Національна Академія Наук України

Інститут металофізики ім. Г.В. Курдюмова

Третьяченко Костянтин Георгійович

УДК 538.945; 538.975

Наноструктура та електродинаміка Надпровідних
квазі-монокристалічних плівок YBa2Cu3O7-x

Спеціальність 01.04.22 - надпровідність

АВТОРЕФЕРАТ

дисертації на здобуття наукового ступеня

кандидата фізико-математичних наук

Київ – 2005

Дисертацією є рукопис

Роботу виконано в Інституті металофізики ім. Г.В. Курдюмова НАН України

Науковий керівник: доктор фізико-математичних наук, професор
Пан Володимир Михайлович,
завідувач відділу надпровідності
Інституту металофізики
ім. Г.В. Курдюмова НАН України

Офіційні опоненти: доктор фізико-математичних наук
Левченко Георгій Георгійович,
завідувач відділу фазових перетворень
Донецького фізико-технічного інституту
ім. О.О. Галкіна НАН України

доктор фізико-математичних наук
Габович Олександр Маркович,
провідний науковий співробітник
відділу фізики кристалів
Інституту фізики НАН України

Провідна установа: Фізико-технічний інститут низьких температур
ім. Б.І. Вєркіна НАН України, м. Харків

Захист відбудеться 22 листопада 2005 р. о 14 годині на засіданні спеціалізованої вченої ради Д .168.02 при Інституті металофізики ім. Г.В. Курдюмова НАН України (03142, м. Київ, бульв. Акад. Вернадського, 36, конференц-зал Інституту металофізики ім. Г.В. Курдюмова НАН України, тел. (044) 424 10 05)

З дисертацією можна ознайомитись в бібліотеці Інституту металофізики ім. Г.В. Курдюмова НАН України за адресою: 03142, м. Київ, бульв. Акад. Вернадського, 36

Автореферат розісланий 19 жовтня 2005 р.

Учений секретар

спеціалізованої вченої ради Д .168.02

кандидат фізико-математичних наук Сизова Т.Л.

Загальна характеристика роботи

Актуальність теми. З часу відкриття високотемпературної надпровідності (ВТНП) у 1986 році великі зусилля багатьох дослідницьких груп у всьому світі були зосереджені на вивченні й розробці практичних ВТНП матеріалів для провідників, призначених для застосувань у сильному магнітному полі при температурі рідкого азоту (77 К). Але всі намагання створити ВТНП дроти або стрічки за допомогою традиційних методів (як, наприклад, метод "порошок-у-трубі" та його різноманітні модифікації) не досягли успіху. Густина критичного струму в найкращих дротах першого покоління не перевищувала 15 –  кА/см2 при 77 К у нульовому прикладеному полі й стрімко падала на 2 – 3 порядки величини навіть в невеликому прикладеному магнітному полі.

Висока густина транспортного критичного струму Jс, що потрібна для створення пристроїв та компонентів сучасних електроенергетичних мереж та систем з низькими втратами, таких як передавальні лінії електроенергії, електричні машини, потужні трансформатори, індуктивні накопичувачі електроенергії, струмообмежувачі, великомасштабні магнітні системи різноманітного призначення тощо, може бути досягнута в тонких епітаксійних ВТНП плівках (головним чином сполуки YBa2Cu3O7_x (YBCO)), осаджених на монокристалічні структурно-відповідні діелектричні підкладки. Плівки ВТНП також дуже привабливі для використання в мікрохвильовій (НВЧ) техніці для створення фільтрів та інших пасивних елементів завдяки надзвичайно низькому поверхневому опору (~500 мкОм на частоті 10 ГГц при 77 К).

Найвища транспортна густина критичного струму Jс(77 К) в тонких епітаксійних плівках YBCO, осаджених за допомогою імпульсної лазерної техніки на монокристалічну підкладку LaAlO3, сягає 5 –  МА/см2 у нульовому магнітному полі і 0.1 МА/см2 у поперечному полі 5 Т. ВТНП плівки, осаджені на полікристалічні діелектричні або металеві підкладки мають набагато нижчі критичні струми, спричинені полікристалічною структурою з великою кількістю висококутових міжзеренних меж, що утворюються завдяки неорієнтованому випадковому механізму зародження та росту. Такі межі слугують "слабкими зв’язками" (тобто джозефсонівськими контактами) на шляху протікання сильно-зв’язаного надпровідного транспортного струму. До того ж, при використанні металевих підкладок без спеціального буферного орієнтуючого й антидифузійного прошарку відбувається хімічна реакція між підкладкою і ВТНП плівкою, що осаджується при температурі близько С. Внаслідок цього плівка може частково або повністю втрачати надпровідність.

Причиною високої густини критичного струму в епітаксійних плівах ВТНП є довершена кристалічна структура в сполученні з впорядкованою мережею нанорозмірних кристалічних дефектів. Ці дефекти забезпечують максимально ефективний пінінг вихорів Абрикосова і в той самий час є прозорими для протікання надпровідного струму, можуть не створювати додаткового поверхневого опору.

Розуміння механізмів, регулюючих й обмежуючих густину критичного струму є необхідним для подальшого підвищення струмонесучої спроможності та зниження поверхневого опору. Підвищити критичний струм і знизити мікрохвильові втрати можна за допомогою контрольованого утворення лінійних центрів пінінгу при використанні імпульсного лазерного осадження, а також непрямого магнетронного розпорошення. Для цього в свою чергу необхідно оптимізувати співвідношення між температурними та магніто-польовими залежностями густини критичного струму з одного боку, та кутом розорієнтації між доменами, густиною та впорядкованістю низькокутових меж доменів, а також функцією їх розподілу за розмірами з іншого боку.

Останнім часом у світі широко вивчається поведінка високо-кутових (розорієнтація   – ) і помірно-кутових (4 – ?) міжзеренних границь, що є SIS-, SNINS- або SNS-контактами з відповідними властивостями щодо протікання надпровідного струму між зернами та відгуку вихоревого ансамблю. Водночас походження дуже високого "внутрішньо-зеренного" Jс в монокристалічних плівках YBCO залишається недостатньо зрозумілим. Тому треба з’ясувати внутрішні фізичні та структурні фактори та механізми, що визначають “внутрішньо-зеренний” критичний струм у тонких плівках YBCO. Доречною була б послідовна теоретична модель для кількісного опису й передбачення електричних та магнітних властивостей ВТНП YBCO плівок і покриттів, яка б враховувала їх реальну наноструктуру, тобто густину й будову низькокутових доменних меж, розорієнтацію доменів, функцію розподілу їх за розмірами, середню густину межових дислокацій.

Зв’язок роботи з науковими програмами, планами і темами. Робота виконувалась в Інституті металофізики ім. Г.В. Курдюмова НАН України в рамках тем: 1) “Дослідження структури, фазових станів та особливостей електродинаміки в системах ВТНП”, 1990 – 1992 рр., 2) “Дослідження транспортних та магнітних властивостей ВТНП плівок та монокристалів”, 1992 –  рр., 3) “Електромагнітні властивості високотемпературних надпровідників та розробка матеріалів на їх основі для використання у енергетичних пристроях та системах телекомунікації”, 1996 – 2000 рр., 4) “Дисипативні і резонансні явища при русі вихорів і протіканні струму у надпровідниках”, 2000 – 2003 рр., 5) “Дослідження надпровідних і магнітних властивостей монокристалічних плівок перовскітних оксидів” , 2003 – 2004 рр.

Мета і задачі досліджень. Метою дисертаційної роботи було з’ясування взаємозв’язку між наноструктурою надпровідних квазі-монокристалічних плівок YBa2Cu3O7-x, тобто параметрами мережі слабко-розорієтованих монокристалічних доменів, та їх електродинамічними властивостями, а саме НВЧ поверхневим опором, густиною критичного струму та характеристиками в резистивному стані.

У відповідності до мети було сформульовано наступні завдання досліджень:–

Виявити особливості механізму росту плівок YBCO та утворення специфічної наноструктурної мережі дислокаційних меж доменів.–

Виявити вплив наноструктури квазі-монокристалічних плівок YBCO на їх мікрохвильовий поверхневий опір при температурах близьких до критичної.–

Розвинути новітній підхід для розуміння та кількісного відображення механізмів протікання надпровідного струму та його обмеження в квазі-монокристалічних ВТНП плівках YBCO при різних температурах у присутності прикладеного магнітного поля, беручи до уваги реальну наноструктуру плівок (визначену за допомогою електронної мікроскопії високого розподілу та прецизійної рентгенівської дифрактометрії), яка являє собою сукупність доменів відокремлених один від одного низькокутовими дислокаційними межами нахилу та трохи розорієнтованих у площині плівки (на 0.5 – ).–

Дослідити властивості квазі-монокристалічних плівок YBCO в резистивному стані в магнітному полі, зокрема, польові залежності опору в’язкої течії магнітного потоку. Вивчити можливість некогерентної течії потоку завдяки існуванню наноструктурної мережі меж доменів.

Методи досліджень. Для досліджень був використаний широкий спектр методів вивчення електромагнітних властивостей матеріалів: вимірювання критичного струму, вольт-амперних характеристик, магнітної сприйнятливості. Для вивчення структурних властивостей застосовувались методи рентгенівського аналізу, просвічуюча електронна мікроскопія, електронна мікроскопія високого розподілу та атомна силова мікроскопія. Великий обсяг роботи складає теоретичний розгляд як електромагнітних, так і структурних властивостей ВТНП плівок, комп’ютерне моделювання утворення наноструктури надпровідних плівок та кінетичних процесів при протіканні надпровідного струму високої густини.

Наукова новизна одержаних результатів. При виконанні дисертаційної роботи вперше одержані наступні наукові результати:

1) Проведено моделювання початкових стадій росту плівок з високою анізотропією. Комп’ютерна Монте-Карло модель епітаксійного росту, яка припускає жорстке позиціювання ростових блоків, що надходять до поверхні, та враховує анізотропію взаємодії між ними, добре описує морфологію поверхні та механізм росту плівок перовскітних високотемпературних надпровідників. Моделювання сприяє розумінню як морфологічних температурних перетворень, що відбуваються на поверхні, так і процесів утворення структури слабко-розорієнтованих доменів та мережі межових дислокацій між ними. Всі якісні висновки з орієнтаційного моделювання знаходять експериментальне підтвердження.

2) Проведено вимірювання температурних залежностей поверхневого опору квазі-монокристалічних плівок YBCO з різною густиною межових дислокацій. Доведено, що проникаючі межові дислокації, що утворюють низькокутові границі монокристалічних доменів, грають важливу роль в надвисокочастотних властивостях плівок YBCO і можуть призводити до виникнення теплової нестійкості при температурах близьких до критичної. Показано, що саме впорядкування дислокацій є суттєвим для виникнення теплової нестійкості.

3) Розроблено кількісну модель обмеження критичного струму в квазі-мокристалічних плівках YBCO за рахунок депінінгу Абрикосовських вихорів з дислокацій, що впорядковані в низькокутові границі доменів. Модель дозволяє описати польові залежності критичного струму та обчислити параметри наноструктури плівок YBCO з магнітних або транспортних вимірювань.

4) Показано, що просторова неоднорідність параметру надпровідного порядку відіграє важливу роль в динамічному змішаному стані ВТНП плівок і визначає характер їх вольт-амперних характеристик. Доведено, що при високих температурах течія магнітного потоку відбувається некогерентно з утворенням каналів легкого плину. Запропоновано механізм руху вихорів вздовж низькокутових границь монокристалічних доменів за рахунок переповзання вихорів між сусідніми дислокаціями.

Достовірність одержаних результатів забезпечувалася коректною постановкою експериментів і комплексним обґрунтуванням наукових положень, результатів та висновків, сформульованих в дисертації. Результати отримані за допомогою декількох вимірювальних методів та порівнювались з даними відомих теоретичних моделей і розроблених автором, комп’ютерного моделювання та експериментальних робіт інших авторів.

Наукове та практичне значення роботи. Отримані в роботі результати носять фундаментальний характер та можуть бути використані для дослідження та пояснення властивостей високотемпературних плівок YBa2Cu3O7-x, розширюють розуміння електродинаміки надпровідників стосовно їх критичних і надвисокочастотних властивостей.

Наукові результати, що отримані в роботі, дають суттєвий внесок в майбутню розробку плівкових надпровідних матеріалів для високострумових застосувань, зокрема створення так званих “покритих надпровідників”, тобто нового покоління довгомірних гнучких і міцних монокристалічних стрічок з ВТНП сполуки, що мають довершену кристалічну структуру й витончено винайдену та штучно створену мережу нанорозмірних кристалічних дефектів, які повинні забезпечити максимально ефективний пінінг вихорів Абрикосова і в той самий час мати оптимальну прозорість для протікання сильно-зв’язаного надпровідного струму.

Наукові результати роботи знайдуть застосування і в надвисокочастотній техніці, зокрема для створення НВЧ фільтрів з характеристиками, що недосяжні при використанні традиційних матеріалів. Це є можливим за рахунок значного зниження поверхневого опору плівок за умови знання механізмів втрат енергії в НВЧ діапазоні та розуміння шляхів до їх зниження.

Особистий внесок автора. Дослідження, результати та висновки, що представлені в дисертації та виносяться на захист, виконані особисто автором. До них належать розробка моделі зародкоутворення та росту анізотропних плівок, включаючи написання програм; проведення вимірювань електричних властивостей плівок: критичних струмів та вольт-амперних характеристик; розробка теоретичної моделі теплової нестійкості ВТНП плівок під впливом НВЧ поля; прецизійний аналіз електрофізичних та рентгенівських даних; участь у написанні наукових статей, підготовка виступів на міжнародних конференціях; висновки всіх розділів і загальні висновки роботи. У роботах, написаних у співавторстві, автору належать результати, викладені в дисертації.

Апробація результатів дисертації. Основні результати дисертаційної роботи були представлені та обговорені на 14 міжнародних конференціях: International Cryogenic Materials Conference, Huntsville, Alabama, U.S.A., June 11_, 1991; International Workshop on Superconductivity co-sponsored by ISTEC and MRS “Controlled Growth of Single- and Poly-Crystals of High-Temperature Superconductors”, Hilton Hawaiian Village, Honolulu, Hawaii, U.S.A., June 23-26, 1992; XIII Тристоронній Німецько-Російсько-Український семінар з високотемпературної надпровідності, Garmisch-Partenkirchen, Germany, December 13-14, 2000; XIV Тристоронній Німецько-Російсько-Український семінар з високотемпературної надпровідності, Протвіно, Росія, 27 травня – 1 червня, 2001; the 8th International Superconductive Electronics Conference, Osaka, Japan, June , 2001; 2nd International Conference on Thin Film Deposition of Oxide Multilayers Hybrid Structures (TFDOM 2), Autrans, France, October 18-19, 2001; 7th Symposium on High-Temperature Superconductors in High-Frequency Fields, Woods Hole, Cape Cod, Massachusetts, U.S.A., June 9-12, 2002; 4thternational Conference on Science and Engineering of HTC Superconductivity (CIMTEC), Florence, Italy, July 14-18, 2002; Applied Superconductivity Conference, Houston, Texas, U.S.A., August 4-9, 2002;

- 23rd International Conference on Low Temperature Physics (LT 23), Hiroshima, Japan, August 20-27, 2002; International Cryogenic Materials Conference (ICMC) 2003 Topical Conference – The Voltage – Current Relation, University of Twente, Enschede, The Netherlands, May 25-28, 2003; 6th European Conference on Applied Superconductivity (EUCAS 2003), Sorrento – Napoli, Italy, September 14-18, 2003; ICMC 2004 Topical Workshop – Materials Processing, Microstructures and Critical Current of Superconductors, February 10-13, 2004, University of Wollongong, Wollongong, New South Wales, Australia; Applied Superconductivity Conference, Jacksonville, Florida, U.S.A., October 3-8, 2004.

Публікації. Основні результати дисертації опубліковані в 13 статтях у фахових наукових журналах.

Структура та об’єм дисертації. Дисертація складається з вступу, чотирьох розділів основних результатів, висновків і списку використаної літератури. Робота містить 143 сторінки, включаючи 48 малюнків, 1 таблицю і 143 бібліографічні посилання.

Основний зміст дисертації

У вступі до дисертації обґрунтована актуальність теми дисертації, сформульовані мета та задачі досліджень, показана наукова новизна та практичне значення роботи.

У першому розділі розглядаються особливості мікроструктури ВТНП плівок та їх роль для електродинамічних властивостей. Автор обґрунтовує точку зору, сформульовану вперше в роботах [1-3], що домінуючими центрами пінінгу, які обумовлюють досягнення високої густини критичного струму Jс в тонких ВТНП плівках, є природні лінійні дефекти (ненадпровідні ядра межових дислокацій разом з нанорозмірними областями, що їх оточують, де надпровідний параметр порядку є частково подавленим завдяки пружним деформаціям) на відміну від монокристалів YBCO, де найбільший внесок до пінінгу вихорів, густини критичного струму та динаміки магнітного потоку дають хаотично розподілені точкові дефекти (головним чином кисневі вакансії) та двійникові границі.

З досліджень методом просвічуючої електронної мікроскопії високого розподілу (ВРПЕМ) відомо, що в епітаксійних плівках YBCO під час зародження й росту утворюється декілька різних ансамблів лінійних дефектів у залежності від низки реальних умов формування плівки. Ці дислокаційні ансамблі можна поділити таким чином:

а) Ансамблі межових дислокацій:

1) Межові дислокації невідповідності на інтерфейсі, що виникають за рахунок звичайної зсувної одномірної релаксації деформацій, спричинених невідповідністю кристалічних ґраток підкладки та плівки, що росте, при гетероепітаксії.

2) Петлі межових дислокацій, що пов’язані з дефектами упаковки (тобто, з локальним утворенням додаткових або відсутніх сегментів мідно-кисневих площин), лінії яких паралельні площині аb.

3) Межові дислокації в низькокутових границях нахилу між доменами. Густина цих дислокацій сягає й може навіть перевищувати 1011м-2. Вони утворюються внаслідок двомірного механізму епітаксійного росту (нижче 730 – С), коли має місце поворотна релаксація невідповідності кристалічних ґраток на інтерфейсі [4], або при острівцевому рості (вище 740С) завдяки коалесценції трохи розорієнтованих один до одного сусідніх острівців, що ростуть трьохмірно.

б) Ансамблі гвинтових дислокацій:

1) Мережа гвинтових дислокацій, що утворюються на інтерфейсі в низькокутових границях скручення.

2) Гвинтові дислокації, лінії яких паралельні вісі с і які є наслідком спірального трьохмірного острівцевого росту.

Найбільший внесок в електродинаміку ВТНП плівок дають саме межові дислокації. Дійсно, як було показано за допомогою ВРПЕМ, ядра межових дислокацій в YBCO є своєрідними каналами діаметром до 5 – міжатомних відстаней з сильно спотвореною майже аморфізованою структурою. Ядра дислокацій є ненадпровідними подібно до радіаційних треків, що утворюються при опроміненні матеріалу важкими іонами з високими енергіями. Межові дислокації, як і радіаційні треки, забезпечують найбільш ефективний, максимально можливий теоретично, механізм кор-пінінгу вздовж усієї довжини кожного вихра. Треки розподілені в площині випадково і рівномірно, проте дислокації впорядковані та утворюють досить добре сформовані низькокутові границі доменів (або блоків), що слабко азимутально розорієнтовані один до одного в площині ab (~1) та мають характерний розмір 30 – нм.

Гвинтові дислокації, на відміну від межових, навряд чи можуть давати помітний внесок в об’ємну силу пінінгу, тому що діаметр їх ядра згідно даних електронної мікроскопії є на порядок більшим у порівнянні з діаметром ядра межових дислокацій. Тому вони не здатні забезпечити ефективний механізм кор-пінінгу. Але головне – густина гвинтових дислокацій є меншою на два-три порядки величини (не перевищує 108 – 109 см-2). Внаслідок цього, вони також не мають суттєвого впливу і на високочастотні властивості плівок YBCO.

Найважливішим фактором, що обумовлює морфологію, переважаючі типи дефектів, і, як наслідок, властивості епітаксійних плівок, є механізм їх зародження та росту. Головною особливістю ВТНП матеріалів є сильно анізотропна структура типу перовскіту. В свою чергу ця анізотропія має великий вплив на процеси зародження та росту плівок ВТНП матеріалів.

Незважаючи на велику кількість робіт з комп’ютерного моделювання росту плівок, вплив анізотропії атомних зв’язків залишався майже поза увагою. Для того, щоб краще зрозуміти умови, за яких можуть утворюватися різні типи морфології плівки та ті чи інші дефекти, автором дисертації запропоновано модель росту, що враховує сильну анізотропію високотемпературних надпровідних матеріалів. Як і в більшості робіт з моделювання, припускалося, що чарунки (блоки, частинки) росту можуть займати певні позиції в простій кубічній ґратці, але вводилася анізотропна взаємодія між чарунками. В моделі враховувалася тільки поверхнева дифузія та взаємодія між найближчими сусідніми чарунками.

В припущенні тетрагональної симетрії кожній ростовій чарунці приписувалася певна орієнтація (напрямок вісі c). Вважалося, що енергія взаємодії між двома сусідніми блоками залежить від їх взаємної орієнтації. Припускалося, що на кожному кроці Монте-Карло у випадково обраній точці площини відбувається одна з двох можливих подій: або надходить новий ростовий блок, або змінюється стан існуючого (пересування блоку, зміна орієнтації або ревипаровування). Вибір між подіями робився випадково відповідно до співвідношення ймовірностей, що обчислювалось з енергій усіх можливих станів.

Узагальнюючи модель, можна вважати, що розглядається просто набір з декількох можливих станів адатомів, або в даному випадку орієнтованих блоків. В дійсності цими станами напевно є різні можливі розгортання кристалу, що росте, відносно структури підкладки, параметр чарунки якої дещо відрізняється, і поворот є необхідним для мінімізації вільної енергії інтерфейсу. Тобто, запропонований підхід не суперечить, а доповнює модель поворотної релаксації, що була розроблена В. Свєчніковим [4].

В процесі моделювання в якості початкового стану завжди приймалася абсолютно рівна ідеальна підкладка. Граничні умови – періодичні по обидві головні вісі в площині плівки. Кожного разу моделювання проводилося доки верхній край плівки, що росте, не сягав 14-ого шару. Далі відповідною зміною ймовірності елементарних подій тиск газової фази над плівкою знижували до рівноважного і модель витримували при таких умовах достатній час, щоб досягти рівноваги поверхні при заданій температурі.

Під час моделювання контролювалися наступні кількісні характеристики: склад кожного шару, тобто кількість вузлів ґратки, що зайняті ростовими блоками кожної з орієнтацій, та кількість вільних вузлів; середню товщину плівки; середнє відхилення товщини плівки. В результаті чисельного моделювання виявилося, що за певних значень параметрів морфологія поверхні модельних структур дуже схожа на експериментальні зображення плівок YBCO, отриманих за допомогою атомної силової мікроскопії. Виявилось також, що в плівці може утворюватись майже довершена структура зі стовпчастих доменів, розгорнутих один до одного, що збігається з результатами, отриманими за допомогою електронної мікроскопії. В цілому можна зробити висновок, що ріст ВТНП плівок характеризується майже ідеальним пошаровим ростом всередині доменів, що обмежується з боків подібним ростом сусідніх доменів і принциповою неможливістю їх повного злиття. Поверхня плівки може бути як рівною, так і пірамідальною в залежності від обраних умов: температури, швидкості осадження та параметру анізотропії. Всередині доменів майже не утворюються дефекти (вакансії), більшість їх сегрегує поблизу меж доменів. Показано, що наявність анізотропії призводить до того, що плівка з самого першого моношару стає с-орієнтованою, незважаючи на те, що в моделі не було закладено анізотропної взаємодії частинок, що осаджуються, з підкладкою.

Моделювання дозволяє прогнозувати драматичні перетворення морфології поверхні анізотропних плівок при змінах температури та швидкості осадження. При збільшенні температури підкладки відбувається перехід від надзвичайно шорсткої поверхні з a- та b- орієнтованими включеннями до добре с-орієнтованої структури. Такий перехід не є раптовим, але відбувається в досить вузькому інтервалі температур. При відносно низькій швидкості осадження, для якої проводилися розрахунки, поверхня не стає гладкою навіть при високих температурах, тому що з підвищенням температури утворення зародків вже не є чисто двомірним і ріст є ближчим до острівцевого. Але добре відомий ефект підвищення шорсткості поверхні при підвищенні температури підкладки є частково пригніченим завдяки впливу анізотропії матеріалу. Зауважимо, що хоча дислокації безпосередньо не можуть існувати в рамках орієнтаційної моделі, вона допомагає зрозуміти процес їх виникнення в реальних плівках шаруватих ВТНП. Треба підкреслити, що масштаб температур в моделі є дуже умовним, бо в дійсності відбуваються значно складніші процеси з багатьма різними характерними енергіями та з різними типами частинок, що призводить до того, що якісно схожі перетворення можуть відбуватися в значно вужчому діапазоні температур.

Отже, чисельне моделювання в орієнтаційній Монте-Карло моделі епітаксійного росту, яка припускає жорстке позиціювання ростових блоків, що надходять до поверхні, та враховує анізотропію взаємодії між ними, добре описує механізм росту плівок перовскітних високотемпературних надпровідників та морфологію їх поверхні. Моделювання виявилося надзвичайно корисним як для розуміння морфологічних перетворень, що відбуваються на поверхні в залежності від температури та швидкості осадження, так і для розуміння процесу утворення структури слабко-розорієнтованих доменів та мережі межових дислокацій між ними. Складні перетворення, що відбуваються при змінах режиму осадження, спричинені одночасним впливом нерівноважного росту a-орієнтованих кластерів і активацією трьохмірного механізму утворення зародків при вищих температурах. Ефект збільшення шорсткості поверхні з підвищенням температури може бути дуже слабко вираженим у випадку сильно анізотропних (шаруватих) ВТНП матеріалів. В практичному аспекті можна зробити висновок, що утворенню a-орієнтованої фази, небажаної з точки зору забезпечення кращих електродинамічних властивостей плівок (адже високий надпровідний струм може текти лише саме в довершених мідь-кисневих шарах у площині ab), можна запобігти при достатньо високих температурах і достатньо низькій швидкості осадження. З іншого боку, надмірно низька швидкість осадження може негативно вплинути із-за підвищення впливу домішків та дефектів поверхні підкладки, а надмірно висока температура впливає на хімічний склад сполуки, що осаджується. Внаслідок цього діапазон температур, в якому можна одержати високоякісні епітаксійні плівки високотемпературних надпровідників є досить вузьким. Всі якісні висновки з орієнтаційного моделювання знаходять експериментальне підтвердження.

Другий розділ дисертації присвячений дослідженню впливу особливостей наноструктури ВТНП плівок YBCO на мікрохвильові властивості, а саме на поверхневий опір. Представлено огляд літератури, присвяченій температурній залежності поверхневого опору високотемпературних надпровідників, зокрема, особливостям плівок ВТНП.

Експериментально показано, що плівки осаджені за допомогою лазеру на підкладки з LaAlO3 при нижчій температурі, тобто з вищою концентрацією межових дислокацій (що підтверджується даними рентгенівської дифрактометрії), мають вищий поверхневий опір, що пов’язується з існуванням навколо дислокацій великих областей з пригніченим параметром надпровідного порядку. Розглянуто причини виникнення таких областей.

Відомо, що залежність критичної температури Tc від тиску є дуже анізотропною. Навіть коли ізотропна компресія кристалу є малою, локальний вплив деформації, спричиненої дислокаціями, на Tc може бути дуже значним завдяки тому, що поле деформації ij поблизу межової дислокації є дуже неоднорідним. Просторовий розподіл зміни критичної температури Tc навколо межової дислокації має вигляд:

, (1)

де C = (Ca + Cb)/2, (Ca,b = Tc/aa,bb), B – модуль вектору Бюргерса, що приблизно дорівнює постійній ґратки a  .4 нм,  .28 – коефіцієнт Пуассона, = (Ca Cb)/(Ca + Cb) і – азимутальний кут у площині ab. Тому границя нормальної області поблизу ядра межової дислокації описується рівнянням:

, (2)

де ; .

Оцінка параметрів дає R0(T) 0.042/ нм та 0 24. При температурі рідкого азоту 77 К це значить, що R0  0.3 нм, а максимальна величина rNmax 2.5 нм. Враховуючи ефект близькості, область зниженої критичної температури по-ши-рю-ється в усіх напрямках ще при-близ-но на довжину когерентності (T). Про-сторову діаграму області нормаль-ної фа-зи показано на Рис. . При температурі рідкого азоту (T) 3.5 нм і макси-маль-ний розмір нормальної обла-сті L(T) [rNmax + (T)] 12 нм. Площу області з пригніченим параметром над-про-від-ного порядку для однієї межової дислокації можна оцінити як SN(T)  (T)L(T), що складає біля 810132. При густині дис-ло-ка-цій, перпенди--кулярних до площини плів-ки 1011 см-2, частка нор-маль-ної фази складає до 10% від усього об’єму. Це абсо-лют-но до-стат-ньо для суттєвого впливу на НВЧ втрати.

Рис. 1 – Розраховані області нормаль-ного стану та пригніченого пара-мет-ру поряд-ку поблизу ядра межової дис--ло---ка---ції.

Для більш ретельної перевірки впливу лінійних дефектів на НВЧ вла-стивості ВТНП плівок та вивчен-ня можливого виникнення теплової не-стій-кості у плівці, методом непря-мого радіочастотного розпоро-шу-ван-ня було виготовлено серію зраз-ків плівок YBCO на сапфіровій підклад-ці з буферний шаром CeO2. Єди-ною різницею при виготовленні зраз-ків була температура підкладки при осад-женні шару CeO2, що призводи-ло лише до різної густини дислокацій. Мікрохвильовий поверхневий опір, Rs(T), вимірювався в діапазоні температур 20 –  К на фіксованій частоті 135 ГГц за допомогою резонатору зі змінною кінцевою стінкою.

Поведінка Rs при низьких температу-рах виявилася подібною для всіх зразків і близь-кою до лінійної. Нахил лінійної за-леж-ності майже однаковий. Ширина над-про-від-ного переходу, тобто Rs поблизу кри-тич-ної температури, суттєво відрізня-єть-ся для різних зразків (Рис. ). Ті, що містять більшу кількість дислокацій, ма-ють і більшу ши-ри-ну надпровідного пере-хо-ду та най-вищий поверхневий опір, що пов’язується з можли-вістю виникнення теплової не-стій-кості, спри-чи-неної лінійними де-фек-та-ми.

Рис. 2 – Поверхневий опір декількох плівок YBa2Cu3O7-x при температурах близьких до надпровідного переходу. Поверхне-вий опір чистої міді показа-ний для порівнян-ня.

Для теоретичної оцінки того, чи дійсно межові дислокації можуть бути джере-лом теплової не-стій-кості, було розглянуто зада-чу теплопровідності для плів-ки, що несе резистивний струм, на під-клад-ці. Оскільки НВЧ струм, в особ-ли-вості надпро-від-ний, тече голов-ним чином по кра-ях плівки, задача є ква-зі-одномірною і рів-нян-ня теплопровідно-сті легко чисельно ви-рі-шується.

Виявляєть-ся, якщо струм пе-ре-вищує деяке зна-чен-ня jp, тепловий до-мен (тер-міч-не збурення, закладене в по-чат-ко--вих умовах) починає поширюватися і може при-зво-дити до руйнування надпровідного стану в усій плівці.

Термічна нестійкість може розвинутися в плівці й призвести до зростання НВЧ втрат, ли-ше якщо існує достатнє початко-ве збурення. Характерний просторовий розмір збурення має бути порівняний з довжиною теплової релаксації, тобто з деяким характерним роз-мі-ром задачі теплопередачі:

, (3)

де K – коефіцієнт теплопровідності плівки, f(T) = w(T) – q(T), w(T,r) – відвід тепла, q(T,r) – теплоутворення за рахунок резистивних втрат. Для характерних параметрів задачі розрахунок дає h 50 нм, що лише в чотири рази перевищує розмір області нормальної фази поблизу дислокації згідно з наведеною вище оцінкою. В дислокаційному масиві, що утворює границю між доменами розорієнтованими на 1? в квазі-монокристалічній плівці, відстань між окремими дислокаціями складає 22 нм, тобто є помітно меншою, ніж h. Тому теплове збурення, викликане подібним масивом дислокацій, можна розглядати як єдине ціле.

З іншого боку, для виникнення теплової нестійкості теплоутворення в області нормальної фази поблизу дислокації (або дислокаційного масиву) повинно бути достатньо сильним. Локальний перегрів T, викликаний однією дислокацією, можна розрахувати з двомірного теплового балансу для стаціонарної задачі і він виявляється пропорційним лінійному розміру збурення. Оцінки показали, що для окремої дислокації T  .1 – .0Це означає, що окрема дислокація не може мати суттєвого впливу, але масиви дислокацій, що складають низькокутові границі між доменами та спостерігаються експериментально, можуть спричинити термічну нестійкість, якщо дислокації в масивах розташовані ближче ніж h одна до одної.

Третій розділ роботи містить результати вимірювань магніто-польових залежностей густини надпровідного критичного струму в квазі-монокристалічних плівках YBCO та їх аналіз в моделі депінінгу вихорів з дислокацій в низкьокутових границях доменів.

Типові залежності густини критичного струму від магнітного поля, що прикладене перпендикулярно до поверхні плівки і, відповідно, вздовж вісі c кристалу, Jc(H) (H) для епітаксійних плівок YBCO з високими критичними параметрами (Jc(77  106м2) мають три різні ділянки. Низькопольова ділянка являє собою майже плато, далі критичний струм спадає приблизно за лога-риф-міч-ним законом Jc(H) Jc(0) H*/H), де H* – деяке характеристичне поле. При по-даль--шо-му підвищенні поля зменшен-ня Jc(H) уповільню-єть-ся. Раніше вважалося, що плато є проявом режиму індивідуального пінінгу вихорів. В роботах [5, 6] було вперше досліджено особли-вості поведінки Jc(H) в діапазоні низьких полів і припуще-но, що в YBCO плівках мо-жуть мати місце два альтерна-тив-них механізми обмеження Jc: завдяки обмеженій прозорості дислокаційних границь доменів або в результаті депінінгу вихо-рів з лінійних дефектів. Який з механізмів реалізується, залежить від характеристик доменної нанорозмірної структури плівки. Було припущено, що чіткий і різкий перехід між плато й логарифмічною частиною на кривій Jc(H| c) є доказом механізму обмеження критичного струму контрольованого прозорістю дислокацій-них границь в інтервалі низьких полів. Було запропоновано модель для відображення поведінки Jc(H) на спадаючій ділянці.

В представленій роботі цю модель розвинуто і детально кількісно проаналізовано. Розвиток моделі полягає в тому, що статистичний розподіл за розмірами впорядкованих низкьокутових границь доменів, тобто наноструктурної мережі дисло-ка-цій, взятий до уваги разом із розорієнтацією су-сід-ніх доменів, що безпосередньо по-в’язана з відстанями між дисло-ка-ціями в границях. Завдяки цьому виявилося можливим співвіднести реальну наноструктуру лінійних дефектів у плівці YBCO, знайдену шляхом структурних досліджень, з модель-ною картиною, отриманою з експе-ри-ментально виміряних кри-вих Jc(H) за допомогою належної про-це-ду-ри підгонки параметрів.

Криві намагнічування як функ-ції температури та прикладеного маг-ніт-ного поля вимірювалися з ви-ко-ристан-ням СКВІД-магнетометру в інтервалі полів до 5і темпе-ра-тур від 5 до 95(Рис. ). Гус-тина кри-тичного струму знаходи-ла-ся з ши-рини петлі намагнічування в мо-де-лі критичного стану Біна. Вимі-рю-ван-ня транспортним методом ви-ко--ну-ва-лось на містках 0.25 мм завширш-ки, витравлених на плівках ме-то-дом зви-чайної вологої фотоліто-гра-фії, з використанням чотирьох-зондо-вої техніки і критерієм по електрич-но-му полю 1 мкВ/см.

Рис. 3 – Jc(B) при різних температу-рах від 5 до 80Для порів-нян-ня ре-зуль-та-ти транспортних вимірювань на тій са-мій плів-ці при 77 К.

Модель депінінгу вихорів з дис-ло-ка--цій в низькокутових гра-ни-цях до-ме-нів (НКГ) базу-ється на на-ступ-них сут-тє-вих при-пу-щен--нях: 1) єдиними ефек--тив--ни-ми центрами пінінгу є “про--ши--ва-ючі” межові ди-слока-ції в НКГ між слабко розорієн-то-ва-ни-ми домена-ми; 2) магнітна ін-дук-ція у плівці співпадає з зовнішнім магнітним по-лем, що при-кладене паралельно до кристало-графічної вісі c плівки та напрямку лінійних центрів пінінгу, тому що фактор розмагнічування практично дорівнює одиниці; 3) для головних параметрів моделі має місце послі-довність нерів-но-стей rc  (T) < d << L < a(H) < (T), де rc – радіус нормального ядра дислокації, (T) – довжина когерент-но-сті, d – відстань між дислокаціями вздовж грани-ці, L – середній попе-реч-ний розмір до-ме-нів, a(H) – пара-метр недеформова-ної ви-хо-ре-вої ґрат-ки і (T) – глибина про-ник-нення маг-ніт-ного поля. В припу-щен-ні -розпо-ді-лу доменів за розмі-ра--ми P(L) L-1e-L/() ( =2,  = <L>, – дисперсія функції розпо-ді-лу) був отриманий наступний вираз для по-льо-вої залежності критичного стру-му:

, (4)

де () і (, ) є повна й неповна гамма-функції, f – деяка функція, яка враховує, що межа між доменами складається з окремих дислокацій, а rc/0)(0/H)Ѕ – параметр, що має фізичний зміст відстані, на якої вихорі закріплюються на дислокаціях.

Отже, залежності Jc(H,) /c(0,) від деякої функції повинні бути інваріантними, а графі-ки нормалізованої густини критичного стру-му Jc від величини H/(H0) для різ-них фіксованих температур повинні спів-па-да-ти, що й має місце з досить висо-кою точністю (Рис. ) (характерне магнітне поле H0 rc20/(02L2 введено для зруч-но-сті).

Рис. 4 – Зведені польові залежності кри--тич-ного струму для плівки одер-жа--ної магнетронним розпорошен-ням на підкладці сапфір/CeO2. Су-ціль-на лі-нія – сумісна підгонка екс-пе-ри-мен-таль-них даних для 10, 30 та 60 К. Пунк-тирні лінії – розраховані залеж-но-сті для ширшого розподілу ( ) та для суцільних границь (d = 0).

Експериментальні дані бу-ло пі-діг-на-но за допомогою ви-ра-зу (4) з незалежни-ми па-ра-мет--ра-ми фітуван-ня H0, і d*/L. Невелике відхилен-ня від універ-саль-ної кри-вої для максималь-ної темпе--ра-ту-ри та найвищих зна-чень магнітних полів може бути віднесено до впливу терміч-ного крипу по-то--ку, що не був взятий до ува-ги. Внесок кри-пу збіль-шу-єть-ся з температурою і зменшується при підвищенні кри-тич-ного стру-му.

Параметр   , який було знай-де--но з підгонки, відпові-дає до-сить вузько-му розпо-ді-лу доменів за розмірами. Оцінка середнього розмі-ру домену L зі знайденої ве-ли-чи-ни H0  Е дає при--близ-но 280 нм. Відстань між дислока-ці-я-ми в грани-ці, обчислена з третього знай--де-но-го параметру d*0.123, дорів-нює 35 нм, що відповідає куту між доме-на-ми 0.65. Така дуже мала роз-орі-єн-тація по--яс-нює відсутність про-яву ме-ханізму про--зо--рості гра-ниць в об-меженні Jc при низьких магнітних по-лях, що спостері-гав-ся для деяких YBCO плівок, осадже-них ім-пульс-ним лазерним методом [6].

Розподіл доменів за розмірами та-кож був визначений з даних рент-ге-нів-ської дифрактометрії за методом Уоррена – Авербаха, що базується на тому, що розподіл доменів за розмірами вздовж вісі відбиття рентгенівського випромі-ню-ван-ня є пропорційним до другої по-хід-ної Фур’є образу профілю відповід-ної дифракційної лінії. При цьому природ-на форма лінії може бути врахована, знаючи про-філь якоїсь іншої реперної лінії (в нашому випадку це відбиття від монокристалічної сапфірової підкладки). Спотворення лінії, спричинене деформаціями, враховувалося шляхом вимірювань двох порядків одного й того ж відбиття. Використовувались від-бит-тя (106) та (2012), що мають необ-хід-ну ненульову компоненту в площині ab.

Процедура Уоррена – Авербаха за--над-то чутлива до випадкових флуктуацій, що призводить до осциляцій розрахованої функції розподілу, що не мають фізичного змісту. Тому, для того щоб порівняти функцію розподі-лу доменів за розмірами, обчислену з рентгенівських даних, з отриманою з польових залежностей критичного струму, припускалося, що вона також підкорюється -розподілу. Це дозво-ли-ло витягти пара-мет-ри розподілу, фі-ту-ючи лише першу похід-ну Фур’є обра-зу ди-фракційної функ-ції за допо-мо-гою звичайної проце-ду-ри сим-плексу (Рис. ).

Рис. 5 – Обчислена перша похідна Фур’є обра-зу дифракційної функції для відбиття (1  ) та розрахована пі-діг-на-на крива в припущенні _роз-поділу.

Обчислені за допомогою та-ко-го ме-то-ду величини   та <L>  220 нм задо-віль-но узгоджуються з оцін-ками па-ра-метрів на-но-структури з вимірювань гу-с---ти---ни критичного стру-му.

Отже, в рамках роботи магніто-по--льо-ві та температурні залежності гу-стини кри-тичного струму в квазі-мо-но--кри-сталіч--них епітаксійних плів-ках YBCO вимірювалися за допомо-гою СКВІД-ма-гне-тометрії та чоти-рьох-зон-дової транспорт-ної методи-ки. Пока-за-но, що експери-мен-тально виміря-ні залежності Jc(H c, T) кіль-кісно пояснюються депінінгом вихо-рів з пара-лель-них вісі с “прошиваючих” дислокацій у низькокутових границях нахилу між доменами, сформованими в процесі росту плівки. Розроблена модель, що приймає до уваги статистичний розподіл дислокаційних доменних границь, впорядкованих у мережу, а також відстань між дислокаціями у границях, дозволяє обчислити параметри доменної наноструктури.

Останній четвертий розділ дисертації присвячений властивостям квазі-монокристаліч-них плівок YBCO в резистивному стані.

Вимірювання вольт-амперних характеристик (ВАХ) проводилося на плівках YBa2Cu3O7-x, виготовлених лазерним осадженням на підкладки SrTiO3, товщиною 150 – 300 нм. Для усунення впливу термоелектричних і контактних потенціалів, запобігання перегріву плівки і для підвищення чутливості, вимірювання проводилися за допомогою синхронного детектору на квазі-постійному струмі: сигнал зі зразка, крізь який пропускалися прямокутні біполярні імпульси струму, інтегрувався лише в обмеженому часовому інтервалі після закінчення перехідних процесів і до початку перегріву. Перша похідна ВАХ вимірювалась безпосередньо за допомогою звичайної модуляційної методики або обчислювалась після накопичення всього об’єму даних.

Виміряні початкові нелінійні ділянки ВАХ добре описуються в рамках моделі термо-активова-но-го крипу. При вищих струмах ВАХ мають майже лінійні ділян-ки, які можна зв’язати з в’язкою течією магнітного потоку (Рис. ).

Рис. 6 – Перші похідні вольт-ампер-них характеристик плівок YBCO при різному прикладеному полі.

Поведінка польових залеж-ностей опору в’язкої течії потоку f(B) (Рис. 7) при низьких полях виявилася досить незвичною. Як вид-но зі вставки на цьому ма-люн--ку, вона приблизно відпові-дає закону f  B1/2, що суттєво від-різняється від звичайних пе-ред-бачень моделі Бардіна – Сте-фе-на, в якої ця залежність є лінійною.

Рис. 7 – Польові залежності опору в’яз--кої течії потоку f(B). На вставці – в ко-ре-не-во-му масштабі поля.

Аномальні властивості мо-жуть бути пояснені, якщо при-пусти-ти, що вихорі рухаються ли-ше вздовж одномірних “кана-лів легкого плину”, в яких сила пінінгу та енергія активації руху вихорів може бути нижчою, ніж в решті матеріалу. Такими кана-ла-ми можуть служити дислока-цій-ні границі нахилу між доменами завдяки пригніченню в них параметру надпровідного порядку.

Коренева залежність f(B) є прямим наслідком врахування кількості вихорів, що рухаються в каналі, за умови можливості пластичної деформації всієї вихоревої ґратки. З підвищенням прикладеного магнітного поля залежність f(B) стає лінійною, що можна інтерпретувати, як перехід до руху ґратки як цілої внаслідок загального збільшення кількості вихорів і,