SFS структуры скоро заявят о себе в практических приборах

В выпуске ПерсТ'а (вып. 7 с.г.) проф. М. Куприянов изложил свою точку зрения на состояние дел с джозефсоновскими ВТСП и НТСП переходами, указав на наметившийся прорыв, связанный с двухбарьерными НТСП переходами. Такие переходы позволили сотрудникам Физико-технического института в Брауншвайге изготовить действующие электронные схемы, содержащие до 70000 переходов.

В каких других исследованиях джозефсоновских структур можно ожидать практического успеха?

Проф. Куприянов считает, что вторым прорывным направлением становится исследование процессов в многослойных структурах, содержащихмагнитные и сверхпроводящиематериалы. Первые работы (конца 70-х, начала 80-х годов) в этом направлении [1] показали принципиальную возможность создания так называемых "p " контактов ("p " контакт — это джозефсоновский переход, у которого зависимость между сверхтокомIперехода и разностью фаз j параметров порядка электродов определяется какI=-I_csin(j) (а неI= I_csin(j), как в обычных "0" контактах).

В 1991 — 1992 годах в работах [2] было показано, что при увеличении расстояния между сверхпроводящими электродами переход между "0" и "p " состояниями возможен и в реальных (с технологической точки зрения)SFSконтактах c ферромагнитным материалом в области слабой связи. Существование такого перехода является следствием особенности эффекта близости в системе сверхпроводник/ферромагнетик. Собственно эффект близости состоит в том, что сверхпроводящие корреляции возникают и в несверхпроводящем материале вблизи его границы со сверхпроводником. Этот эффект — прямое следствие андреевского отражения квазичастиц от границы сверхпроводника. Действительно, налетающий на границу из несверхпроводящего материала электрон с энергиейЕ_F+Еможет как пройти в сверхпроводник, так и отразиться от него в виде либо электрона с противоположным направлением импульса (обычное отражение) либо дырки (андреевское отражение) с противоположно направленным спином и энергиейЕ_F-Е. В результате андреевского отражения состояние в несверхпроводящей области будет представлять собой суперпозицию электронной и дырочной волн, распространяющихся в противоположных направлениях. Относительные веса той и другой волны будут точно теми, что и в сверхпроводнике. Таким образом, приводящие к сверхпроводящему состоянию в сверхпроводнике, электрон-дырочные корреляции проникают в материал, граничащий со сверхпроводником. При удалении от границы в сторону несверхпроводящего материала эти корреляции монотонно затухают на длине когерентности (decay length) этого материала. Так обстоит дело, если несверхпроводящий материал не является ферромагнетиком.

В граничащем со сверхпроводникомферромагнитномматериале имеются существенные отличия от стандартного, описанного выше, эффекта близости.

Так, наличие в ферромагнетике обменного взаимодействия приводит к тому, что дырочное возбуждение будет иметь дополнительный сдвиг по оси энергий на величину, равную удвоенному обменному интегралуН, т.е. будет находиться в состоянии с энергиейЕ_F-Е-2Н.В результате этого наведенные в ферромагнетик сверхпроводящие электрон-дырочные корреляции будут иметь суммарный момент импульса, отличный от нуля и пропорциональныйН. Это, в свою очередь, должно сопровождаться осциллирующим с расстоянием от границы законом затухания сверхпроводящих корреляций (т.е. появлением в ферромагнетике областей, в которых знак таких корреляций оказывается противоположным знаку параметра порядка в сверхпроводнике).

В системах, содержащих несколькоSFграниц, эффект проявляется как в виде немонотонной зависимости критической температуры структуры от толщины ферромагнитных слоев (включая явление возвратной сверхпроводимости, предсказанное в 90-x годах Тагировым), так и в возможности реализации "p "SFSджозефсоновских контактов (т.е. структур, в которых при отсутствии тока в ферромагнетике имеются области со сверхпроводящими корреляциями, противоположными по знаку параметру порядка в электродах).

Долгое время считалось, что экспериментальное наблюдения такого эффекта затруднительно, поскольку величины обменного интеграла типичных ферромагнетиков лежат в области более 100К, т.е. существенно превышают характерные энергии сверхпроводников (10К). Однако, относительно недавно героические многолетние усилия группы из ИФТТ РАН, возглавляемой В. Рязановым, привели к положительным результатам [3]. Впервые в мире им удалось не только экспериментально доказать существование "p "SFSджозефсоновских контактов, но и параллельно решить сложнейшие материаловедческие задачи. Они не просто получили ферромагнитные материалы с температурой Кюри 20 — 30К, но и решили задачу осаждения на ниобий тонких монодоменных ферромагнитных пленок из найденного материала. Важно отметить, что последующее осаждение верхнегоNbэлектрода не сопровождалось нарушением монодоменности.

Пионерская работа черноголовцев вновь подхлестнула интерес кSFструктурам, показав, что предмет переходит из области теоретических эффектов вреальную практическуюплоскость. Мировая научная общественность откликнулась на публикации группы В. Рязанова новыми экспериментами [4], подтверждающими результаты группы, а также наблюдением аналогичных эффектов в джозефсоновских переходах, отличных от исследовавшихся в ИФТТ. Были также предсказаны новые и объяснены обнаруженныеранееявления аномального эффекта близости [5].

В. Петрашов экспериментально показал, что возможны ситуации, когда наведенная в силу эффекта близости сверхпроводимость локализуется вблизиSF-границы не на коротких длинах, определяемых величиной обменного интеграла, а проникает на расстояния, типичные для нормальных неферромагнитных металлов.

Объяснение этого феномена было дано в работах [6]. Оказалось, что в системах, допускающих неколлинеарную ориентацию векторов намагничения (например, содержащих несколько ферромагнитных слоев или имеющих магнито активные интерфейсы, или любой иной механизм, приводящий к вращению плоскости спиновой поляризации) в результате андреевского отражения возможно появление в ферромагнетике дырочного возбуждения с направлением спина как анти-, так и параллельного спину налетающего на нее электрона. В результате в ферромагнетик наводится как синглетная сверхпроводящая компонента с ненулевым импульсом куперовской пары, так и триплетная составляющая, имеющая нулевой суммарный импульс и затухающая на длинах, типичных для нормальных металлов.

Существенная разница длин затухания синглетной и триплетной компонент открывает возможностьконструирования широкого класса приборов, в которых изменение направления векторов намагничения сопровождается изменением длины проникновения сверхпроводимости в ферромагнетик. Это может приводить как к усилению сверхтока, так и к изменению поверхностного импеданса джозефсоновских и пассивных систем.

В частном случае антиферромагнитной ориентации намагниченности в слоях триплетной компоненты не возникает. Тем не менее, вSFIFSструктурах также может иметь место усиление критического тока [7].

Более интересным является предсказанный в работах [8] переход из 0 в "p "SFIFSконтакт с увеличением обменного интеграла или уменьшением температуры. Эффект имеет место и в том случае, когда толщины ферромагнитных слоев малы по сравнению с длиной когерентности. В этом случае существует область температур и обменных полей, в которых изменение ориентации намагниченности феррослоев с параллельной на антипараллельную может привести к переходу от контакта с почти нулевым критическим током к структуре с критическим током, близким к максимальному.

Однако, еще более интересными являются эффекты, связанные с необычной формой соотношения между сверхтокомJи разностью фаз параметров порядка сверхпроводников j . Первоначально эти эффекты были предсказаны для туннельных структур с ферромагнитной диэлектрической прослойкой [9], магнитоактивными интерфейсами [10], а также в протяженныхSFSконтактах [11]. В последнем случае они существуют в узкой области температур вблизи нуля (кТменьше энергии Таулеса). Впоследствии было установлено [12], что существуют джозефсоновские структуры, в которых указанные эффекты наблюдаются в широком температурном интервале и при значениях характерного напряжения, близких к 1мВ.

В классических туннельныхSISджозефсоновских структурахJпропорциональноsin(j), а собственная энергия контакта имеет локальный минимум и максимум соответственно при j =0 и j =p . В p контактах, наоборот, минимум энергии достигается при j =p, а максимум при j =0. В итогеJпропорционально-sin(j). В джозефсоновских структурах с ферромагнитной диэлектрической прослойкой и магнитно активными интерфейсами, а также в протяженныхSFSструктурах локальный минимум энергии достигается как при j =0, так и j =p . В результате сверхток оказывается равным нулю не при j =0 и j =p, как в традиционных переходах, а при некотором конечном значении разности фаз, заключенном в интервале между j =0 и j =p . Значение этой разности фаз есть функция температуры, обменного интегралаН, параметров, характеризующих свойства границ.

Физика этого эффекта довольно проста. Из микроскопической теории сверхпроводимости следует, что сверхток пропорционален интегралу по энергии от произведения мнимой части спектральной плотности тока и функции распределение электронов по энергии. Спектральная плотность тока имеет пики в области энергий, расположенных в окрестности андреевских уровней квантования энергии квазичастиц. Наличие обменного поля приводит к расщеплению этих уровней. При достаточно больших значенияхНвследствие этого расщепления расположенные ранее в области энергий, меньших фермиевской, отрицательные пики в спектральной плотности тока сдвигаются в область положительных энергий и, наоборот, положительные пики, описывающие электронные возбуждения, оказываются в области энергий, меньших фермиевской. В зависимости от соотношения между возникшими таким образом положительными и отрицательными вкладами в ток, система может вести себя либо как 0 контакт (вклад от дырочных состояний, попавших в область положительных энергий несущественен), либо как p контакт (вклад от дырочных состояний, попавших в область положительных энергий определяющий), либо как структура с локальными минимумами при j =0 и j =p .Последнее обстоятельство может быть весьма полезно при конструировании сверхпроводниковых кубитов.

Отрадно, что российская школа сверхпроводимости (обратите внимание на фамилии авторов работ в библиографических ссылках!) и поныне является определяющей развитие этой перспективной области исследований), несмотря на то, что значительная ее часть прочно локализовалась в Англии, Швеции, Германии и Голландии.

1. Л.Н. Булаевкий, В.В. Кузий, A.A.Собянин, Письма ЖЭТФ, 1977, 25, с.314; А.И. Буздин, Л.Н. Булаевкий, С.В. Панюков, Письма ЖЭТФ, 1982, 35, с.147
2. А.И. Буздин, М.Ю. Куприянов, Письма ЖЭТФ, 1991, 53, с.308; А.И. Буздин, Б. Вуйчич, М.Ю. Куприянов, ЖЭТФ, 1992, 101, с.231
3. V.V.Ryazanov, V.A.Oboznov, A.Yu.Rusanov, V.V.Veretennikov, A.A.Golubov, J.Aarts, Phys. Rev. Lett., 2001, 86, p.2427; УФН, 2001, 171, с.81
4. T.Kontos, M.Aprili, J.Lesueur, F.Genet, B.Stephanidis and R.Boursier, preprint cond-mat/0201104; Y.Blum, A.Tsukernik, M.Karpovski, A.Palevski, cond-mat/0203408
5. V.T.Petrashov et al., Phys. Rev. Lett., 1999, 83, p.3281; J. Low Temp. Phys., 2000, 18, p.689
6. F.S.Bergeret, A.F.Volkov, K.B.Efetov, Phys. Rev. Lett., 2000, 86, p.4096; F.S.Bergeret, A.F.Volkov, K.B.Efetov, Phys. Rev. B., 2001, 64, 134506-1; A.Kadigrobov, R.I.Shekter, M.Jonson, Europhys. Lett., 2001, 54, p.394; A.Kadigrobov, R.I. Shekter, M.Jonson, L. Low Temp. Phys., 2001, 27, p.760
7. F. S.Bergeret, A. F.Volkov, and K. B.Efetov, Phys. Rev. Lett., 2001, 86, p.3140; V.N.Krivoruchko and E.A.Koshina, Phys. Rev. B 2001, 63, 224515; 2001, 64, 172511; A.A.Голубов, M.Ю.Куприянов, Я.И. Фоминов, Письма ЖЭТФ, 2002, 75, с.223
8. V.N.Krivoruchko and E.A.Koshina, Phys. Rev. B 2001, 63, 224515; 2001, 64, 172511; A.A.Голубов, M.Ю.Куприянов, Я.И. Фоминов, Письма ЖЭТФ, 2002, 75, с.223
9. Y.Tanaka, S.Kashiwaya, Physica C, 1997, 274, p.357
10. M. Fogelstrom, Phys. Rev. B, 2000, 62, 11812
11. S.-K.Yip, Phys. Rev. B, 2000, 62, R6127; T.T. Heikkila, F.K. Wilhelm, and G. Schon, Europhys. Lett., 2000, 51, p.434
12. A.A.Голубов, M.Ю.Куприянов, Я.И. Фоминов, направлено в Письма ЖЭТФ

PERST