Содержание к диссертации
Введение
Глава 1. Обзор литературы
1.1 Особенности строения и свойства МОСП материалов 9
1.2 Симметрия сверхпроводящего параметра порядка YBCO 12
1.3 Способы формирования МОСП структур 15
1.4 Особенности бикристаллических джозефсоновских переходов 16
1.5 Ток-фазовая зависимость джозефсоновских переходов на основе МОСП 19
1.6 Усиление СВЧ сигналов СКВИДом 21
1.7 Цепочки СКВИДов 29
Глава 2. Гибридные гетеропереходы на основе YBCO с магнитоактивной прослойкой .
2.1 Рост эпитаксиальных YBCO пленок методом лазерного распыления 35
2.2 Технология изготовления планарных ГП Nb/Au/M/YBCO 40
2.3 Измерение электрофизических характеристик планарных ГП Nb/Au/AF(F)/YBCO 45
Глава 3. Бикристаллические джозефсоновские переходы .
3.1 Введение 55
3.2 Методика формирования джозефсоновских структур 56
3.3 Джозефсоновские переходы на симметричных наклонных бикристаллических подложках 63
3.3 Исследование электрофизических параметров переходов 64
3.4 Исследование динамических параметров переходов 70
3.5 Джозефсоновские переходы на асимметричных наклонных бикристаллических подложках 73
Глава 4. Исследование электрофизических характеристик многоэлементных джозефсоновских СКИФ-структур .
4.1 Введение. 78
4.2 Формирование СКИФ-структуры . 79
4.3 Исследование электрофизических характеристик многоэлементных СКИФ-структур. 81
Глава 5. Высокочастотные характеристики многоэлементных джозефсоновских СКИФ-структур .
5.1 Топология СВЧ микросхемы и измерительная система 94
5.2 Результаты частотных и шумовых измерений 102
5.3 Дифференциальные СКИФ-структуры ПО
Заключение 114
Список цитированной литературы 120
- Симметрия сверхпроводящего параметра порядка YBCO
- Технология изготовления планарных ГП Nb/Au/M/YBCO
- Исследование электрофизических параметров переходов
- Формирование СКИФ-структуры
Введение к работе
Диссертационная работа посвящена исследованию характеристик и возможности практических применений многослойных и многоэлементных джозефсоновских структур на основе металлоксидных сверхпроводников (МОСП) с высокой критической температурой.
Использование макроскопических квантовых эффектов в сверхпроводниках
позволяет создавать сверхпроводниковые джозефсоновские устройства,
отличающиеся предельно высокой чувствительностью и рекордным
быстродействием. Характерная частота/1 джозефсоновских переходов на основе
низкотемпературных сверхпроводников, определяющаяся величиной
характеристического напряжения Vc = IcRn (іс - критический ток перехода, RN -нормальное сопротивление), лежит в диапазоне сотен гигагерц, а в случае МОСП может достигать единиц и даже десятков терагерц. Кроме того, использование джозефсоновских переходов из МОСП с критической температурой 90 К и выше позволяет создавать устройства, работающие при более высоких температурах, в том числе, при температуре жидкого азота 77 К. Это определяет неослабевающий интерес к разработке новых более совершенных типов джозефсоновских структур на основе металлоксидных сверхпроводников. В качестве наиболее перспективных типов МОСП джозефсоновских переходов в настоящее время рассматриваются бикристаллические переходы и гетероструктуры с различным типом промежуточных слоев, включая прослойки из магнитоактивных материалов.
Джозефсоновские переходы на основе сверхпроводниковых гибридных структур с магнитоактивной прослойкой представляют интерес, как для фундаментальной физики, так и для практических приложений, поскольку обладают целым рядом необычных свойств. Например, в сверхпроводниковых структурах с магнитоактивной (М) прослойкой (антиферромагнитной - AF, или ферромагнитной - F) существует возможность управления их свойствами вследствие сильного влияния слабого внешнего магнитного поля на критический
ток. Впервые на это обстоятельство было обращено внимание в работе Горькова и Кресина [1], в которой теоретически анализировался критический ток сверхпроводящих структур с AF прослойкой (S-AF-S, S-сверхпроводник) и предсказана аномально высокая чувствительность критического тока к магнитному полю. Аномально высокий эффект близости, а именно, большое значение плотности сверхпроводящего тока, был обнаружен в купратных оксидных гетероструктурах с толстой оксидной AF прослойкой[2].
В настоящее время наибольшей воспроизводимостью параметров характеризуются бикристаллические джозефсоновские переходы на основе металлоксидных сверхпроводников. Бикристаллические переходы формируются на подложке, состоящей из двух монокристаллических частей, кристаллографические оси которых развёрнуты на угол 29. В процессе роста эпитаксиальных МОСП плёнок на такой бикристаллической подложке образуется граница раздела атомных размеров, которая представляет собой слабую связь двух сверхпроводящих пленок. Однако в процессе роста происходит зарастание пленки в ту или иную сторону от границы, что выражается в том, что бикристаллическая граница плёнки имеет вид ломаной линии. Типичный размер таких изломов (фасеток) составляет 10-100нм [3]. Фасетирование бикристаллической границы вызывает значительный разброс параметров джозефсоновских переходов. Поэтому одной из актуальных современных задач является совершенствование существующих типов и создание новых типов бикристаллических джозефсоновских структур для достижения радикального уменьшения фасетирования бикристаллической границы.
В микроволновом диапазоне электромагнитного излучения (0,3-^-7 ГГц) усилители на основе сверхпроводящих квантовых интерферометров (СКВИДов) обладают шумовой температурой, близкой к квантовому пределу hf/к, где f-частота сигнала, кик- постоянные Планка и Больцмана соответственно [4]. Такие высокие значения чувствительности усилителей в сочетании с широко , обсуждающейся возможностью создания сверхпроводниковых приемных антенн открывают новые возможности в области разработок перспективных приемных
устройств для систем беспроводной и спутниковой связи. В последнее время
і к.
обсуждается также возможность применения сверхчувствительных СКВИД-устройств в качестве считывающих элемента в квантовых детекторов [5] и устройств обнаружения нового типа частиц - аксионов [6].
Несмотря на достаточно низкую шумовую температуру СКВИД-усилителей Tn ~ 1...3 К [7], одновременно низкая температура насыщения Tsat~ 100... 150 К [7] приводит к малому динамическому диапазону D= 10-lg(Tsal/TN) СКВИД-усилителей (порядка 10-15 дБ) в отсутствие цепи эффективной следящей обратной связи, использование которой, как известно, в низкочастотных СКВИДах позволяет получить динамический диапазон D до 160 дБ. Попытки реализации цепи эффективной обратной связи в гигагерцовом диапазоне частот пока не увенчались успехом.
Новые возможности открывает, использование цепочек СКВИДов постоянного тока (цепочек двухконтактных интерферометров). Динамический диапазон как параллельной, так и последовательной цепочек увеличивается с ростом числа N ячеек цепочки пропорционально -Jn (при работе без цепи следящей обратной связи). Действительно, в случае параллельной цепочки максимальная величина отклика напряжения не зависит от N, а среднеквадратичное напряжение шумов уменьшается как . В случае последовательной цепочки среднеквадратичное напряжение шумов увеличивается пропорционально 4n , в то время как максимальная величина отклика напряжения растет пропорционально числу N ячеек. Переход от одного интерферометра постоянного тока к последовательной цепочке интерферометров позволяет также увеличивать амплитуду выходного сигнала и выходной импеданс. Значительное увеличение динамического диапазона дает возможность эффективной работы без цепи обратной связи.
Недавно были предложены, цепочки с нерегулярной структурой (с некратными площадями СКВИД-ячеек) - сверхпроводящие квантовые интерференционные фильтры (СКИФ) [8]. Отклик напряжения СКИФ на приложенное магнитное поле характеризуется одним большим пиком в области
нулевого значения поля Н, а все боковые пики оказываются подавленными вследствие интерференции сигналов от различных СКВИД-ячеек. Отметим, что в работах не учитывалось влияние фраунгоферовской зависимости Іс(Н) в джозефсоновских переходах. Результаты измерений на постоянном токе подтвердили преимущество использования таких СКИФ-структур в качестве нуль детекторов магнитного поля [9]. Более того, результаты ряда последних работ (см.. например, [10]) свидетельствуют о том, что линейность отклика устройств на основе СКИФ-цепочек может быть существенно увеличена за счет структурной оптимизации и использования дифференциальных схем.
Цель диссертационной работы.
Разработка технологии изготовления гибридных гетероструктур Nb/Au/ М /YBa2Cu307-x на основе эпитаксиальных сверхпроводящих металлоксидных плёнок YBa2Cu307-x, где М - прослойка магнитоактивного материала из манганитов или антиферромагнитных купратов. Исследование электронного транспорта в полученных гетероструктурах в диапазоне температур 4,2 - 0,3 К.
Совершенствование методов создания бикристаллических джозефсоновских переходов с высоким значением характерного напряжения и малым разбросом параметров в пределах одного чипа на основе технологии металлоксидных сверхпроводящих пленок.
Создание многоэлементных джозефсоновских структур, пригодных для реализации на их основе высокочувствительных приемных устройств гигагерцового диапазона частот.
Исследование характеристик многоэлементных джозефсононовских структур на постоянном токе, а также высокочастотных характеристик в гигагерцовом диапазоне частот.
Диссертационная работа состоит из введения, 5 глав, заключения, списка цитируемой литературы и списка публикаций автора по теме диссертации.
Симметрия сверхпроводящего параметра порядка YBCO
Качественные МОСП пленки являются базовым элементом для джозефсоновских структур. При этом создание ДП с высокими параметрами стало возможным только на основе тонких эпитаксиальных МОСП пленок. Кроме этого, из-за различия химических и электрофизических свойств, главным образом, малой длины когерентности %, оказалось невозможным перенести хорошо отработанную технологию изготовления джозефсоновских структур из ниобия (алюминия) на МОСП материалы. Поэтому на раннем этапе становления МОСП электроники возникла задача разработки технологии изготовления джозефсоновских структур. На сегодняшний день известно несколько типов МОСП ДП, которые используются при разработке устройств сверхпроводниковой электроники. Наибольшее распространение получили ДП, которые образуются при искусственно изготовленном контакте двух эпитаксиальных пленок: бикристаллические и биэпитаксиалъные переходы. Для формирования перехода создается бикристаллическая граница в подложке или в буферном слое, на которую эпитаксиально наносится МОСП пленка.
Этот тип переходов относительно прост в изготовлении и обладает хорошей технологической воспроизводимостью [21-24]. При изготовлении многослойных торцевых переходов нижний и верхний электроды формируются из YBCO пленки, а прослойка - из материалов со сходными параметрами решетки - PrBa2Cu307, SrTi03, MgO, Уо.зРголВагСизОу. В итоге получаются торцевые переходы с проводимостью в аЪ плоскости пленки, которые допускают свободное варьирование конфигурации и параметров и не привязаны к определенному месту, как переходы на бикристаллах [25-28]. Не менее важной представляется реализация гибридных гетеропереходов (ГП) между металлоксидными сверхпроводниками и нормальными металлом, а также металлическими сверхпроводниками. Например, планарные ДП между YBCO и низкотемпературными сверхпроводником Nb могут быть использованы для создания гибридных ГП одновременно с преимуществами МОСП и возможностями ниобиевой технологии. Так в работах [23-30] были исследованы динамические свойства ГП Nb/Au/YBCO и было экспериментально показано наличие второй гармоники в зависимости сверхпроводящего тока от разности фаз сверхпроводящих волновых функций электродов. Полученные экспериментальные результаты объясняются в рамках комбинированной dK.y + s симметрии сверхпроводящего параметра порядка YBCO, где -компонента параметра порядка возникает вследствие орторомбичности YBCO [31]. Создание перспективных аналоговых и цифровых элементов сверхпроводниковой электроники основано на использовании высококачественных ДП. Что касается МОСП ДП, то наибольшей воспроизводимостью параметров в настоящее время обладают бикристаллические переходы, которые формируются за счёт контакта двух монокристаллических частей плёнки, кристаллографические оси которых взаимно развёрнуты на некоторый угол 20. Для формирования таких бнкристаллических плёнок используются бикристаллические подложки с близкими параметрами своей кристаллической решётки. Бикристаллическая подложка создается твердотельным сращиванием разориентированных кристаллов (рис. 1.4).
Эпитаксиальный рост пленки на кристаллах с хорошим согласованием параметра решетки повторяет структуру кристалла в пленке. Таким образом, эпитаксиально выращенная МОСП плёнка на бикристаллической подложке также является бикристаллической, с таким же разворотом кристаллографических осей, а её бикристаллическая граница обладает свойством слабой, джозефсоновской, связи. Исследования микроскопической структуры бикристаллической границы показали, что граница в МОСП пленке не всегда повторяет направление, задаваемое границей в подложке [32]. Происходит зарастание МОСП пленки в ту или иную сторону от границы. Это приводит к тому, что бикристаллическая граница имеет вид ломаной линии (рис. 1.5). Типичный размер таких изломов (фасеток) по порядку величины составляет 10 - 100 нм. Размер, а также, ориентация изломов границы зависит от конфигурации бикристаллической подложки, от МОСП материала, от материала подложки и от условий выращивания пленки.
Основным параметром, определяющим свойства перехода, является угол разориентации (0) кристаллографических осей МОСП пленки. Сильное уменьшение плотности критического тока с увеличением угла разориентации впервые было обнаружено Димосом с сотр. [33] и Ивановым с сотр. [34]. В первом приближении эту зависимость можно аппроксимировать экспонентой Jc« 2-Ю-ехр(-0.18-0) А/см" (где 0 берется в градусах) [17]. Для объяснения такой зависимости было предложено несколько механизмов, ограничивающих ток в бикристаллической границе: подавление параметра порядка, вызванное нарушением структуры вблизи границы или отклонение химического состава по отношению к пленке вдали от границы, в частности, понижение содержания кислорода в пленке YBCO. В целом, неоднородность бикристаллической границы и d-симметрия параметра порядка определяют несинусоидальный характер ТФЗ. Также фасетирование бикристаллической границы вызывает значительный разброс параметров джозефсоновских переходов. Поэтому одной из актуальных задач является задача существенного уменьшения фасетирования бикристаллической границы. Одним из возможных вариантов решения данной задачи является использование подложек с наклоном базовых (а-Ь) плоскостей вокруг направления [100] МОСП [35].
Технология изготовления планарных ГП Nb/Au/M/YBCO
Описанные в разделе 2.1 пленки YBCO использовались для изготовления ГП Nb/Au/M/YBCO. Непосредственно после осаждения пленки YBCO в той же вакуумной камере (in-situ) при 760С лазерным распылением осаждалась тонкая магнитоактивная прослойка (М) толщиной 10-200 нм. В работе использовались магиитоактивные прослойки (М) двух типов: (і) слоистого купрата Cai_vSi\Cu02 (с уровнем допирования х = 0,15 или 0,5), который при низких температурах является антиферромагнетиком и (ii) манганита Ьаі_уСауМпОз, который при уровне допирования у = 0 демонстрирует антиферромагнитные свойства, а при у = 0,3 - ферромагнитные. Далее на осажденные пленки M/YBCO после охлаждения до 100С без разрыва вакуума лазерным распылением осаждалась тонкая пленка Аи ТОЛЩИНОЙ 10-15 нм. При этом формирование границы Au/M/YBCO происходило при остаточном давлении в камере 10"5мбар, что исключало влияние различных примесей. После образец перемещался в другую вакуумную камеру, где и происходило напыление двухслойки Au/Nb {ex-situ) с предварительной RF чисткой поверхности. Перед осаждением двухслоек Au/Nb поверхность трёхслойки Au/M/YBCO чистилась методами радиочастотного травления или ионно-лучевого травления в атмосфере Аг в зависимости от типа использовавшихся напылительных установок. Непосредственно после процесса чистки поверхности проводилось in-situ осаждение пленок Аи и Nb методами радиочастотного распыления и радиочастотного магнетронного распыления мишеней Аи и Nb соответственно. Толщина пленок Аи для различных образцов составляла 5-30 нм. Толщина пленки Nb составляла 200 нм. Для предотвращения химического взаимодействия Nb с фоторезистом в процессе длительного ионно-лучевого травления пленки YBCO (см. ниже) на поверхность пленки Nb наносился дополнительный защитный слой Аи ТОЛЩИНОЙ 30 нм.
Для формирования ГП использовалась оптическая фотолитография. Многослойка Au/Nb/Au/M/YBCO покрывалась слоем фоторезиста Shipley-1813 толщиной около 1 мкм, который после процессов засветки и проявления [96] оставался в области перехода, образуя маску, через которую затем производилось травление многослойки Au/Nb/Au/MYBCO (рис. 2.3(6)). Для травления Nb применялось плазмо-химическое травление в смеси CF4 и 02. Удаление пленок Au, YBCO и манганитной прослойки производилось ионно-лучевым травлением с низкой энергией ионов Аг+ 250 эВ и плотностью ионного тока 0.2 мА/см", что уменьшало влияние ионной бомбардировки на поверхностный слой манганитной прослойки и YBCO пленки. Сформированная таким образом многослойная структура затем изолировалась с торцов напыленным электронным лучом изолирующим слоем Si02, который позволял локализовать область протекания тока и избежать паразитных контактов по торцам YBCO пленки (рис. 2.3(B)). ИЗ областей переходов и контактных площадок пленка S1O2 удалялась методом взрывной фотолитографии [96]. На последнем этапе производилось напыление дополнительных слоев Nb и Аи и формирование в них рисунка, обеспечивающего возможность проведения 4-точечных электрических измерений изготовленных планарных ГП Nb/Au/M/YBCO при Т ТС. Геометрия изготовленных ГП Nb/Au/M/YBCO схематически представлена на рис. 2.3 ((г) - вид сбоку и (д) - вид сверху). На рис. 2.4 показана полученная на оптическом микроскопе фотография одного из ГП, изготовленных на оориентированных пленках Nb/Au/AF/YBCO или Nb/Au/F/YBCO. На подложке размером 5x5 мм изготавливались пять ГП типа Nb/Au/M/YBCO размерами от 10x10 до 50x50 мкм2. Окончательный вид чипа можно видеть на рис. 2.5. Поперечное сечение структуры ГП с М прослойкой представлено на рис. 2.6.
Форма такого ГП представляла собой квадрат с линейным размером L- 10-5-50 мкм. Для проведения измерений высокочастотных характеристик созданные ГП включались в структуру логопериодической антенны, рассчитанную для измерений в электромагнитном поле милиметрового диапазона длин волн (рис. 2.4). Для измерения электрофизических характеристик структуры использовались два контакта к верхнему электроду из Nb и два контакта к YBCO пленке (рис. 2.6). В этом случае при Т ТС {Тс - критическая температура YBCO пленки) измерения сопротивления магнитной прослойки и границы раздела Аи/М проводились по 4-х точечной схеме. При этом, согласно результатам ранее выполненных измерений [97, 98], пренебрегалось сопротивлениями пленок Аи, Nb и М, а также сопротивлением границы раздела AF(F)/YBCO. В результате полученные структуры с AF- прослойкой можно рассматривать как S-N-Ib-AF-D переходы, где роль барьера 1ь выполняет граница Au/CSCO. Для сравнения по аналогичной методике изготавливались и исследовались гибридные гетероструктуры Nb/Au/YBCO без AF прослойки. Все электрические измерения производились в экранированных комнатах, при этом для уменьшения наводок от внешних радиочастотных источников при задании тока использовались стандартные RC-фильтры. Измеряемый образец фиксировался в герметичной вставке к сосуду дюара, которая перед охлаждением откачивалась и заполнялась газообразным гелием. Нез система позволяла охлаждать образец до 0,3 К. Плавное изменение температуры образца производилось заданием постоянного тока через катушку нагревателя, а для контроля температуры применялось калиброванное платиновое сопротивление, позволяющее определять температуру с точностью не хуже 0.1 К.
Исследование электрофизических параметров переходов
Вольт-амперные характеристики (ВАХ) переходов измерялись в диапазоне температур 4.2К Т 77К, магнитных полей до Н 100 эрстед и при воздействии микроволнового воздействия монохроматического излучения частотой /е = 30+100 ГГц. Для уменьшения влияния внешних электромагнитных полей использовалась экранированная комната и фильтрация сигналов по всем проводам, присоединенным к образцу. Были получены переходы с плотностью критического тока jc= (2+5)10 А/см" и характеристическим напряжением VQ-ICRN = О.б-нО.9 мВ при температуре Т = 77К. Как видно из таблицы 3.2, при равенстве площадей поперечного сечения переходов значения 1С и Ус при Т=77К для ПБП существенно ниже, чем для созданных НБП. Усредненная по направлениям импульса и площади переходов прозрачность барьерного слоя D«10" оценивалась из величины RNS = (3+7) 10" Q см" для НБП [ПО], которая не сильно отличается от величины RNS для ПБП [109].
При этом анализ характеристик, измеренных на постоянном токе, показал, что величина разброса параметров критических токов и характеристических напряжений на одном чипе уменьшается в 3 раза для НБП, по сравнению с ПБП, и составляет А/с:=9% и АУС- 15% соответственно. Это является следствием существенного снижения степени фасетирования бикристаллической границы НБП. Типичная ВАХ наклонного бикристаллического перехода, представленная на рис. 3.3, имеет гиперболическую зависимость, характерную для резистивной модели джозефсоновского перехода, в которой присутствуют два канала переноса тока: ток квазичастиц VIRN И сверхпроводящий ток 1$( р) = Ic$ m(p [13,37]. Зависимость критического тока от температуры (рис. 3.4) близка к линейной и поэтому существенно отличается от теоретической зависимости для туннельных переходов из S-сверхпроводников (SIS) [37], где наблюдается насыщение величины критического тока при Т 0.5ТС. В процессе переноса тока в SIS переходах значительную роль играют андреевские состояния с энергией є порядка А (высокоэнергетические андреевские состояния). Для переходов с непосредственной проводимостью, в которых процесс переноса сверхпроводящего тока определяют низкоэнергетические (є«А) андреевские состояния, наблюдается близкая к линейной зависимость Іс(Т) в широком диапазоне температур [37]. В случае ПБП, образованном сверхпроводниками с доминирующим J-типом параметра порядка [46,47,104] (DID переходы), оба типа состояний участвуют в процессе переноса тока в зависимости от угла падения квазичастиц [46,47, 104, 111]. В рассматриваемых НБП с характерной для них ориентацией кристаллографических осей, когда одна из осей базовой плоскости МОСП параллельна нормали к границе, низкоэнергетических состояний не возникает [46, 47, 104, 111]. Различие механизмов протекания тока в случаях ПБП и НБП также сильно сказывается на угловой зависимости характерных параметров переходов. Так для ПБП известно, что величина характеристического напряжения Vc достаточно слабо меняется в большом диапазоне углов разориентации вплоть до ±33, хотя нормальное сопротивление при этом может возрастать на порядок (таблица 3.2, [106]). Отметим, что при углах разориентации ±45 плотность критического тока jc сильно подавлена, а характерное напряжение Vc уменьшается на порядок, достигая 0,5 мВ при гелиевой температуре [112].
При экспериментальном исследовании НБП была обнаружена гораздо более сильная угловая зависимость характерных параметров. Так при увеличении угла разориентации на 6 Vc уменьшилось более чем в 3 раза (см. таблицу 3.2). Такое поведение хорошо согласуется с теорией [113], в которой учитывается как большая величина отношения энергии сверхпроводящей щели к энергии Ферми Д/Ег3 характерная для МОСП, так и существенная анизотропия поверхности Ферми. Учет этих факторов приводит к тому, что в процессе андреевского отражения на границе наклонных плоскостей квазиимпульсы падающего электрона и отраженной дырки расходятся на определенный угол, и в результате нарушается когерентность многократного андреевского отражения, что в итоге приводит к падению сверхпроводящего тока. При этом должен существовать определенный критический угол разориентации, при котором критический ток резко падает до нуля, однако такая сильная зависимость может быть размыта неоднородностями границы. В переходах же с малым углом разориентации ос+Р 13 наблюдаются ВАХ, которые отличаются от гиперболической формы и типичны для вязкого течения потока вихрей [37, 106]. На рис. 3.5 представлена зависимость критического тока от магнитного поля /с(В), где наблюдается максимум при В = 0. Однако данная зависимость /с(В) сильно отличается от фраунгоферовой и, кроме того, асимметрична, что характерно для распределенных джозефсоновских переходов [13,37]. Действительно, джозефсоновская глубина проникновения магнитного поля для jc 10 А/см" равна A-j = 0.5 мкм, что существенно меньше ширины перехода w = 4 мкм. Таким образом, уже при азотной температуры полученные джозефсоновские переходы можно считать распределенными. Для экспериментального определения отклонения динамических параметров переходов от измеренных на постоянном тока были исследованы ВАХ под влиянием монохроматического излучения миллиметрового диапазона Asin(2Tc/ t), fe = 56 ГГц. Зависимости критического тока и ступеней Шапиро от амплитуды внешнего электромагнитного воздействия хорошо совпадали с теоретическими зависимостями, полученными из резистивной модели джозефсоновских переходов (рис. 3.6). Отклонение экспериментального значения нормированной максимальной первой ступени (Ii/Ic)max= 0.46 от теоретического значения (////с)тах= 0.43, полученного при нормированной частоте fjfc — 0.23, составляло 7%. Превышение экспериментального значения (Ij/Ic)max над расчетным указывает на то, что из-за
Формирование СКИФ-структуры
Для формирования необходимой структуры использовалась методика, описанная в Главе 3, с использованием фотолитографии и сухого травления в ионном пучке (Аг+), либо жидкостного травления в 0,5% растворе брома (Вг2) в этаноле. Для возможности проведения более детального сопоставления характеристик одиночного СКВИДа постоянного тока и последовательной СКИФ-цепочки на одном чипе были сформированы планарный СКВИД постоянного тока размерами 5x7 мкм и цепочка из 20 последовательно включенных планарных СКВИДов, площади которых изменялись от 35 мкм2 до 700 мкм2. На разных чипах ширина джозефсоновских переходов w в этих структурах варьировались от 5 до 10 мкм. Магнитный поток прикладывался к СКВИДу и СКИФ-цепочке либо с помощью катушки задания внешнего магнитного поля, либо посредством пропускания постоянного тока через сверхпроводящую полоску на чипе, расположенную рядом с исследуемыми объектами и параллельно одной из сторон СКВИД-ячеек. Вид одного из образцов приведён на рисунке 4.1. Используя многослойную технологию, были изготовлены также структуры с интегрированной линией задания сигнала для проведения высокочастотных исследований.
В качестве диэлектрика применялась аморфная пленка SiCb толщиной 100 нм, осаждённая методом катодного распыления на переменном токе на холодную подложку. Линия задания сигнала в виде вытянутого витка из полоски нормального металла (Аи) ТОЛЩИНОЙ 100 нм и шириной 10 мкм изготавливалась методом взрывной фотолитографии. Все электрические измерения производились в экранированном боксе, при этом для уменьшения наводок от внешних радиочастотных источников при задании тока использовались стандартные RC-фильтры. Дополнительная экранировка осуществлялась с помощью пермалоевых экранов. а) Вольталтерные характеристики и зависимости критического тока Измерение вольт-амперных характеристик (ВАХ) СКИФ-структур последовательного типа проводилось по стандартной методике, используя 4-х точечную схему измерений. Для изучения влияния приложенного магнитного поля на ВАХ использовалось задание поля с помощью внешней катушки. На рис. 4.2 показано семейство вольт-амперных характеристик СКИФ-цепочки, состоящей из 20 последовательно включенных СКВИД-ячеек для различных значений приложенного магнитного поля (от -0,2 до +0,2 Гс). Величина критического тока в отсутствие магнитного поля составляла /с 515мкА, нормальное сопротивление цепочки i V=22C)M. Вследствие технологического разброса критических токов джозефсоновских переходов в начале резистивной ветви ВАХ, снятой в отсутствие магнитного поля, отчетливо наблюдаются ступенчатые скачки напряжения, которые связаны с переходом в резистивное состояние СКВИД-ячеек цепочки с более высоким значением критического тока. По мере увеличения приложенного магнитного ступенчатая область ВАХ становится более сглаженной. Переключения ячеек цепочки в резистивное состояние по мере увеличения тока смещения / хорошо видны на зависимости дифференциального сопротивления СКИФ-структуры от тока смещения RJJ) = d V/dl, показанной на рис. 4.3. Это позволяет сделать оценку величины наблюдающегося разброса 5/ критических токов джозефсоновских переходов: 5///с = 30±10%.
На рис. 4.4 представлена зависимость критического тока одиночного планарного СКВИДа с размером отверстия 5 мкм х 7 мкм (т.е. площадью S= 35 мкм") от приложенного магнитного поля, которое задавалось с помощью внешней катушки. Хорошо видно, что СКВИД-модуляция критического тока накладывается на фраунгоферов закон изменения критического тока джозефсоновских переходов под действием приложенного магнитного поля. На рис. 4.5 показана топология СКВИДа и точки подключения источников тока для задания тока смещения Ib и тока IQO задания магнитного поля для проведения экспериментальной оценки величины индуктивности СКВИДа согласно методике, описанной в работе [119]. При этом измерялась зависимость критического тока СКВИДа прямоугольной формы от тока ICo, задаваемого через одну из его сторон, параллельную бикристаллической границе. Индуктивность полосковой линии L, являющейся одной из сторон СВКИДа, вычислялась как
