния электронов ((3) при различных ускоряющих напряжениях в интервале 10-40 кВ для ряда материалов (81, Ое, ваАэ, 1пАз, 8Юг и др.).

2. Показано, что обработка поверхности ОаАв в плазме Аг+ с энергией ионов ~ 0.5-2 кэВ приводит к образованию дефектов точечного типа (пары Френкеля) аналогичных образуемым при облучению высокоэнергетичными электронами (Е ~ 2.5 МэВ); бомбардировка поверхности ионами Аг+, помимо электрически активных ОЬ5 центров, создает также БЬ2 центры, для зарядки которых необходимо дополнительное фотонное облучение; определены диффузионные константы для ряда дефектов; обнаружено, что при плазменной обработке поверхности ваАБ ИЬ5 центры проникают на "аномально" большую глубину.

3. Показано, что в вырожденной электронной системе с изотропным спектром, помещенной в неоднородное магнитное поле квантовых вихрей, при длине сбоя фазы, значительно превышающей размер вихря (Ь,>>2Х), появляется дополнительное продольное магнетосопротивление линейное по полю В. Последнее объясняется увеличением концентрации вихрей, которые являются независимыми центрами рассеяния для электронов вплоть до Ве~50 Гс.

4. Обнаружено, что как в мезоскопических, так и в широких образцах поведение Холловского сопротивления при неоднородном распределении магнитного поля не отличается от однородного случая.

5. Разработан новый метод исследования распределения магнитного поля в сверхпроводящей пленке, который основан на измерении магнетосопротивления микрозонда, расположенного в непосредственной близости от поверхности сверхпроводника. Метод позволяет регистрировать перемещение отдельных вихрей с субмикронным разрешением.

6. Для объяснения полученых результатов предложена модель, в соответствии с которой движение магнитного потока вдали от края сверхпроводящей пленки происходит группами вихрей, причем концентрация вихрей в соседних группах может быть существенно различной, в то время как на краю пленки проникновение поля происходит отдельными вихрями.

ОСНОВНЫЕ РЕЗУЛЬТАТЫ ДИССЕРТАЦИИ ОПУБЛИКОВАНЫ В СЛЕДУЮЩИХ РАБОТАХ:

1. "Эффект Холла и магнетосопротивление двумерного электронного газа при рассеянии на квантах магнитного потока", А.К.Гейм, С.В.Дубонос, А.В.Хаецкий, Письма в ЖЭТФ,

51, 107(1990)

2. "Мезоскопические флуктуации проводимости в образцах с магнитными примесями",

А.К.Гейм, С.В.Дубонос, И.Ю.Антонова, Письма в ЖЭТФ,

52, 873(1990)

3. "Single magnetic flux tube in a mesoscopic two-dimensional electron gas conductor",

A.K.Geim, V.I.Falko, S.V.Dubonos & I.V.Grigorieva, Solid State Commun. 82, 831 (1992)

4. "Collective Effects in Vortex Movements in Type-II Superconductors Observed by a New Method for Registration of Individual Vortices",

A.K.Geim, S.V.Dubonos & I.V.Grigorieva, Phys.Rev.B46, 324 (1992)

5. "Прямая субмикронная топография поверхности в РЭМ",

A.В.Безруков, А.К.Гейм, С.В.Дубонос, В.Т.Петрашов, Письма в ЖТФ, 13, 971 (1987)

6. "Evaluation, Verification and Determination of Proximity Parameters a, p and r| in Electron beam Lithography", S.V.Dubonos, B.N.Gaifullin, H.F.Raith, A.A.Svintsov, S.I.Zaitsev, ME 21, 293 (1993)

7. "Совмещение микрообластей, исследуемых в растровом и просвечивающем микроскопах",

B.В.Аристов, А.К.Гейм." И.В.Григорьева. С.В.Дубонос, И.И.Снигирева, И.И.Ходос, Материалы XIII Всесоюзной конференции по электронной микроскопии. Сумы 10-14 октября 1987, Москва 1987, 2, стр.428

8. "Formation of Highly Mobile Defects in GaAs under Ar-Plasma Etching",

S.V.Dubonos, S.V.Koveshnikov, Phys.Stat.Sol.(a) 120,77 (1990)

СПИСОК ЦИТИРУЕМОЙ ЛИТЕРАТУРЫ:

1. M.Parikh, IBM J. Res. Dev. 24 p.438-451 (1980)

2. Т.И.Колченко, В.МЛомако, Физ.Техн.Полупровод. 9, стр.1757 (1975)

3. D.V.Lang, R.A.Logan, L.C.Kimerling, Phys.Rev.B15, P.4874 (1977)

4. R.P.Huebener, "Magnetic Flux Structures in Superconductors", vol.6, Springer Series in Solid State Physics (1979)

5. J.Rammer, A.L.Shelankov, Phys. Rev. B36, 3135 (1987)