автореферат диссертации по электронике, 05.27.01, диссертация на тему:Высокочастотный отклик системы вихрей магнитного потока в сверпроводниках второго рода

Р Г 6 ОА

7 э МАИ «ВО

- ^ На правах рукописи

БЕРЕЗИН Всеволод Авенирович

ВЫСОКОЧАСТОТНЫЙ ОТКЛИК СИСТЕМЫ ВИХРЕЙ МАГНИТНОГО ПОТОКА В СВЕРХПРОВОДНИКАХ ВТОРОГО РОДА

Специальность 05.27.01-твердотельная электроника и микроэлектроника

Автореферат диссертации на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук

Черноголовка 1995

Работа выполнена в Институте проблем технологии микроэлектроники и особочистых материалов РАН

Научный руководитель:

доктор физико-математических наук, профессор В.А.Тулин

Физико-технический институт им. А.Ф.Иоффе РАН

Защита состоится 23 июня 1995 г. в 10^2 на заседании диссертационного совета К.003.90.01 при Институте проблем технологии микроэлектроники и особочистых материалов РАН по адресу: 142432, Московская обл., П.Черноголовка, ИПТМ РАН.

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

Автореферат разослан <?<? 1995 г.

Ученый секретарь диссертационного совета К.003.90.

Официальные оппоненты:

доктор физико-математических наук, с.н.с. Г.И. Левиев кандидат физико-математических наук И.В. Фапьковский

Ведущая организация:

кандидат технических наук

Личкова Н.В.

© Институт проблем технологии микроэлектроники и особо чистых материалов РАН

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ.

Актуальность темы.

Изучение сверхпроводников значительно активизировалось после открытия высокотемпературной сверхпроводимости. Большое количество работ по этой теме вышедших за последние годы подтверждает огромный интерес к сверхпроводимости и возможным применениям этого явления в технике.

Исследование высокочастотного отклика сверхпроводников позволяет получить информацию о проникновении электромагнитного поля вглубь сверхпроводника и механизме потерь в образце. Такая информация необходима для конструирования сверхпроводящих резонаторов, различных устройств для смешения и детектирования высокочастотных сигналов, некоторых приборов микроэлектроники, особенно связанных с передачей и обработкой быстрых сигналов.

Анализ высокочастотных потерь дает возможность судить о изменениях плотности квазичастичных состояний в сверхпроводнике, т.е. напрямую исследовать критические параметры сверхпроводников.

Важным направлением исследования сверхпроводников является изучение смешанного состояния, поскольку именно поведение вихрей определяет многие свойства сверхпроводников в магнитном поле. Применение высокочастотных методов для исследования смешанного состояния позволяет получить информацию о динамике вихревой системы, при этом, в некоторых случаях, пренебречь влиянием пиннинга.

Цель работы:

Исследование возникновения высокочастотных нелинейных явлений в тонких сверхпроводящих пленках А1.

Экспериментальное изучение влияния поверхности на импеданс сверхпроводника в перпендикулярном магнитном поле.

Исследование температурных и полевых зависимостей высокочастотного поглощения эпитаксиальных пленок УВа2Си307.

1

Научная новизна:

Проведены экспериментальные исследования нелинейных высокочастотных свойств тонких сверхпроводящих пленок. Показано, что в ситуации, когда высокочастотное поле не воздействует на края пленки, разрушение чисто сверхпроводящего состояния в широких, плоских пленках связано с распаривающим действием этого поля. Для пленок, прозрачных в нормальном состоянии для высокочастотного поля, амплитуда высокочастотного поля возникновения нелинейности, связанной с рождением пар вихрей вблизи температуры сверхпроводящего перехода, ограничена снизу и определяется поперечными размерами пленки О. При прохождении по температуре либо другому параметру, от которого зависит Х1_=2Х2/<1, происходит изменение электродинамических свойств пленки, когда = Б.

Исходя из результатов экперемента предложен новый способ определения статического тока распаривания.

Экспериментально обнаружено значительное влияние дефектности тонкого (много меньше скин глубины) слоя на поверхности на величину и частотную зависимость импеданса сверхпроводника в перпендикулярном магнитном поле. Показано, что полевая зависимость действительной части поверхностного импеданса количественно описывается "двухмодовой" электродинамикой предложенной в [8]. Частотная зависимость импеданса находится в качественном согласии с этой теорией.

Проведены измерения ВЧ поглощения эпитаксиальных пленок ¥Ва2Сиз07 при различных температурах и магнитных полях на частотах до 1 ГГц. Экспериментально обнаружено отсутствие заметного ВЧ поглощения в смешанном состоянии при температуре ниже 85К и аномалия ВЧ поглощения вблизи линии сверхпроводящего перехода на Т-Н плоскости в эпитаксиальной пленке УВа2Си307.

Практическая ценность работы:

Полученные в работе результаты подтвердили необходимость учета состояния поверхности при анализе поверхностного импеданса сверхпроводников. Показана адекватность описания полевых зависимостей поверхносного импеданса теорией "двухмодовой" электродинамики.

Продемонстрирована возможность достижения в тонких широких пленках величин тока равных току распаривания. Обращено внимание на изменение электродинамических свойств пленок, происходящее при Б, где глубина проникновения магнитного поля в пленку, Б - размер образца.

Предложен новый способ определения статического тока распаривания в тонких сверхпроводящих пленках, не требующий изготовления образцов с однородным распределением тока и с размерами меньшими размеров вихря.

Апробация работы:

Материалы диссертации докладывались на 23 и 30 совещаниях по физике низких температур (Таллинн 1984, Москва 1994), на Всесоюзной конференции "Металлофизика сверхпроводников" (Киев 1986), Международной конференции по прикладной сверхпроводимости АБС-86 (Балтимор 1986), а также на семинарах в ИПТМ РАН.

Структура диссертации:

Диссертация состоит из введения, пяти глав, заключения и списка литературы. Работа содержит страниц текста, включая 23 рисунка. Список литературы содержит наименования.

СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ.

Во введении кратко обоснована актуальность работы и описана структура диссертации.

В первой главе приведен обзор литературы по основным вопросам теории сверхпроводников второго рода. Подробно рассмотрены выводы теории по высокочастотному отклику сверхпроводников в отсутствии магнитного поля и в смешанном состоянии.

Вторая глава посвящена методике измерений ВЧ поглощения в сверхпроводниках с помощью проходного спектрометра. Описана процедура измерения ВЧ потерь в сверхпроводниках на частотах до 1 ГТц.

В третьей главе рассмотрено нелинейное поведение тонких сверхпроводящих пленок при высокочастотном облучении, а именно, разрушение сверхпроводимости ВЧ полем и пороговый по мощности ВЧ облучения характер появления нелинейности в тонких аллюминиевых пленках.

Как известно, возможны два основных механизма разрушения чисто сверхпроводящего состояния. Первый связан с распаривающим действием ВЧ поля и теоретически исследовался в работах Кулика И.О. [1] и Горькова Л.П., Копнина Н.Б. [2]. В данных работах в рамках нестационарных уравнений Гинзбурга-Ландау для бесщелевых сверхпроводников были получены близкие выражения для критической амплитуды электрической компоненты ВЧ поля в пленке, приводящей к разрушению сверхпроводимости Ес ~ Ф()/£Ь, где Ь - длина волны ВЧ поля, Ф0 - квант магнитного потока, £ - длина когерентности.

В работе Лихарева К.К. и др. [3] было обращено внимание на то, что экспериментально наблюдаемые величины критических мощностей, оказываются значительно меньше, чем это следует из теории распаривания и предложен другой механизм возникновения нелинейных явлений - образование в пленке динамического смешанного состояния при достижении перпендикулярной компонентой магнитного поля величины Н*с1. Соответствующие значения критических амплитуд ВЧ поля вычислены в [4] и для \\' »

Ьс = (Ф0/4тгА.х©) 1п(Я.±/20 (1)

Важной особенностью критических величин, характеризующих сверхпроводимость, является их тесная связь с параметром порядка. В свою очередь зависимость параметра порядка от температуры и обращение его в нуль при Т = Тс приводит к тому, что и критические величины, такие как критический ток или критическое поле, в свою очередь обращаются в ноль при Т = Тс. В ситуации, когда сверхпроводник облучается ВЧ полем и амплитуда переменного магнитного поля или индуцируемый ВЧ полем ток превышают критическое значение, свойства сверхпроводника будут периодически меняться с частотой переменного поля. Это обязательно должно проявиться в нелинейных эффектах, в первую очередь в появлении нелинейности в зависимостях от амплитуды ВЧ поля или в генерации гармоник. Поскольку критические параметры стремятся к нулю, при приближении к критической температуре снизу, естественно ожидать, что нелинейные эффекты будут наблюдаться при сколь угодно малой мощности ВЧ поля при условии достаточной близости к Тс. Однако, в работе [5] было обнаружено что один из нелинейных эффектов (генерация третьей гармоники) в сверхпроводящих тонких пленках возникает пороговым образом. Причина такого поведения осталась невыясненной.

Таким образом, к настоящему времени сложилось представление о том, что достижение критических, в смысле механизма распаривания Гинзбурга-Ландау, амплитуд ВЧ поля возможно только в узких сверхпроводящих каналах \у < X, либо в ситуациях, обеспечивающих отсутствие перпендикулярной компоненты поля и невозможность образования вихрей. Во всех остальных случаях должны наблюдаться значительно более низкие значения критических амплитуд.

В данной работе было показано, что в достаточно простой экспериментальной ситуации, не допускающей воздействия ВЧ токов на края пленки, могут быть достигнуты величины критических амплитуд ВЧ поля, находящихся в хорошем согласии с теориями распаривания. Базируясь на этих результатах и выводах работы [5],

было предложено объяснение порогового характера возникновения нелинейности в тонких сверхпроводящих пленках.

Объектом исследования в эксперименте были термически напыленные пленки алюминия толщиной от 300 до 700 А. Температура сверхпроводящего перехода пленок изменялась от 1.25 до 2.0 К. Для того чтобы ВЧ токи не протекали по краям пленки, исследуемая широкая пленка (~ 1x1 см) отделялась от источника ВЧ поля плоским медным экраном (толщиной больше скин-глубины), в котором имелось небольшое отверстие диаметром несколько миллиметров расположенное над центральной частью пленки. Края пленки находятся достаточно далеко от краев диафрагмы и при малом (~10 мк) зазоре между плоскостью пленки и обращенной к ней плоскостью экрана ВЧ поле не проникает в этот зазор. При изучении порогового характера генерации третьей гармоники с другой стороны пленки располагался аналогичный экран с диафрагмой, за которым находилась приемная катушка.

Для выяснения механизма разрушения сверхпроводимости было проведено сравнение абсолютной величины критической ВЧ мощности разрушения сверхпроводимости РК1 и ее температурной зависимости с результатами теорий. Поскольку измерить амплитуду электрической компоненты поля Е в пленке практически невозможно, необходимую связь между полем Ь на поверхности и Е внутри нашли, решив уравнение для вектор-потенциала А с нашими граничными условиями.

Е = (2)

Подставляя сюда выражение для критического значения Ес, получим выражение для критической амплитуды магнитного поля Ьс:

Ьс=л/2Ф0с1/71^2. (3)

Буквенно это выражение совпадает с выражением для амплитуды магнитного поля, создаваемого на поверхности пленки статическим током распаривания. Численное различие возникает вследствие пренебрежения увеличением X из-за распаривающего действия ВЧ поля.

РК1, мВт

7.5

5 0

2.5

0

О

200

400

600

3 6 3 ( дТ) * 10 , К

Рис. 1. Температурные зависимости РК1 для трех образцов: О -№1, □ -№2, У-№3.

Поэтому для большей корректности имеет смысл сравнивать измеренные значения критической ВЧ амплитуды Ьк1 (Ь2К1 ~ Рк1) с амплитудой магнитного поля статического тока распаривания Ь1с, которая может быть представлена в виде

где НСП1 - термодинамическое критическое поле массивного материала и Н"с - параллельное критическое поле пленки. Последнее выражение содержит только одну неизвестную величину Н"с, которая может быть легко измерена в эксперименте.

В эксперименте измерялись температурные зависимости ВЧ поглощения для различных уровнен ВЧ накачки. Температура, при которой начиналось разрушение сверхпроводимости, определялась по началу резкого увеличения поглощения. На рис.1 представлены перестроенные температурные зависимости Рк! для трех образцов. Как видно, имеет место зависимость Рк1 ~ (Гс - Т)3, т.е. температурная зависимость критической мощности совпадает с теорией распаривания. Вычисленное значение амплитуды магнитного поля статического тока распаривания Ь1с и измеренное зна-

Ь1с = 8/3 (Н2ст(Т)/Н"с(Т)) ~ (Тс-Т)3/2,

(4)

чение критической ВЧ амплитуды Ьк1 совпадают по величине с хорошей точностью.

Таким образом, можно утвервдать, что в ситуации, когда ВЧ поле не воздействует на края пленки, разрушение чисто сверхпроводящего состояния в широких (\у » X, плоских пленках связано с распаривающим действием ВЧ поля. При этом амплитудное значение ВЧ тока, наводимого в пленке, достигает величины тока распаривания.

Это позволяет использовать изложенный выше метод измерения критической амплитуды ВЧ поля для определения величины статического тока распаривания в пленках, не прибегая к достаточно сложному процессу изготовления из них узких каналов. На частоту ВЧ поля имеется единственное ограничение Г « тЕ-1 , где х£ - время однородной релаксации в сверхпроводнике, иначе будет несправедливо адиабатическое приближение.

Появление генерации третьей гармоники вытекает из картины проникновения ВЧ поля через пленку. Действительно, зафиксировав ВЧ мощность и находясь при достаточно низкой температуре, начинаем медленно поднимать температуру. Пока ВЧ мощность меньше критической Рс пленка остается непрозрачной для ВЧ поля. Однако, в тот момент когда они сравниваются, в пленке (достаточно в одном месте) плотность экранирующих токов достигает критической плотности тока распаривания. В этом месте исчезает потенциальный барьер для вхождения вихря и возникает "нормальная" область размером порядка длины когерентности, куда входит силовая линия ВЧ магнитного поля, образуя в пленке пару вихрей противоположного знака. Сила Лоренца, возникающая от протекающего по пленке ВЧ тока, стремится "растащить" пару вихрь-антивихрь, преодолевая силы их притяжения и вязкого трения. В адиабатичном случае вхождение вихрей будет происходить как на положительном, так и на отрицательном полупериоде изменения ВЧ поля, что приведет к возникновению нечетных гармоник в прошедшем через пленку излучении.

, отн.ед.

Рис. 2. Зависимость максимальной мощности третьей гармоники, излучаемой пленкой, от амплитуды ВЧ поля, облучающего пленку, для двух размеров диафрагмы: О - диаметр диафрагмы 3.5 мм, □ - диаметр диафрагмы 1.9 мм

Зависимость максимальной амплитуды третьей гармоники Ь3уу (амплитуда зависит от температуры) от амплитуды ВЧ поля для одной и той же пленки и двух размеров диафрагмы приведена на рис.2. Экстраполяция линейных участков до-пересечения с осью абсцисс дает нам пороговое значение амплитуды облучения Ьст'п, при котором существует данный нелинейный эффект. Увеличение размеров диафрагмы (размеров облучаемой части пленки) приводит к уменьшению пороговой мощности. Для используемых диафрагм 1.9 и 3.5 мм она уменьшалась на 8.2 и 7.1 дб для двух различных образцов. Проведенные измерения на 7 пленках с точностью до ошибки измерения соответствуют приведенным первым образцам.

В эксперименте имеется две зависящие от температуры величины ^(Т) (или РС(Т) ) и А.Х(Т), определяющая размер вихря, а также характерный размер пленки, роль которого в нашей постановке экс-

перимента играет размер диафрагмы D. При этом могут быть две различные ситуации.

Если величина ВЧ мощности такова, что она является критической при температуре, когда « D, то возникающие пары вихрь-антивихрь приводят к нелинейным эффектам и мы наблюдаем третью гармонику. Если же ВЧ мощность мала, так что она является критической при температуре, когда > D, нельзя рассматривать отдельные вихри, образующие пары. Экранирующие токи вихрей разного знака перекрываются и взаимоуничтожаются. Это означает, что сверхпроводящая компонента пленки не экранирует ВЧ магнитное поле.

В этой ситуации нелинейные эффекты, связанные с проникновением пар вихрей, не должны проявляться. При более низкой температуре размеры вихрей становятся меньше размеров диафрагмы, но установленная мощность при этом будет меньше критической и нелинейные эффекты не будут наблюдаться.

Как было показано выше, в аналогичной ситуации критическая мощность Рс ~ (Тс - Т)3. Используя температурную зависимость X_l_(T) = 2X.2/d ~ (Тс - Т)-1 и вводя условную границу исчезновения нелинейных эффектов, связанных с возникновением пар вихрей

= D, можно получить следующее соотношение для одной и той же пленки, облученной через разные диафрагмы:

D2®, = Х,12%, = (Pclmin/Pc2min)1/3 или D3/2xhcmin = const

Это соотношение хорошо выполняется в эксперименте.

Таким образом, можно утверждать, что пороговый характер возникновения нелинейных эффектов связан с конечностью поперечных размеров пленки и при прохождении по температуре либо другому параметру, от которого зависит X, происходит изменение электродинамических свойств пленки, когда = D Здесь D- поперечный размер пленки (например, диаметр в случае круглой пленки). Минимальная критическая амплитуда ВЧ поля hcmin, при которой возникает нелинейность, стремится к нулю при Т -> Тс только в случае, если D -> оо.

Глава четыре. В этой главе представлены результаты экспериментального исследования полевых и частотных зависимостей действительной части импеданса ReZ массивного образца при различной дефектности поверхности сверхпроводника.

Хорошо известно, что поверхностный импеданс сверхпроводников второго рода во внешнем магнитном поле определяется динамикой вихревой решетки. Теория высокочастотного отклика была представлена Джитльманом и Розенблюмом [6]. Задача о движении вихревой решетки сводилась к задаче о движении выделенного вихря, динамические свойства которого описывались с помощью двух параметров - коэффициента вязкости h и эффективной массы вихря ш*. Одним из важных результатов полученных в [6] было определение так называемой частоты депиннинга cod. При частотах внешнего воздействия больших od вихри можно рассматривать как свободные. В этом случае величина поверхностного сопротивления определяется свойствами присущими "чистому" сверхпроводнику и не зависит от дефектов и деталей обработки исследуемого образца. Позднее, Горьков и Копнин [7] показали, что сверхпроводник в смешанном состоянии при ю > cod ведет себя как "анизотропная среда", описываемая уравнениями Максвелла с соответствующими материальными уравнениями. Авторы [7] с учетом изгибной моды вихря рассчитали поверхностный импеданс Z в области полей Нс1« Н « Нс2. В частности

Rf= ReZ = (2тшр,-/цС2)!/2. (5)

Здесь pf - сопротивление течения потока, m = В/Н, С - скорость света. Однако, такой рассчет справедлив, если скиновая глубина d велика по сравнению с глубиной проникновения постоянного магнитного поля X, что накладывает ограничения сверху на используемые частоты электромагнитной волны. Из выражения (5) можно сделать следующие выводы. Сверхпроводник в условиях со > od и Hci « Н « Нс2 ведет себя как нормальный металл с р = pf. Поэтому частотная зависимость импеданса ReZ пропорциональна ю'/2, а полевая зависимость ReZ ~ В1/2.

Недавно Сонин, Таганцев и Трайто [8] представили теорию в которой наряду с изгибной модой было учтено взаимодействие вихрей в решетке (так называемый эффект нелокальности). Расчет импеданса был проведен для случая, когда внешнее магнитное поле перпендикулярно поверхности образца. Авторами [8] в пределе малых частот и « юс (однако, как в [7] ю » со^), где

шс=Нс1рпС2/4яШс2, (6)

было показано, что в слабых магнитных полях Н < Нс1 поверхностный импеданс Ке2 ~ В. Для полей Нс1« Н « Нс2, как и в [7] 11е2 ~ В1/2 Что касается частотной зависимости, то здесь важным моментом является закрепление вихря на поверхности сверхпроводника. Для случая слабого закрепления в [8] получено:

11е 2 = (2лрг соц/С2)"2, (7)

то есть ReZ ~ ю1/2. Для случая сильного закрепления:

К&= (2тсрг юц/С2)1/2 (о/Юр), (8)

следовательно ~ и3/2. Поскольку здесь со « юс, то в случае дефектной поверхности потери в образце меньше, чем для идеального сверхпроводника в ш/©с раз.

В качестве образцов использовались пластины из сплава 1п0.19"рь0.81- Л™ изменения дефектности поверхности на них напылялись тонкие пленки такого же состава, либо проводилось облучение пучком ионов кислорода с энергией 1 кэВ, дозами 1016 и 1017 ионов О/см. Толщина напыляемых пленок контролировалась с помощью кварцевых весов и изменялась от 300 до 1000 А.

1. Полевая зависимость 11е Ъ.

В области малых полей импеданс линейно зависит от внешнего магнитного поля, а в полях больших Нс] зависимость переходит в корневую. При этом подгоночные параметры в качестве которых выступают НС1 и размагничивающий фактор совпадают с известными значениями.

11е Ъ,

170 МН2

отн.ед.

о

О

О

1000

2000

ЗООО

Н

э

Ряс. 3. Полевая зависимость действительной части импеданса и ее апроксимацпя в области существования смешанного состояния согласно теории "двухмодовой" электродинамики. На вставке в увеличенном масштабе показан начальный участок.

Хорошее согласие в предельных случаях экспериментальных кривых с теорией [8], дало основание попытаться описать экспериментальную полевую зависимость реальной части импеданса теоретической кривой в полях от Н*с1 до Нс2. Результаты такого расчета представлены на рис. 3. В качестве подгоночного параметра, кроме масштабного коэффициента, здесь использовался только фактор размагничивания образца.

2. Зависимость импеданса от состояния поверхности.

Увеличение дефектности тонкого поверхностного слоя путем облучения ионами, либо с помощью напыления тонких пленок, привело к значительному (в несколько раз) уменьшению импеданса в области существования смешанного состояния. Для строгого анализа результатов, полученных для образцов с различной дефектностью поверхности, необходимо проводить сравнение частотных зависимостей импеданса для различных образцов. Частотные зависимости получались из набора полевых зависимостей действительной части импеданса, измеренных на разных частотах.

Для экстраполяции частотных зависимостей использовалось выражение Лей = уп. Кроме масштабного коэффициента § мы определяли еще два параметра частоту Гс и показатель степени п. Параметр £с мало чувствителен к состоянию поверхности сверхпроводника. Для всех экстраполируемых кривых ^ лежит в диапазоне (25-10) МГц. По-видимому эту частоту можно считать частотой объемного депиннинга. По порядку величины это значение совпадает с известными из литературы (^=5 МГц), однако диапазон использованных нами частот (выше 40 Мгц) не позволяет определить Гс более точно.

С увеличением толщины покрытия заметно растет другой параметр - показатель степени п (рис. 4).

Согласно предсказаниям [8] в случае "идеального" поверхностного пиннинга показатель степени должен достигать значения 3/2. По-видимому, в нашей экспериментальной ситуации с увеличением толщины пленки растет количество закрепленных вихрей. Однако, наряду с ними остаются и свободные. Тогда частотная зависимость 11ег будет определяться общей динамикой закрепленных и свободных вихрей, что приводит к росту п. Эти соображения подтверждает и полевая зависимость п (рис. 4).

Для образцов с покрытиями наблюдается заметный рост показателя степени в малых внешних полях. Видимо, в этом случае вихри, проникающие в образец, закрепляются на центрах пиннинга и их относительная доля велика. При увеличении поля растет количество свободных вихрей, поскольку эффективные центры пиннинга уже заняты. Отметим, что полевая зависимость п для облученных образцов ведет себя сходным образом.

Таким образом, полевая зависимость действительной части поверхностного импеданса количественно описывается теорией [8]. Что касается частотной зависимости то в рамках наших экспериментов можно говорить лишь о качественном согласии с выводами теории [8].

п

0.6

0.8

1.0

0.4

о

1000

2000

3000

н. , э

Рис. 4. Зависимость показателя степени частотной зависимости импеданса от внешнего магнитного поля для трех образцов: О - образец с зеркальной поверхностью;

□ - образец с напыленной на поверхность пленкой толщиной 300 А; ■ - образец с напыленной на поверхность пленкой толщнной 1 ООО А.

В главе пять приведены результаты экспериментального исследования высокочастотного поглощения эпитаксиальной тонкой пленки УВа2Сиз07 в диапазоне частот 250-1000 МГц.

Как правило, исследование поверхностного сопротивления пленок связано с их практическим применением. Это определяет выбор частотного диапазона различными группами исследователей (выше 1ГГц) и изучение, в основном, лишь температурной зависимости импеданса [см. обзор [9] и ссылки в нем]. С другой стороны, хорошо известно, что поверхностный импеданс сверхпроводников второго рода в смешанном состоянии определяется динамикой вихревой решетки. С этой точки зрения эпитакснальные УВа2Си307 пленки являются интересным объектом исследования. В этих образцах, наряду с термически активированным движением

А

960 МГц

640 МГц

320 МГц

80

85

90

95

т, к

Рис. 5. Зависимости ВЧ поглощения А эпитаксиалыюн пленки УВагСизО от температуры, записанные на различных частотах. Кривые сдвинуты по вертикали для ясности (кривые 1 в перпендикулярном магнитном поле 2.2 кЭ, кривые 2 без поля).

вихрей при температурах близких к критической, наблюдается значительная плотность критического тока уже при температуре жидкого азота. Изучение влияния этих особенностей эпитаксиаль-ных УВа2Си307 пленок на их поверхностное сопротивление в диапазоне меньше 1 ГГц было целью данной работы.

Исследуемые эпитаксиальные пленки толщиной ~ 2000 А были получены методом лазерного напыления. В качестве подложки использовался 8гТЮ3.

Проведенные измерения показали (см. рис.5 и 6), что:

1. Ниже некоторой граничной частоты Гс происходит качественное изменение характера температурной зависимости поглощения.

2. Полевые зависимости поглощения при Г < Гс и Т близких к Тс также имеют немонотонный характер. По-видимому, аномалия ВЧ поглощения имеет место вблизи всей линии сверхпроводящего перехода на Т-Н плоскости.

3. Полевая зависимость импеданса наблюдается только вблизи критической температуры.

Результаты, аналогичные сформулированным в пунктах 1 и 2 были получены при исследовании ВЧ поглощения алюминиевых тонких пленок. Для объяснения данных в [5] была предложена электродинамическая модель, суть которой заключается в следующем. Пленка в нормальном состоянии прозрачна для перпендикулярной составляющей ВЧ поля, что соответствует включению ее в цепь источника напряжения. Для сверхпроводящего состояния ВЧ поля экранируются, что соответствует заданному в ней току. Поскольку в первом случае потери обратно пропорциональны корню квадратному из проводимости, а во-втором - прямо пропорциональны проводимости, при переходе между этими двумя режимами наблюдается максимум поглощения.

Неожиданным является независимость поглощения от внешнего поля при Т < 85 К (пункт 3). Эксперименты по визуализации проникновения магнитного потока в образец показали, что при Т = 80 К и в поле Н = 1 кЭ практически вся пленка находится в смешанном состоянии. Отсутствие заметного поглощения в смешанном состоянии означает, что использованные нами частоты ВЧ облучения (вплоть до 1ГГц) меньше так называемой частоты депиннинга Для обычных сверхпроводников ^ порядка 5 МГц. Однако, большое значение ^ не является внутренним свойством ВТСП материалов. Для УВа2Си307 монокристаллов при температуре 80 К на частоте 900 МГц магнитополевая зависимость наблюдается. По-видимому, это происходит из-за деталей механизма пининга в пленке и в монокристалле.

Магнитополевая зависимость поглощения при температурах близких к Тс хорошо описывается моделью перехода от "вмороженной" вихревой структуры к термически активированному движению вихрей на частоте меньшей частоты депиннинга.

Н, кЭ

Рис. 6. Полевые зависимости ВЧ поглощения, записанные при различных температурах.

(1 -Т=85К,2-Т=86К,3-Т=87 К, 4-Т=88 К, 5-Т = 88.4К, 6 - Т = 88.7 К, 7-Т = 89К, 8-Т = 89.5К, 9-Т = 90К, 10 - Т = 91 К).

В заключении сформулированы основные результаты работы.

1. Проведены экспериментальные исследования температурных зависимостей ВЧ поглощения и генерации третьей гармоники тонких алюминиевых пленок при различных мощностях ВЧ облучения.

2. Показано,что в ситуации, когда высокочастотное поле не воздействует на края пленки, разрушение чисто сверхпроводящего состояния в широких » X, Е), плоских пленках связано с распаривающим действием высокочастотного поля. При этом амплитудное значение ВЧ тока, наводимого в пленке, достигает величины тока распаривания, что позволило предложить новый способ определения статического тока распаривания.

3. Показано, что амплитуда высокочастотного поля Ьк1 возникновения нелинейности, связанной с рождением пар вихрей вблизи Тс в тонких сверхпроводящих пленках прозрачных в нор-

18

мальном состоянии для ВЧ поля, ограничена снизу и определяется поперечными размерами пленки D соотношением hKlxD3/2 = const. При прохождении по температуре либо другому параметру от которого зависит = Тк21& происходит изменение электродинамических свойств пленки, когда = D.

4. Проведено экспериментальное исследование полевой и частотной зависимости действительной части импеданса ReZ массивного образца Pb0 8]1п019 с различной дефектностью поверхности. Обнаружено сильное влияние на импеданс и его частотную зависимость дефектности тонкого (толщиной много меньше скиновой) поверхностного слоя образца в перпендикулярном магнитном поле.

5. Проведено сравнение полученных результатов с теоретическими представлениями. Показано, что полевая зависимость действительной части поверхностного импеданса количественно описывается двухмодовой электродинамикой предложенной в [8]. Частотная зависимость ReZ находится в качественном согласии с этой теорией.

6. Проведены измерения ВЧ поглощения эпитаксиальных пленок YBa2Cu307 при различных температурах и магнитных полях на частотах до 1 ГГц.

7. Объяснена наблюдаемая аномалия ВЧ поглощения вблизи линии сверхпроводящего перехода на Т-Н плоскости эпитаксиаль-ной YBa2Cu307 пленки в рамках представлений о изменении прозрачности пленки для ВЧ поля.

8. Экспериментально обнаружено отсутствие заметного ВЧ поглощения в смешанном состоянии при температуре ниже 85 К на частотах менее 1 ГГц в эпитаксиальной пленке YBa2Cu307. Эффект связывается с высокой частотой депининга в эпитаксиальных пленках YBa2Cu307.

Материалы диссертации опубликованы в работах:

1. Березин В.А., Говорков С.А., Толпыго С.А., Тулин В.А. О разрушении сверхпроводимости высокочастотным полем в широких сверхпроводящих пленках. ФТТ, Т. 17, вып.7, с.1953,1985.

2. Березин В.А., Говорков С.А., Тулин В.А. Размерный эффект в высокочастотных нелинейных свойствах тонких сверхпроводящих пленок. Письма в ЖЭТФ, т. 43, вып. 9, с. 447, 1986.

3. Березин В.А., Ильичев Е.В., Тулин В.А. Частотная зависимость поверхностного импеданса сверхпроводников второго рода в смешанном состоянии. Письма в ЖЭТФ, 1992, т. 56, вып. 3, с. 177,1992.

4. Березин В.А., Ильичев Е.В., Тулин В.А. Частотная и полевая зависимости импеданса сверхпроводников второго рода в смешанном состоянии. ЖЭТФ, 1994, т. 105, вып. 1, с. 207,1994.

5. Berezin V.A., Il'ichev E.V., Tulin VA., Sonin E.B., TagantsevA.K., Traito K.B., Magnetic field dependences of the surface impedance in the mixed state of tipe-II superconductors., Phys. Rev.B, v.49, p.4331, -1994.

Литература

1. Кулик И.О. ЖЭТФ, т.57, №2, с.600, 1969.

2. Горьков Л.П., Копнин Н.Б. ЖЭТФ, т.59, №1, с.234,1970.

3. ГубанковВ.Н., Лихарев К.К., Марголин Н.М. Письма в ЖЭТФ, т.И,№5, с.246,1970.

4. Лихарев К.К. Изв.вузов, сер. Радиофизика, т.14, №6, с.919, 1971.

5. Говорков С .А., Толпыго С.К., Тулин В. А. ЖЭТФ, т.89, 1704, 1985.

6. Горьков Л.П., Копнин Н.Б. УФЫ, том 116, вып. 3, с.413,1975.

7. Gittleman, B.Rosenblum, Phys. Rev. Lett., v. 16, p. 734,1966.

8. Sonin E.B., Tagantsev A.K., Traito K.B., Phys. Rev. В., v. 46, p.5830,1992.

9. Сергеева Г.Г. ФНТ, 18, №8, 797,1992.