Сверхпроводящую тонкую пленку можно использовать как ловушку для атомов

Японские ученые продемонстрировали возможность использования сверхпроводящего состояния вещества как устойчивой и стабильной магнитной ловушки для нейтральных атомов, в частности бозе-эйнштейновского конденсата. Принцип работы их устройства опирается на особенности механизма проникновения магнитного поля в некоторые сверхпроводники.

Когда речь заходит о практическом использовании явления сверхпроводимости, то в первую очередь говорят о создании очень сильных магнитов, электрических кабелей и сверхчувствительных детекторов магнитного поля — СКВИДов. В настоящее время сфера применения сверхпроводников значительно расширилась. Помимо всего прочего их начинают использовать как базовые элементы детекторов единичных фотонов инфракрасного излучения; на основе сверхпроводящей пленки ученые предлагают регистрировать гравитационные волны; сверхпроводящая полоска способна с высокой эффективностью и точностью детектировать энергию молекул. Наконец, продолжаются работы над созданием на основе сверхпроводящего джозефсоновского перехода (контакта двух сверхпроводников, разделенных тонким слоем нормального металла или диэлектрика) основного элемента квантового компьютера — кубита. Существуют и другие проекты, где применяется или планирует применяться сверхпроводимость материалов. Об одном из них и пойдет речь.

Сравнительно недавно, используя сверхпроводящую тонкую пленку ниобия (Nb), японские физики создали магнитную ловушку для нейтральных атомов, в частности бозе-эйнштейновского конденсата (БЭК). Свою идею они изложили в статье Stable Neutral Atom Trap with a Thin Superconducting Disc, опубликованной в журнале Physical Review Letters. Перед тем как рассказать о принципах работы магнитной ловушки японских исследователей, необходимо познакомиться с некоторыми аспектами явления сверхпроводимости.

Сверхпроводники 1-го и 2-го рода

Для начала напомним, что сверхпроводимость — это нулевое сопротивление вещества и его идеальный диамагнетизм, заключающийся в выталкивании и непроникновении магнитного поля внутрь вещества. Если быть очень корректным, то магнитное поле всё-таки проникает в сверхпроводник. Но глубина этого проникновения чрезвычайно малая и составляет в лучшем случае (для некоторых веществ) порядка 100 нм. В таком тоненьком слое возбуждаются сверхпроводящие токи, которые помогают сверхпроводнику экранировать внешнее магнитное поле и не давать ему заходить глубже в материал. В этом и состоит причина идеального диамагнетизма или, как еще это явление называют, эффекта Мейсснера—Оксенфельда. Состояние идеального диамагнетизма сверхпроводника в научной литературе именуют также мейсснеровским, а экранирующие сверхпроводящие токи — мейсснеровскими.

superconducting_film_fig1_600.gif Рис. 1. Фазовая диаграмма состояния сверхпроводников 1-го и 2-го рода, показывающая, как меняются фазы сверхпроводника при изменении температуры и индукции внешнего магнитного поля. Мейсснеровское состояние соответствует сверхпроводящей фазе, когда силовые линии магнитного поля не могут проникнуть в вещество. Смешанное или вихревое состояние означает сосуществование сверхпроводимости и нормальных несверхпроводящих тонких ниток, вытянутых вдоль силовых линий магнитного поля. Такие нитки называют вихрями Абрикосова, или квантовыми вихрями (см. подробности в тексте). Рисунок Юрия Ерина

Если при заданной температуре начать усиливать магнитное поле, то при некотором значении его индукции Bc (критическое поле) сверхпроводимость резко перестает существовать, так как мейсснеровские токи уже не способны защитить сверхпроводник от вторжения внешнего магнитного поля. Вещество из сверхпроводящего состояния переходит в нормальное (рис. 1). Материалы, которые ведут себя подобным образом, называют сверхпроводниками первого рода. К сверхпроводникам 1-го рода относятся все сверхпроводящие элементы периодической таблицы Менделеева, кроме ниобия и ванадия.

В сверхпроводниках 2-го рода разрушение сверхпроводимости идет более сложным путем и происходит в два этапа (рис. 1). Пока индукция магнитного поля не превосходит некоторого предела, обозначаемого как Bc1 и именуемого «нижнее критическое поле», сверхпроводник — идеальный диамагнетик, то есть находится в мейсснеровском состоянии. После того как магнитное поле «перешагнуло» Bc1, сверхпроводнику становится энергетически выгодно впускать его в себя в виде своеобразных микроскопических «нитей» (характерный размер порядка 100 нм), вытянутых вдоль силовых линий внешнего поля. Чем больше индукция поля, тем больше этих нитей будет в сверхпроводнике. При большом увеличении эти образования представляют собой вихри, ядра которых являются несверхпроводящими, нормальными, а вокруг них протекают циркулирующие сверхпроводящие токи, которые экранируют нормальную область вихря (рис. 2).

ris_2.jpg Рис. 2. (слева) Проникновение магнитного поля в сверхпроводник 2-го рода происходит в виде квантовых вихрей — микроскопических нормальных областей (выделены голубым цветом), окруженных сверхпроводящими циркулирующими токами. Пространство между вихрями является сверхпроводящим. По нему протекают экранирующие мейсснеровские токи. Рисунок с сайта nauka.relis.ru. Рис. 3. (справа) Вид сверху треугольной вихревой решетки Абрикосова в сверхпроводнике 2-го рода. Черными заполненными кругами показаны нормальные области вихрей. Рисунок с сайта elementy.ru

Существование вихрей предсказал в 1957 году советский физик Алексей Абрикосов. Он же показал, что вихри являются квантовыми объектами в том смысле, что несут в себе как бы одну силовую линию внешнего магнитного поля, или квант магнитного потока Ф0 = h/2e = 2,07·10–15 Тл·м2. Из его расчетов также следовало, что квантовые вихри должны образовывать треугольную вихревую решетку (рис. 3). Такое состояние сверхпроводника 2-го рода назвали смешанным, или вихревым.

Спустя 10 лет после предсказания Абрикосова немецкие ученые в сверхпроводящем свинце получили первое изображение треугольной решетки вихрей.

Если же при заданной температуре продолжать увеличивать индукцию магнитного поля до некоего значения Bc2 (верхнее критическое поле), то вихрей станет настолько много, что их ядра начнут перекрываться, и они заполнят весь объем вещества. Как результат, сверхпроводник из смешанного состояния перейдет в нормальное.

Около года назад ученые обнаружили в дибориде магния MgB2 (Tc = 39 K) сверхпроводимость полуторного рода, предсказанную в 2003 году. Механизм проникновения магнитного поля в сверхпроводники 1,5-го рода примерно такой же, как у сверхпроводников 2-го рода. Пока индукция внешнего магнитного поля не превышает Bc1 (нижнее критическое поле), сверхпроводник находится в мейсснеровском состоянии, то есть не впускает в себя силовые линии. Выше Вc1 вихри входят в сверхпроводник, образуя не треугольную решетку, а паутинную. Дальнейшее увеличение магнитного поля изменяет паутинную вихревую решетку на чередующиеся полосы с высокой и низкой плотностью вихрей. Если же еще усилить внешнее поле, то произойдет еще одно превращение и появится знакомая уже треугольная решетка вихрей. Наконец, когда индукция превысит Bc2 (верхнее критическое поле), сверхпроводимость исчезнет по сценарию сверхпроводников 2-го рода.

В настоящее время сверхпроводимость 1,5-го рода найдена только в дибориде магния. Ученые предполагают, что к сверхпроводникам 1,5-го рода следует относить и железосодержащий сверхпроводник Ba0,6K0,4Fe2As2, однако пока что данная гипотеза не нашла своего экспериментального подтверждения.

Термомагнитная неустойчивость сверхпроводника 2-го рода

Описанное выше смешанное состояние сверхпроводников 2-го рода несколько идеализировано. Во-первых, вихри могут двигаться в сверхпроводнике. Их движение возникает из-за того, что в сверхпроводящих областях между вихрями протекают экранирующие мейсснеровские токи. Поскольку каждый вихрь несет в себе магнитный поток, то на него со стороны тока начинает действовать сила, математически (по формуле) напоминающая силу Лоренца, действующую на движущийся заряд. Эта лоренцеподобная сила заставляет вихри смещаться.

Во-вторых, треугольная вихревая решетка реализуется лишь для очень чистого сверхпроводящего вещества, без структурных изъянов. На самом же деле сверхпроводники 2-го рода в той или иной степени неоднородны по своему внутреннему строению: в них существуют границы гранул, примеси, поры и т. п. Путешествуя по сверхпроводнику, вихри могут застревать или закрепляться на таких дефектах. Такие «пришпиленные» вихри называются запиннингованными, а само явление «пришпиливания» получило название пиннинг. Равновесие между лоренцеподобной силой и силой пиннинга определяет устойчивое положение вихрей, которое может оказаться вовсе не в виде треугольной периодической решетки.

В начале 90-х годов с появлением высокоразрешающих магнитооптических микроскопов ученые начали активно исследовать обнаруженное еще в 1967 году, явление очень необычного проникновения магнитного поля в сверхпроводники в виде древовидных или ветвящихся нормальных (несверхпроводящих) структур, имеющих макроскопические размеры. Особенно хорошо древовидные образования проявляются в тонких пленках (рис. 4). Позже такое поведение сверхпроводника 2-го рода в магнитном поле ученые назвали термомагнитной неустойчивостью.

Те же древовидные структуры в 2002 году были обнаружены и в сверхпроводящем дибориде магния MgB2. В момент обнаружения ученые не знали еще, что диборид магния является сверхпроводником 1,5-го рода, поэтому по старинке его считали сверхпроводником 2-го рода.

superconducting_film_fig4_600.jpg Рис. 4. Магнитооптические изображения древовидных ветвящихся структур в тонких пленках YBaCuO при температуре 4,2 К (a), в MgB2 при температуре 3,8 К (b) и 10 К ©. На рисунке (а) темные области соответствуют нормальному состоянию YBaCuO; на рисунках (b) и © нормальные участки показаны в виде светлых областей. Изображения из обзора E. Altshuler и T. H. Johansen в журнале Rev. Mod. Phys.

Многочисленные исследования показывают, что в случае сверхпроводящих пленок возникновение термомагнитной неустойчивости происходит не выше определенной температуры, зависящей от материала сверхпроводника. Например, для ниобия эта температура равна 7 К. Выше нее термомагнитная неустойчивость в сверхпроводящем ниобии никогда не наблюдалась. Несмотря на большое количество экспериментальных данных, ученые не обладают законченной количественной теорией этого явления. Исследователи сходятся лишь в том, что термомагнитная неустойчивость, скорее всего, возникает по двум причинам: 1) движение незапиннингованных вихрей сопровождается выделением теплоты, что вызывает локальное увеличение температуры в месте их проникновения; 2) увеличение температуры сильно уменьшает силу пиннинга. Это способствует дальнейшему перемещению вихрей. В итоге они сливаются и образуют причудливые макроскопические структуры. Весь процесс происходит очень быстро, поэтому ученые часто говорят еще, что магнитный поток лавинообразно проник в пленку.

Магнитная ловушка для БЭК

Бозе-эйнштейновская конденсация вещества происходит при его очень сильном охлаждении (значительно ниже 1 К, фактически вблизи абсолютного нуля). Сам по себе БЭК представляет для ученых большой научный интерес как система атомов, в которой при столь низких температурах начинают проявляться квантовые эффекты. Чтобы успеть в достаточной степени изучить свойства БЭК, его необходимо удерживать в специальных ловушках. И хотя атомы по своему заряду нейтральны, большинство из них из-за особенностей внешних электронных оболочек представляют собой маленькие магниты, которые можно удерживать с помощью магнитных полей. Для этого ученые создают такую конфигурацию силовых линий, чтобы появился локальный минимум индукции суммарного магнитного поля. Атомы БЭК воспринимают этот минимум как энергетическую яму с непроницаемыми и гладкими стенами, куда они (атомы) падают и не могут затем быстро из нее выбраться (см. также Java-приложение). Простой пример магнитной ловушки — конструкция из двух параллельных колец с противоположно направленным током.

После такой теоретической «подготовки» можно перейти к обсуждению устройства магнитной ловушки для атомов БЭК, реализованной на сверхпроводящей ниобиевой пленке. Идея авторов статьи предусматривает формирование минимума магнитного поля следующим образом: в однородном внешнем магнитном поле охлаждается до сверхпроводящего состояния пленка ниобия. Силовые линии поля перпендикулярны поверхности пленки. Индукция поля превосходит Bc1, поэтому сверхпроводник, находясь в смешанном состоянии, не до конца вытесняет силовые линии поля из себя, а как бы замораживает их в виде вихрей Абрикосова. Далее, когда пленка уже находится в сверхпроводящем состоянии с вмороженными в нее вихрями, внешнее поле выключают и вместо него включают другое, противоположно направленное. Величина этого нового поля подбирается так, чтобы тоже быть выше первого критического поля Bс1 для ниобия. Разумеется, второе поле проникает в пленку в виде всё тех же вихрей, вот только с противоположным направлением (будем называть такие вихри «антивихрями»). Суперпозиция магнитных полей вихрей и антивихрей, по мнению ученых, должна образовывать устойчивую магнитную ловушку с «прочными» стенками, достаточными для удержания атомов БЭК.

Отдельно стоит сказать о термомагнитной неустойчивости пленки. Для ниобия критическая температура Tc (температура, при которой происходит переход из нормального состояния в сверхпроводящее, или наоборот) составляет 9 К. Температура, ниже которой могут возникать древовидные структуры, — 7 К. Получается, что температурный интервал, в котором вихревая решетка пленки ниобия имеет предсказуемую (треугольную) форму, очень маленький — всего 2 К. Отсюда возникает проблема температурного контроля: чересчур сильное охлаждение может дестабилизировать магнитную ловушку — ее магнитное поле из-за непредсказуемых древовидных структур в пленке не будет устойчиво и не будет иметь желанный минимум. Однако, как продемонстрировали японские ученые, при определенных соотношениях магнитных полей термомагнитная неустойчивость может и не быть помехой для стабильности магнитной ловушки. Но об этом ниже.

Чтобы испытать на практике свою ловушку, авторы статьи с помощью пленки ниобия толщиной 400 нм, имеющей форму диска диаметром 2 мм и находящейся на сапфировой подложке, удерживали бозе-конденсат из атомов рубидия. Изначально вся конструкция находилась при температуре 15 К, то есть на 6 К выше критической температуры ниобия. Перпендикулярно пленке включалось однородное магнитное поле с индукцией Bi (величина Bi выбиралась в интервале от 1 до 1,5 мТл, миллитесла). Далее происходило охлаждение пленки до заданной температуры ниже Tc и плавное выключение внешнего поля. Затем в пространство под пленкой вносился удерживаемый обычной магнитной ловушкой (см. замечание выше о простейшей конструкции ловушки) БЭК атомов рубидия. Магнитное поле обычной ловушки выключалось, но моментально включалось другое поле Bm, также перпендикулярное пленке, но с противоположным Bi направлением силовых линий. На рис. 5 показано распределение плотности внутри атомного облака БЭК рубидия, захваченного ловушкой из сверхпроводящей пленки ниобия с Bi = 1,5 мТл и Bm = 1,25 мТл. Пленка находится в верхней части изображения.

superconducting_film_fig5_600.jpg Рис. 5. Изображение рубидиевого атомного облака с температурой 120 мкК (микрокельвинов), захваченного магнитной ловушкой, предлагаемой авторами статьи. Более красные участки изображения означают высокую плотность атомов; соответственно, синие — это участки, где атомов почти или вообще нет. Сверхпроводящая ниобиевая пленка показана вверху. Ее температура 7,4 К. Остальные параметры ловушки: Bi = 1,5 мTл (поле, которое включили первым), Bm = 1,25 мTл (второе поле). Рисунок из обсуждаемой статьи в Phys. Rev. Lett.

Казалось бы, магнитная ловушка должна обладать стабильностью лишь в очень узком температурном интервале от 7 до 9 К, в котором пленка находится в сверхпроводящем состоянии и в ней нет предпосылок для возникновения термомагнитной неустойчивости (см. выше). Однако японские ученые установили, что при температуре ниже 7 К существуют области значений индукции внешних магнитных полей Bi и Bm, при которых ловушка спокойно удерживает БЭК (рис. 6).

superconducting_film_fig6_600.gif Рис. 6. Граница между областями, где БЭК атомов рубидия удерживался (trapping region) магнитной ловушкой и где не удерживался (no-trapping region) в зависимости от температуры Tm и включаемого вторым магнитного поля Bm. Треугольники, квадраты и круги различных цветов — это экспериментальные данные. Например, для данных, отмеченных красным кругом, индукция магнитного поля Bi, которое включается первым, фиксировалась на уровне 1,5 мТл. Рисунок из обсуждаемой статьи в Phys. Rev. Lett.

Как полагают исследователи, «водораздел», определяющий, где магнитная ловушка работает, а где нет, демонстрирует границы термомагнитной неустойчивости. Иными словами, если БЭК удерживается магнитным полем при температуре ниже 7 К, то лавинообразного проникновения магнитного потока в пленку и формирования в ней древовидных структур не происходит. Это говорит о том, что критерий термомагнитной неустойчивости в пленке определяется не только температурой, но и магнитным полем. Впрочем, специалистам, занимающимся изучением этого явления, это уже было известно ранее, равно как и зависимость образования древовидной структуры от ширины пленки.

Важность данной работы состоит в том, что она показывает возможность использования сверхпроводящих пленок как хороших и надежных ловушек для атомов (правда всё-таки с существенной оглядкой на особенности поведения сверхпроводника в магнитном поле).

Юрий Ерин

Пожалуйста, оцените статью:
Ваша оценка: None Средняя: 5 (4 votes)
Источник(и):

Elementy

Fujio Shimizu, Christoph Hufnagel, Tetsuya Mukai. Stable Neutral Atom Trap with a Thin Superconducting Disc // Phys. Rev. Lett. 103, 253002 (2009).