Приборы и техника эксперимента, 2019, № 4, стр. 141-147

Техника декорирования или метод Биттера [1] является одним из распространенных и эффективных способов визуализации структуры магнитного потока (см. монографию [2]). Суть метода заключается в нанесении на поверхность образца магнитных частиц, которые в случае неоднородного распределения магнитного поля собираются в области его максимального значения, проявляя структуру магнитного потока. В неоднородном магнитном поле Н на частицу с магнитным моментом μ, направленным по полю, действует сила μ∇Н, и частица втягивается в область с наибольшим магнитным полем.

Эта идея впервые была реализована в работе [3] и используется при наблюдении вихрей Абрикосова в сверхпроводниках второго рода (рис. 1). Для высокого разрешения необходимо использовать дисперсные магнитные частицы (размером <10 нм). Такие частицы можно получать термическим испарением металла в атмосфере инертного газа, при этом размеры частиц зависят от давления буферного газа [4]. Во избежание слипания частиц процессы их получения и декорирования приходится совмещать во времени in situ [5–7]. При этом, с одной стороны, необходимо поддерживать температуру образца на уровне от единиц до нескольких десятков кельвин, а с другой – на расстоянии нескольких сантиметров от образца осуществлять термическое распыление магнитного вещества при температуре ~1800 K. Эти условия можно выполнить, если в конструкции между образцом и испарителем поместить радиационный экран, который бы отражал прямой поток теплового излучения.

Рис. 1.

Схема, иллюстрирующая принцип высокоразрешающего метода декорирования для наблюдения вихрей Абрикосова.

Процесс декорирования можно представить следующим образом. При термическом испарении ферромагнитного материала (в нашем случае железа) в атмосфере газообразного гелия, охлажденного до ~ 4 K, при низком давлении (порядка 10^–1–10^–2 мбар) в объеме ячейки образуются монодоменные ферромагнитные или суперпарамагнитные (в зависимости от размера) частицы размером ~5 нм, массой ~10^–18 г и с магнитным моментом μ ~ 2.5 ⋅ 10^–16 эрг [8]. Частицы железа становятся стабильно однодоменными при размере >15 нм [9], но с уменьшением размера могут превращаться в суперпарамагнитные частицы с очень большим коэффициентом магнитной восприимчивости [10]. В процессе термического испарения образуются частицы с произвольно направленным магнитным моментом, который прецессирует вокруг направления внешнего поля. При диффузии дисперсных частиц железа в холодном гелиевом паре при давлении порядка 10^–1 мбар в приложенном аксиальном магнитном поле в результате частых столкновений с атомами гелия частицы быстро термализуются (за времена порядка 10^–5 с), медленно опускаются вниз и за время порядка 10 с достигают поверхности образца [11]. При этом необходимо, чтобы энергия теплового движения не превосходила магнитную энергию взаимодействия: μН > 3kT [5], где Н – локальное поле вихря, k – постоянная Больцмана, T – температура буферного газа. Для H ~ 10³ Э и T ~ 4 K имеем μН/(kT) ~ 10², т.е. декорирование вихрей возможно даже при более высоких температурах газа. Действительно, методом декорирования вихревая структура наблюдалась на монокристаллах высокотемпературного сверхпроводника BSCCO, даже при температуре жидкого азота 77 К [12].

Основными объектами наблюдения в работе [2] были доменные границы в магнетиках. Этот метод нашел применение и при изучении свойств сверхпроводников в магнитных полях: в случае сверхпроводников первого рода – это наблюдения промежуточного состояния (нормальные и сверхпроводящие домены, например, [13]), а в случае сверхпроводников второго рода – это абрикосовские вихри [5] или домены в промежуточно-смешанном состоянии [6, 7]. В отличие от обычных магнетиков, температура ферромагнитного перехода которых выше комнатной, исследования магнитной структуры сверхпроводников необходимо проводить при низких температурах (как правило, при температурах жидкого гелия), что вызывает трудности в использовании техники Биттера. Чтобы наблюдать вихревую структуру в полях свыше 100 Э, нужно использовать очень мелкие магнитные частицы (<100 нм) и при этом предотвращать их слипание. Этим условиям удовлетворяет метод, разработанный Тройблем и Эсcманном [5]. Он заключается в том, что декорирующие наночастицы приготовляют непосредственно в эксперименте испарением магнитного вещества, например железа, в атмосфере буферного газа (гелия) над поверхностью образца (рис. 1).

В первых экспериментах воспроизводимость результатов резко ограничивалась необходимостью, во-первых, поддержания температуры сверхпроводящего образца ниже критической и, во-вторых, погружения самого образца в жидкий гелий для охлаждения. В результате в большинстве случаев частицы не достигали образца и уносились парами вскипающего гелия при нагреве испарителя [14]. Этой проблемы удается избежать, если использовать для декорирования герметичную камеру, погруженную в жидкий гелий [6, 15] (рис. 2). В этом случае легче решается задача получения магнитных частиц нужного размера и в нужном количестве вариацией давления буферного газа [4] и подбором геометрических параметров камеры декорирования и количества циклов испарения. Однако остается проблема регулирования и стабилизации температуры образца при декорировании из-за термического нагрева при испарении магнитного материала.

Рис. 2.

Установка для низкотемпературного декорирования: а – блок-схема; б – схема камеры декорирования; в – внешний вид хвостовика. 1 – блок управления; 2 – емкостный вакуумметр Baratron; 3 – линия вакуумной откачки низкотемпературной вставки; 4 – низкотемпературная вставка; 5 – криостат; 6 – камера декорирования (хвостовик низкотемпературной вставки); 7 – соленоид; 8 – подводящие провода; 9 – электрический разъем; 10 – держатель испарителя; 11 – испаритель; 12 – тепловой экран; 13 – образец; 14 – термометр сопротивления; 15 – держатель образца; 16 – нагреватель; 17 – сапфировая трубка; 18 – индиевая проволока; 19 – прижимная гайка.

Несмотря на важность результатов, которые удается получить с использованием этой методики декорирования (например, первое прямое наблюдение вихревой структуры низкотемпературных [5] и высокотемпературных [16, 17] сверхпроводников), даже в обзорах [18–20] отсутствуют подробные описания конструкции устройств и процедуры декорирования, которые необходимы для воспроизведения методики другими исследователями, а подробное описание разработанной методики в оригинальных работах [11, 15, 21] практически недоступно.

Цель настоящей работы – восполнить этот пробел и продемонстрировать частный вариант устройства, используемого для наблюдения структуры магнитного потока в магнитном сверхпроводнике EuFe₂(As_0.79P_0.21)₂ с низкой температурой ферромагнитного перехода. Излагаемые принципы работы и описание конструкции прибора могут быть использованы как для воспроизведения наших результатов, так и для создания других модификаций методики декорирования.

Ниже приведены конструкция камеры и установка, которая позволяет регулировать и стабилизировать температуру образца при декорировании при низких температурах, в пределах ~1 K. Приводятся результаты наблюдения структуры магнитного потока в ферромагнитном сверхпроводнике EuFe₂(As_0.79P_0.21)₂ при температуре ≈18 K [22, 23].

Мы использовали заливной гелиевый криостат с носовой частью и внешним теплым магнитом (рис. 2а). Наружный медный соленоид высотой 100 мм и внешним и внутренним диаметрами 110 и 52 мм соответственно позволял создавать магнитное поле до 2 кЭ при охлаждении жидким азотом [24]. В гелиевую полость криостата помещали съемную вставку 4 в виде тонкостенной трубки из нержавеющей стали диаметром 43 мм, в нижней части которой располагался вкладыш, образующий вместе с внутренней стенкой вставки камеру декорирования 6. Во вкладыше монтировались: образец 13, испаритель 11, нагреватель 16, экран 12 и термометр сопротивления 14. Электрическая связь осуществлялась через холодный разъем 9 в верхней части вкладыша и герметичный теплый разъем в верхней части вставки. Имелась возможность перемещения нагревателя и экрана по вертикали по направляющим штангам с резьбой и гайками, которые фиксировали держатель испарителя 10 и экрана 12 при изменении расстояния h (рис. 2б) между образцом и испарителем.

Съемный вкладыш позволял менять образцы и испарители для проведения экспериментов. Конструкция с прижимной гайкой 19 и индиевой проволокой 18 в качестве уплотняющей прокладки позволяла сохранять герметичность камеры, даже в сверхтекучем гелии (при температурах ниже 2.17 K). Нижняя часть вкладыша представляла собой охлаждаемый жидким гелием массивный медный блок, который соединялся с устройством регулировки температуры образца при декорировании. Устройство состояло из медного держателя образца диаметром 14 мм и нагревательного элемента на сапфировой трубке с внешним диаметром 10 мм. Исследуемые образцы закрепляли с помощью смазки “Apiezon” в центре медного держателя, в области геометрической тени экрана (экран существенно уменьшал радиационный нагрев при декорировании). V-образный испаритель (высотой 10 мм) изготавливался по шаблону из вольфрамовой проволоки диаметром 0.3 мм. На носовую часть испарителя наматывалась проволока из карбонильного железа диаметром 0.1 мм и длиной 10–20 мм (в зависимости от задач эксперимента), которая расплавлялась в вакууме и затем застывала в виде капли в нижней части испарителя. Стабилизация температуры осуществлялась с использованием электронной схемы с обратной связью путем подачи тока на нагреватель и охлаждения через соединение с медным блоком.

Процедура декорирования. После установки (замены) испарителя и образца вставка герметизировалась с помощью индиевой прокладки (проволоки) и откачивалась роторным насосом до давления <1 ⋅ 10^–2 мбар при комнатной температуре.

Основная трудность в технике декорирования заключается в получении магнитных наночастиц оптимальных размера и концентрации, что необходимо для высокого разрешения. В данной работе эта задача решается экспериментальным подбором расстояния h между образцом и испарителем, а также подбором давления p буферного газа (гелия) при температуре эксперимента. Так для h = 25 мм и температуры декорирования ~6 K оптимальное давление составляло p ~ 5 ⋅ 10^–2 мбар, а при температуре ~16 K ~ 1 ⋅ 10^–1 мбар.

Оптимальное давление p достигалось: 1) заполнением вставки газообразным гелием (из транспортного сосуда Дьюара) при комнатной температуре с последующим охлаждением в криостате и откачкой до давления p либо 2) заполнением вставки газообразным гелием при комнатной температуре, предварительным охлаждением вставки жидким азотом и откачкой газообразного гелия до промежуточного давления p₁, погружением вставки в криостат и охлаждением до гелиевых температур, в результате чего давление во вставке падало и достигало значения p. Второй способ более экономичен и предпочтителен.

Как правило, декорирование проводили в режиме замороженного потока, т.е. магнитное поле вводилось при температуре выше точки сверхпроводящего перехода T_c исследуемого образца. Далее включалась программа стабилизации температуры (точность стабилизации ~0.01 К). После достижения желаемой температуры эксперимента проводилось несколько циклов декорирования, заключающихся в подаче импульса тока на испаритель. На рис. 3 представлены графики контроля температуры и давления, записанные синхронно во время этого процесса.

Рис. 3.

Изменение характеристических параметров в процессе декорирования: а – пример записи давления (вверху) и температуры (внизу) в процессе декорирования структуры магнитного потока в монокристалле EuFe₂(As_0.79P_0.21)₂; б – типичный вид кривой падения напряжения на испарителе при постоянном токе 10 А. Времени 0 с соответствует момент включения тока.

Длительность импульсов и величина тока через испаритель подбирались экспериментально, исходя из задач эксперимента. Так, в наших экспериментах для вольфрамового испарителя, имеющего диаметр 0.3 мм, длительность импульса тока составляла 3–5 с при постоянном значении тока 10 А. При этом следует иметь в виду, что собственно испарение материала происходило за десятки миллисекунд в последней фазе импульса (перед выключением тока) и большая часть времени тратилась на разогрев испарителя. По этой причине за температуру декорирования T_d мы принимали температуру буферного газа (гелия) в момент выключения тока. К этому значению ближе всего точка пересечения восходящей кривой нагрева на рис. 3 и касательной к кривой после выключения тока. При этом мы полагали, что температура образца, главным образом, обусловлена теплопередачей конвекцией.

Данное предположение основано на наблюдении структуры магнитного потока на эталонных образцах с известной температурой сверхпроводящего перехода. Такие наблюдения дают, по крайней мере, верхнюю оценку температуры образца, которая в условиях динамического нагрева и охлаждения в эксперименте может отличаться от температуры, измеряемой термометром. Длительность импульса тока, являющаяся важным параметром декорирования, поскольку необходимо исключить перегрев образца и избыточное напыление, подбирается по контролю температуры держателя образца и падения напряжения на контактах испарителя (рис. 3б). Замедление роста напряжения во времени служило ориентиром для выключения тока. Ток выключался, когда регистрируемая температура достигала требуемого значения T_d.

Визуализация картин декорирования. По завершении процесса декорирования вставку извлекали из криостата и отогревали до комнатной температуры в герметизированном состоянии. После осторожного напуска атмосферы во вставку образец извлекали для последующего исследования поверхности с помощью оптического или сканирующего электронного микроскопа (с.э.м.). В наших исследованиях использовался с.э.м. Zeiss Supra 50VP. Наночастицы железа, которые окисляются при взаимодействии с воздушной атмосферой, но при этом не меняют своего распределения на поверхности, удерживаются, по-видимому, силами Ван-дер-Ваальса, так же как и при изменении магнитного поля, сверхпроводящем или магнитном переходе. Это позволяет связать наблюдаемое распределение магнитных частиц на поверхности со структурой магнитного потока и структурными особенностями конкретного образца (фазовым составом, неоднородностью, дефектами и т.п.). Поверхность образца должна быть оптически гладкой (“блестящей”), чтобы обеспечить наблюдение частиц субмикронного размера в с.э.м.

На рис. 4 представлена типичная картина распределения частиц по размерам на немагнитной кремниевой подложке при гелиевых температурах (6.4 K) и давлении буферного газа p = 7.0 ⋅ 10^–2 мбар. Как видно из рис. 4, большинство частиц имеют размер <15 нм, т.е. являются суперпарамагнитными. В магнитном поле они становятся диполями. Наиболее вероятный размер частиц ~7 нм. Для интерпретации “магнитного” контраста при наблюдении распределения магнитных частиц на поверхности образца важно иметь в виду, что магнитные частицы поляризованы, т.е. чувствительны к направлению магнитного потока в исследуемой структуре. Так, например, если декорирование доменной структуры происходит во внешнем поле H, то частицы будут притягиваться к доменам одного знака и отталкиваться от доменов с противоположным направлением намагниченности [25]. В таком случае наблюдения вихревой структуры поляризованные частицы будут выявлять вихри только одного знака полярности.

Рис. 4.

Микрофотография магнитных частиц на кремниевой подложке (слева) и их распределение по размерам (справа).

В качестве примера использования метода декорирования демонстрируется структура магнитного потока в монокристаллах высокотемпературного сверхпроводника BSCCO(2212) и ферромагнитного сверхпроводника EuFe₂(As_0.79P_0.21)₂. Поскольку эти монокристаллы имеют слоистую структуру и представляют собой тонкие пластинки площадью несколько квадратных миллиметров и толщиной ~100 мкм, предварительная подготовка поверхности заключалась в отщеплении тонкого поверхностного слоя скотчем.

На рис. 5 представлена структура магнитного потока в монокристалле магнитного сверхпроводника EuFe₂(As_0.79P_0.21)₂ при температуре декорирования T_d = 18 K в магнитном поле H = 43 Э. (Температура сверхпроводящего перехода в этом монокристалле T_c = 22 K, а температура ферромагнитного перехода T_FM = 18 K [21, 22].) В левой части рис. 5 видны вихревые домены спонтанного магнитного потока с разрешением абрикосовских вихрей, а в правой части – мейснеровские домены, где проявляются границы, разделяющие домены, в которых направления экранирующих токов противоположны [22]. Изложенная выше интерпретация контраста на микрофотографиях относится только к вихревым доменам на рис. 5, в то время как контраст, создаваемый магнитными частицами в области мейснеровских доменов, имеет другую природу [25], а именно магнитные частицы локализуются на границах мейснеровских доменов. Магнитные частицы скапливаются в области максимального значения магнитного поля, создаваемого экранирующими токами, которые максимальны вблизи границы мейснеровского домена [22]. При грубой (верхней) оценке по микрофотографии ширина границы мейснеровского домена составляет ~70 нм.

Рис. 5.

Структура спонтанного магнитного потока в монокристалле магнитного сверхпроводника EuFe₂(As_0.79P_0.21)₂, наблюдаемая в сканирующем электронном микроскопе, после декорирования в магнитном поле H = 43 Э при температуре декорирования ~18 K.

Поскольку наблюдаемые картины записываются в цифровом формате, они легко подвергаются компьютерной обработке с целью улучшения качества изображения и получения количественной информации. На рис. 6 показан фрагмент участка образца, представленного на рис. 5, где отчетливо разрешаются вихри Абрикосова. С помощью фурье-анализа (FFT) можно извлекать такие параметры, как период вихревой решетки Абрикосова, что позволяет измерять локальную индукцию для рассматриваемого участка образца.

Рис. 6.

Фрагмент микрофотографии структуры спонтанного магнитного потока в монокристалле магнитного сверхпроводника EuFe₂(As_0.79P_0.21)₂, представленной на рис. 5, и в монокристалле высокотемпературного сверхпроводника BSCCO(2212) в магнитном поле H = 43 Э при температуре декорирования ~18 K в том же эксперименте. а – с.э.м.-микрофотография вихревой структуры EuFe₂(As_0.79P_0.21)₂, на вставке фурье-картина; б – изображение после фурье-фильтрации; в – с.э.м.-микрофотография вихревой структуры BSCCO(2212), на вставке фурье-картина; г – изображение после фурье-фильтрации.

На рис. 6в представлена полученная в том же эксперименте вихревая структура в монокристалле BSCCO(2212), который использовался как контрольный образец. Расстояние между вихрями (параметр вихревой решетки) в монокристалле BSCCO(2212) соответствует внешнему полю H = 43 Э, в то время как параметр вихревой решетки в доменах монокристалла EuFe₂(As_0.79P_0.21)₂ значительно меньше и соответствует индукции 200 Гс, что свидетельствует о спонтанной намагниченности доменов и служит доказательством сосуществования ферромагнитного и сверхпроводящего упорядочения в массивных объектах (монокристаллах) [22, 23].

Предложенная методика может найти применение не только для исследования вихревых структур в сверхпроводниках, но также и для наблюдения доменных структур в магнетиках, особенно с низкой температурой Кюри и малой коэрцитивной силой, когда есть опасения искажения структуры при исследовании с помощью магнитно-силового микроскопа [26].

Авторы выражают благодарность В.А. Годованному за помощь в проектировании, а Н.С. Степакову за помощь в изготовлении установки для декорирования, В.В. Рязанову за обсуждение результатов. Работа выполнена при частичной поддержке программы Президиума РАН “Актуальные проблемы физики низких температур” и госзадания ИФТТ РАН.