книги из ГПНТБ / Слабкий Л.И. Методы и приборы предельных измерений в экспериментальной физике

^ІІНЕЕЗЕЕЕЕІГ

6

6

Рис. 28. Схема включения двухбарьерного датчика Джозефсона для наблюдения интерференции сверхпроводящих токов

<?і, Сг — гальванометры

Формула, описывающая ток Джозефсона, в данном случае име­ ет вид [13]:

где (2п)-1-Н0 — поле, соответствующее наличию в барьере 1 кван­

а<1 сиг2, поэтому разрешимые значения составляют около ІО-8— ІО-9 гс. Можно, однако, пойти и по другому пути, а именно, исполь­ зовать сразу несколько параллельно включенных джозефсоновских барьеров. При этом в соответствии с формулой для разрешаю­ щей силы такой «магнитной диффракционной решетки» ее разрешаю­ щая способность будет увеличена в N раз, где N — половина об­ щего числа «штрихов» — числа джозефсоновских барьеров. (На­ помним, что для оптической диффракционной решетки разрешаю­ щая способность R равна R=nN, где п — порядок спектра; N — общее число штрихов.)

Остановимся на некоторых вопросах экспериментальной мето­ дики, связанной с получением джозефсоновских образцов [16—25].

Напыление образцов производится обычно на охлажденную до 78° К стеклянную подложку (с хорошим качеством поверх­

ности) в вакууме при давлении /?~10~5 мм рт. ст.

В случае использования оловянных напыленных пленок, тол-

122

6

щина которых берется в пределах 1000—2000 А, джозефсоновскии барьер получают следующим образом. Сначала производится напы­ ление (по трафарету) оловянной полоски нужных размеров в вы­

пленки Sn. При этом образуется непроводящий слой окисла олова

дий, который также может быть нанесен в вакууме на соответствую­ щие участки оловянных пленок, либо «втерт» хорошо зачищенным паяльником, луженым индием, в стеклянную или кварцевую под­ ложку. Величина сопротивления барьера при правильном приго­ товлении образца должна быть порядка ІО-3—ІО-2 Ом-мм2.

Аналогичным образом можно проводить напыление и более сложных джозефсоновских барьеров, например типа «слоеного пирога». Здесь следует, однако, отметить, что получаемые таким путем туннельные образцы являются весьма недолговечными (глав­ ным образом, ввиду диффузии атомов от слоя к слою) и требуют хранения при низкой температуре в условиях достаточно высо­ кого вакуума. В последнее время удалось получить туннельные пе­ реходы, свободные от этого недостатка;.

Одним из методов получения высокостабильных туннельных барьеров является окисление напыленной пленки в плазме тлею­ щего разряда при давлениях р~ 10 _1Ч-10-2 мм рт. ст., причем окисляемая поверхность является катодом и подвергается бомбар­ дировке ионами кислорода [24, 25]. Время окисления зависит от величины давления и тока и обычно составляет менее одной мину­ ты для получения изоляционных пленок толщиной 14—16 А. Тун­ нельные образцы из РЬ, изготовленные таким методом, сохраняют стабильность своих характеристик в течение нескольких месяцев и выдерживают многократные охлаждения до 7=4,2° К.

Помимо туннельных барьеров такого типа в качестве джозефсо­

Весьма интересный способ получения пары туннельных контак­ тов описал Кларк [21]. В.капельку Sn—Pb припоя (504-50%) размером 1—3 мм быстро погружают Nb проволоку толщиной от 50 до 100 мкм, обработанную в H F электролизом до образования чистой блестящей поверхности. При застывании капельки, кото­ рая не смачивает Nb проволоку, в точках выхода проволоки из ка­ пельки возникают два туннельных перехода.

•На рис. 29 показано устройство датчика для измерения маг­ нитного поля с использованием такой капельки [22].

Магнитное поле Н, нормальное к плоскости витка Nb проволо­ ки, создает в нем незатухающий ток /=<D /L=#a/L, который «считы-

123

бается» капельным туннельным образцом. На рис. 30 приведены функции £/ВыХ = U (Н) для такого образца.

Свойства туннельных барьеров проявляют также «точечные кон­ такты» [17], возникающие в месте соприкосновения остро зато­ ченной сверхпроводящей проволочки с поверхностью массивного сверхпроводника. Эти контакты поддаются регулировке простым изменением давления на контакт, однако их характеристики не

Ниооиевая

проволочная

петля

Рис. 29. Туннельный «капельный» кон­ такт Кларка и устройство датчика для измерения изменения магнитного поля Н

Др^о — толщина оксидной пленки; Л —

глубина проникания магнитного поля в сверхпроводник

отличаются высокой стабильностью, если не применять специаль­ ных «фиксирующих» цементов типа эпоксидной смолы для жест­ кого скрепления элементов, образующих контакт, или других специальных приемов.

Предельная чувствительность магнитных измерителей поля на основе аффекта Джозефсона ограничивается тепловыми флуктуа­

фактическая чувствительность также будет возрастать, поскольку с увеличением диаметра петли растет ее индуктивность L, т. е.

флуктуациями тока в такой системе. Поэтому увеличение диаметра петли свыше ~ 1 см практически не дает возможности наблюдать квантовую интерференцию. Вадшо подчеркнуть, что не обязательно стремиться повысить периодичность тока по полю Я, важно лишь получить необходимую крутизну (д/дН)ІІвыХ 'при до­ статочномалых критических токах барьеров (единицы микроампер).

Так, при крутизне ~ 1 лшз/10-0 э и предельной чувствительно­ сти прибора типа Ф118 около 5 - ІО-10 в предельная аппаратурная чувствительность будет примерно равна тепловой предельной чув­ ствительности джозефсоновского датчика, т. е. около 5 -ІО-10 э.

0 В настоящее время достигнута чувствительность 5-10~*°з (см. [43, 44]).

124

k магнитного потока, показывающий, во сколько раз напряжен­

диаметра, можно повысить его чувствительность к измеряемому полю Ну в /г paß.

Предельная чувствительность такой системы определяется кван­ товыми шумами в замкнутой сверхпроводящей цепи — трансфор­ маторе и, по-видимому, может составлять ІО-11—ІО-12 э.

§6. Некоторые применения квантовых магнитометров

Вэтом параграфе на нескольких примерах будут показаны воз­ можности использования квантовых матнитрметров в различных

областях техники и физических измерений.

1. Измерение слабых магнитных восприимчивостей ядерно-резонансными методами

Как известно, напряженность магнитного поля внутри образ­ ца зависит как от величины магнитной восприимчивости %образца, так и от его формы, и определяется соотношением

где Не — напряженность поля в отсутствие образца; Іт — намаг­ ниченность образца, равная %Нр, N — размагничивающий фактор.

125

Для тел эллипсоидальной формы (например, для эллипсоидов вращения) размагничивающий фактор имеет аналитическое выра­ жение. Так, для вытянутого эллипсоида вращения (к которому мо­ гут быть сведены такие, например, формы, как стержень) в случае намагничения вдоль большой оси размагничивающий фактор равен

Формулы для сплюснутого эллипсоида вращения (намагниче­ ние вдоль оси вращения) и для цилиндра, намагниченного перпен­ дикулярно оси, соответственно имеют вид:

Образцы любой другой, неэллипсоидальной формы, за исключени­ ем цилиндров с осью, параллельной полю, намагничиваются неод­ нородно.

Величина N для стержней равна ~(0,l-f-0,3) (для Л~10) и

Л1~10-5 (для Л ~104).

Итак, пусть имеется образец с восприимчивостью %, который помещен в среду, имеющую восприимчивость %и. Тогда для напря­

Если образец имеет форму вытянутого эллипсоида с большим Л (цилиндр), то для случая, когда поле Не параллельно оси цилинд­

ра, величина N = 0, в то время как для поля Не, перпендикуляр­

ного к оси, как уже отмечалось выше, Nx= 2я.

Поэтому разность величин Н і для этих двух случцев при на­ личии иглообразного образца в среде с восприимчивостью %и будет

откуда может быть найдена %и, если известна величина %, или на,- оборот. Проведя измерения в вакууме (%и=0), можно найти % для данного образца. Так, для х — Ю-в относительный сдвиг ча­ стоты я. м. р. равен — ІО-4, т. е. легко может быть измерен обыч­ ными методами. Таким образом, данный метод позволяет прсво-

126

дить измерения магнитной восприимчивости для диа- и парамагне­ тиков, для которых величина % лежит в пределах ІО-4—ІО-8 .

Что касается антиферромагнетиков, то переход некоторых кри­ сталлов (например, кристалла С и С12-2Н20 при его охлаждении ниже 4,3° К) в такое состояние характеризуется как изменением спектра я. м. р ., ослаблением величины сигнала, таік и изменением восприимчивости, что связано с переориентацией спинов ядер в подрешетках кристалла и может быть исследован этим методом.

2. Квантовые стабилизаторы магнитного поля

Как спиновые генераторы, так и сверхпроводящие датчики магнитного поля могут, очевидно, быть использованы для целей стабилизации магнитного поля Я путем выработки сигнала ошиб­ ки я|)=я|з (Я—Я о), с помощью которого магнитное поле Я 0, путем его автоматической регулировки, непрерывно приводится к свое­ му первоначальному значению.

Начнем со спиновых генераторов, которые могут быть с успехом использованы для этой цели.

Сигнал ошибки яр=яр (Я—Я 0) может быть получен различными способами, в частности, например, путем сравнения частоты спи­ нового генера'тора со с некоторой фиксированной (опорной) часто­ той со* кварцевого генератора. При этом разность Асо может слу­ жить сигналом ошибки. Другим возможным способом получения сигнала ошибки является способ, использующий эффект «затя­ гивания» частоты спинового генератора относительно ларморов­ ской частоты прецессии спинов со 0=у*Я, т. е.

(3.77)

где сой — собственная резонансная частота «приемного» контура.

Поэтому, используя добавочную модуляцию поля с частотой Q, можно получить сигнал, пропорциональный разности со0—сой.

Амплитуда сигнала на частоте Q, пропорциональная разности со 0—coft, имеет вид

U = У*2Я 1Я МОд m j ' l

при у*ЯЫОд, Й |< Т 2 *■

Рассмотренный случай не является, однако, наилучшим для применения его в целях стабилизации поля, поскольку, во-первых, существует необходимость в модуляции поля (что само по себе не всегда бывает допустимо), и, во-вторых, при достаточно близких частотах со 0 и со;і величина сигнала ошибки U мала, что ухудшает условия для регистрации малых измерений указанного сигнала

ошибки,

127

По-видимому, наиболее интересным и перспективным является использование для целей стабилизации поля сверхпроводящих датчиков, основанных на туннельном эффекте Джозефсона^.

Как уже говорилось выше, для системы, состоящей из двух параллельных туннельных барьеров величина джозефсоновского тока определяется формулой (3.67):

Отсюда следует, что в принципе существует возможность реги­ страции изменения магнитного потока в рабочем объеме всего на 1 квант, поскольку функция |соз(яЯ/Я1) | периодически изменяется

Очевидно, что чувствительность такого метода на много поряд­ ков превышает чувствительность любых других способов стабили­ зации (включая спиновые генераторы, цезиевые магнитометры и т. д.). Действительно, в то время как с помощью прецессионных или спиновых датчиков порядок величины точности стабилизации

величина 6Я/Я, соответствующая изменению потока через коль­ цо на 1 квант, будет равна 2-Ю-10, а при использовании упомяну­ тых методов регистрации тока «в пределах одного кванта Ф 0» будет существенно меньше.

sinn Я /Я 0

Множитель пн/Н— в (3-67) может быть «сделан» близким

к единице, если взять размеры туннельных барьеров (и их пло­ щадь) значительно меньше, чем размер всего образца (кольца). В этом случае

поскольку величины Ф 0 и Я являются фиксированными. Поэтому функция

Однако реализация такого образца с использованием обычных (пленочных) барьеров весьма затруднительна, поскольку даже при размерах барьера ІО-5 см-10-1 см потоку в 1 квант соответствует поле Я ~ 2 э.

По-видимому, здесь лучше всего подойдут Экранированные барь­ еры на основе Sn—Pb капельного контакта (см. § 6 в гл. 2). Исполь­ зование таких датчиков дает возможность стабилизировать поле Я ~ 1 0 3 э с точностью до ІО-7 э [22].

128

абсолютную магнитную экранировку, при которой в некотором

Н

Рис. 31. Распределение напря­ женности магнитного поля вбли­ зи замкнутого сверхпроводящего кольца радиуса, г

величины Ф<СФ0/2, затем «гармошку» охлаждают до температуры Т<СТКр, при которой поток будет равен нулю (при Ф < Ф 0/2 систе­ ме «выгоднее» захватить нулевой поток, чем один квант потока Ф 0). Если теперь растянуть «гармошку», то можно получить значитель­ ный объем пространства с нулевым магнитным потоком. Очевидно, что напряженность поля всюду внутри этого объема не будет рав­ на нулю в силу влияния краевых эффектов (рис. 31). Этого, одна­ ко, можно избежать, если к «гармошке» добавить сверхпроводящие донья.

Практически описанный способ можно применять тогда, когда внешнее поле достаточно мало, например, всего ІО-4—ІО-5 гс, так как компенсация поля с точностью, лучшей 1 • ІО-4, затрудни­ тельна. Более подходящим способом является следующий [27].

Из РЬ фольги толщиной 15 мкм изготавливают «чулок», который в плотно сложенном виде вводят в поле Я, охлаждают до Т<.Ткр и расправляют.

Затем внутрь этого «чулка» вводят следующий, также сложен­ ный, затем его охлаждают и также расширяют, причем первый «чулок» можно извлечь из дьюара, чтобы не загромождать его. Две-три таких операции (последний «чулок» берут с дном), и поле может быть уменьшено на 6—8 порядков.

Г л а в а 2

МЕТОДЫ ПОЛУЧЕНИЯ И ИЗМЕРЕНИЯ СВЕРХВЫСОКОГО ВАКУУМА

При конструировании и эксплуатации вакуумной аппаратуры

ного прогрева системы, причем важным параметром, как правило,

ХІО~10 мм рт. ст.) и высокой термической стабильностью, что позволяет использовать их для получения сверхвысокого вакуума без применения охлаждаемых ловушек и даже без предваритель­ ного прогрева вакуумной системы.

На основе ряда исследований [28, 29] было установлено, что наиболее подходящим типом насоса для такого рабочего вещества, как ПФ-эфир, является серийный насос Н-1С-2. В нем несколько повышена мощность электрического подогревателя, так как необ-

130