Субекти
Резюме
Свръхпроводникът в магнитно поле придобива крайно електрическо съпротивление, причинено от вихровото движение. Стремежът да се обездвижат вихрите и да се възстанови нулево съпротивление при високи полета направи интензивни проучвания на вихъра, закрепвайки един от основните потоци на свръхпроводящите изследвания. И все пак десетилетията на усилия доведоха до осъзнаването, че дори обещаващи наноструктури, използващи вихрово съвпадение, не могат да издържат на висока вихрова плътност при големи магнитни полета. Тук съобщаваме за гигантско повторно навлизане на вихрово закрепване, предизвикано от увеличаване на магнитното поле в нанопроводна мрежа, базирана на W и TiN-перфориран филм, гъсто населен с вихри. Откриваме разширен диапазон на нулево съпротивление с вихрово движение, задържано от самоиндуцирани колективни капани. Последните се появяват поради потискане на параметрите на реда от вихри, ограничени в тесни стеснения от повърхностната свръхпроводимост. Нашите открития показват, че геометричните ограничения могат радикално да променят магнитните свойства на свръхпроводниците и да обърнат вредните ефекти на магнитното поле.
Въведение
Тук ние съобщаваме за гигантско повторно въвеждане на свръхпроводимост, т.е. възстановяване на състоянието без дисипация, чрез увеличаване на перпендикулярното магнитно поле в тънка тел и тънък свръхпроводящ филм, моделиран в редица малки дупки. Наблюдаваме потискане на съпротивлението в продължение на поне четири порядъка в широк диапазон от магнитни полета. Експериментите се провеждат при високи магнитни полета и температури, където и жицата, и филмът са гъсто населени с вихри и където се очаква конвенционалните механизми на закрепване да бъдат неефективни. Ние демонстрираме, че това състояние, което не се разсейва, се формира в резултат на свиване на вихрите в тясна ивица (в тел) или малки клетки (във филм) чрез свръхпроводимост на повърхността. Плътно опакованите вихри колективно потискат близкия параметър на поръчката, като по този начин генерират дълбоки потенциални кладенци за себе си и самозадържане на собственото си движение.
Резултати
Устойчивост на тел и перфориран филм
Изследваните наноструктури са показани на фиг. 1. Едната е базирана на W нанопровод с широчина w= 50 nm, направено чрез отлагане с помощта на фокусиран йонен лъч, а другото е 5-nm тънък неподреден TiN филм, моделиран в редица отвори с диаметър
120 nm и период а= 200 nm. И двете системи са екстремни свръхпроводници тип II в мръсната граница (ℓ 12, и по този начин несвързаните вихри и антивихри се движат свободно под приложения ток, което води до крайно съпротивление. При увеличаване на магнитното поле, R(Б.) на филма развива понижение около 0,4 T, което отново става много изразено при най-ниски температури. В т= 0,10 K, съпротивлението изчезва в шума в диапазон на полето от около 0,7 T (в интервала 0,9/1,35 T и при т= 0,1 K, нивото на шума е R= 2 mΩ и съпротивление на високо поле R(Б.= 5 T) = 200 kΩ, което означава спад над седем порядъка). Намаляването на съпротивлението е приблизително експоненциално в зависимост от температурата и в двете системи Rопит [т0 (Б.) /т]. Съответната енергия на активиране т0 (Б.) е показано в долните панели на фиг. 2 и се увеличава с фактор три с увеличаване на магнитното поле.
Теоретичен модел: фазова диаграма
Теоретичен модел: изчисляване на съпротивлението
С фазовата диаграма в ръце, сега сме готови да обясним зависимостта на съпротивлението от магнитното поле R(Б.). В Б. Б.V разсейването се управлява от изтичането на тези вихри от лентата през бариерите, създадени от свръхпроводимостта на ръба. В Б.≈Б.V, новосъздадените бариери на ръба са почти нула. Както и те изчезват Б.=Б.c3, където свръхпроводимостта е напълно потисната, тези бариери трябва да постигнат максималната си стойност в някакво поле между Б.V и Б.c3, което поражда N-образна форма на R(Б.) с максимум при Б.V. Количествено определяне на потискането на R(Б.), отбелязваме, че като свръхпроводяща обвивка на ръба при Б.>Б.V има ширина от
Експериментално измерената енергия на активиране за низходящия клон на R(Б.) за свръхпроводящия проводник (черни символи) и за перфорирания тънък филм (червени символи) в единици Е.0 (фиг. 2) като функция от магнитното поле, нормализирано към центъра на областта на магнитното поле, където съпротивлението намалява (между вертикалните пунктирани линии на фиг. 2). Лентите за грешки представляват стандартни отклонения от прилепването, описано в текста по отношение на фиг. 2. Горният панел на вложката показва почти трислойното състояние, водещо до възстановена свръхпроводимост в проводник. Вътрешната (черна) ивица е почти метално състояние и зелените слоеве показват свръхпроводимост, подобрена на ръба. Долният вложен панел представя съответното свръхпроводящо състояние в перфориран филм. Свръхпроводящите пръстени, заобикалящи отворите, индуцират свръхпроводимост в стесненията на отворите и водят до конфигурация, подобна на верижна поща.
За да установим, че механизмът на връщащата свръхпроводимост е уникален, на фиг. 4 начертаваме измерените активиращи бариери при низходящите клонове на R(Б.) както за нанопроводите, така и за филма, нормализирани към съответните им енергии на ядрото Е.C (отразяващи специфични свойства на всеки материал), като функция от нормализираното магнитно поле Б./Б.мин. За наножицата Е.° С/кB = 101,3 K при т= 3,2 K и Е.° С/кB = 7,18 K за филма при т= 0,12 К. И двете криви се срутват една върху друга, което доказва универсалния характер на F(Б.) функцията и по този начин общия механизъм за връщане на състоянието без дисипация в лента и шарка с филм.
Дискусия
Методи
Изработване и характеризиране на жицата
Аморфни W-базирани свръхпроводящи нанопроводници бяха отгледани чрез техниката на фокусирано с йонно-лъчево отлагане (FIBID) в двойно лъчево оборудване Nova 200 Nanolab (FEI Company). FIBID се състои в локалния растеж на наноструктури върху субстрат, където подходящите молекули предшественици на газ се адсорбират и дисоциират от фокусирания йонен лъч (FIB) 25. Техниката може да се разглежда като локален метод за химическо отлагане на пари, индуциран от FIB. Типичният страничен размер и дебелината, получени при използване на FIBID, варират от няколко нанометра до няколко микрометра и при подходящи условия, описани по-долу, могат да бъдат получени свръхпроводящи наноструктури. Тъй като FIBID е техника за директно писане, тя не включва последователност от сложни процедури, необходими за направата на други свръхпроводящи наноструктури, като електрохимично отлагане или шаблони за въглеродни нанотръби, които са били използвани в миналото за създаване на малки свръхпроводящи проводници 26 .
Настройката за извършване на измервания върху нанопроводната мрежа е показана на фиг. 1. Pt-C проводникът е отгледан от FIBID в горната част на четирите малки пътеки на нанопроводната мрежа (използвайки (CH3) 3Pt (CpCH3) като предшественик газ ), свързвайки наножилата с накладки Ti, където алуминиевите проводници могат да бъдат свързани. Подложките Ti бяха направени по метода на оптично литографско повдигане и изпаряване на електронни лъчи с дебелина 150 nm. Повече подробности за метода на свързване са дадени в справки 28,29.
Измерванията на магнитотранспорта бяха извършени с помощта на търговска система за измерване на физическите свойства (PPMS от Quantum Design) в температурния диапазон от 300 K до 2 K. Магнитното поле беше приложено перпендикулярно на основата и беше използван режим на измерване на променлив ток. Съставът на базирани на W FIBID наноструктури в атомни проценти е както следва. W процентът: 40 ± 7%; C процент: 43 ± 4%, Ga процент: 10 ± 3%, O процент: 7 ± 2%. Съставът остава същият през цялата дебелина 30 .
Свръхпроводящите свойства на W-базирани FIBID тънки филми с еднакъв състав и същите методи на растеж са проучени по-рано в справки 30,31. Установено е класическо поведение на вихрова решетка, с Б.c2 (т) след ясно поведение на средното поле 30. Параметрите на Гинзбург – Ландау бяха изчислени от нормалното съпротивление от 2,75 μΩm и производната на горното критично поле при тc, а именно (dБ.c2/dт) (т=тв) = 2 T K -1, в резултат на което ξ(0) = 6 nm, λ(0) = 640 nm и параметърът GL κ=λ(0)/1,63ξ(0) = 65. Термодинамичното критично поле е Б.c = 40 mT, горното критично магнитно поле Б.c2 = 6.5 T и свръхпроводящата междина е Δ0 = 0.66 meV. Изящна хексагонална вихрова решетка на Абрикосов се наблюдава във филмите чрез сканираща тунелна микроскопия и спектроскопия (STM/S) 30,31. Параметрите на материала, изведени от данните, са както следва: коефициент на дифузия д= 0,51 cm s -1, R□ = 59,3 Ω и плътността на нормалните състояния на възбуждане ν=σ/ (д 2 д) ≡1/(д 2 Д-Р□д) = 4,3 × 10 47 J −1 m −3 .
Изработване и характеризиране на перфорирания филм.
Гладък, непрекъснат и еднороден TiN филм с дебелина 5 nm беше синтезиран чрез нанасяне на атомен слой върху SiO2/Si подложка при температура на отлагане тd = 350 ° С. Предавателната електронна микроскопия с висока разделителна способност се извършва с помощта на микроскоп JEOL-4000EX (Япония), работещ при 400 keV. Електронните микроснимки и дифракционните модели разкриват поликристалната структура с плътно опакованите кристалити (допълнителна фигура S2) (средният размер на зърната е около 5 nm). Микрофотографията на напречното сечение на филма (допълнителна фигура S2c) показва атомно гладката връзка между SiO2 подложката и TiN филма и атомно гладката повърхност на TiN филма.
За да се извършат транспортните измервания, филмът първо се моделира с помощта на конвенционалната UV литография и плазмено ецване в мостовете с ширина 50 μm и с разстоянието 100 μm между сондите за напрежение (Фиг. 1b). След това, използвайки електронната литография и последващото плазмено офортване, квадратна решетка от отвори с диаметър
Температурата т и магнитното поле Б. зависимостите на съпротивлението бяха измерени, използвайки стандартните четирипробни нискочестотни техники с честота 1 Hz с променлив ток 0,3 nA. Така че токът беше достатъчно малък, за да осигури режима на линейна реакция, както беше проверено чрез директни измервания на ток-напрежение (Аз-V) характеристики (допълнение към фиг. S1b). Магнитното поле беше приложено перпендикулярно на повърхността на филма. Транспортните и свръхпроводящите свойства на нашата проба са близки до тези, използвани в по-ранни проучвания 12,35. Параметрите на пробата са както следва: дифузионната константа д= 0,32 cm 2 s -1, дължината на свръхпроводящата кохерентност ξ(0) = 9,3 nm, температурата на преход, тc = 1,115 K, λ(0) = 2,4 μm, κ= 158 и свръхпроводящата междина Δ = 0,22 meV. Освен това, като се използва устойчивост на TiN на стайна температура на квадрат на квадрат R□ = (д 2 Dνd) −1 = 2,94 kΩ, ние оценяваме плътността на състоянията като ν= 8,3 × 10 46 J −1 m −3 .
Показани на допълнителната фигура S1 са данните за транспортните измервания на TiN-базиран перфориран филм. Допълнителна фигура S1a показва колебания на магнитоустойчивостта, наблюдавани в диапазона Б. 35, определихме критичния ток през цялата мрежа Азc = 0,17 μA, което дава критичния ток ic = 0,68 nA за едно свиване. След като определи критичния ток, се изчислява дълбочината на проникване на Перлата λ ⊥ =ħ/ (2eμ0iв) = 38 см, и съединението Джозефсън Е.j = (ħ iв/2д). Дава Е.j /кB0.016 K, и съответно, тBKT =πEJ/(2кБ) 0,025 К.
Допълнителна информация
Как да цитирам тази статия: Кордоба, Р. и др. Индуцирано от магнитно поле състояние без дисипация в свръхпроводящи наноструктури. Нат. Общ. 4: 1437 doi: 10.1038/ncomms2437 (2013).