Высокотемпературная сверхпроводимость
Зміст.
Вступ.................................................................
.........................................2
Розділ І. Огляд
літератури............................................................
..........3
1. Високотемпературні
надровідники..................................................3
2. НВЧ властивості плівок ВТНП
3. Поняття поверхневого
імпедансу................................................5
4. Залишковий поверхневий НВЧ
опір..........................................9
5.
6. Поведінка тонких плівок ВТНП у магнітному полі. Модель Коффі -
Клема..........................................................
...................13
Розділ ІІ. Методична
частина...............................................................18
1. Методика вимірювання поверхневого імпедансу і аналіз вимог до
вимірювальних
резонаторів....................................................
..
2. Атестація плівок по НВЧ
втратам...........................................18
3. Опис експерементальної
установки..........................................20
Висновки..............................................................
...................................25
Література............................................................
..................................26
Вступ.
Відкриття у 1986 році високотемпературної надпровідності та нового
класу металооксидних надпровідників дало потужний поштовх дослідженням в
цій області. Досягнуте в 1987 році підвищення критичної температури до
Т>90К створило принципово нові можливості для надпровідникової електроніки.
Практичне використання надпровідників для створення НВЧ пристроїв дозволяє
одержувати унікальні показники характеристик (добротності,чутливості,
швидкодії,затухання та інших),які не можливо отримати при використанні
звичайних металевих провідниів.
Для успішного дослідження високотемпературних (ВТНП)
матеріалів,особливо при відсутності задовільних теоретичних моделей
процесів,що в них відбуваються, велике значення має створення по можливості
більш точних методів і засобів вимірювання їх характеристичних
параметрів,із яких одним з основних являється поверхневий імпеданс на НВЧ.
Його активна компонента характеризує співвідношення спарених і одиничних
носіїв заряду , а уявна компонента- глибину проникнення магнітного поля в
ВТНП , а значить , довжину корреляції і вільного пробігу спарених
електронів.
Із можливих методів вимірювання поверхневого імпедансу найменшу
похибку мають резонансні методи, оскільки вони побудовані на основі
вимірювань частоти і фази, похибка в визначенні яких значно менша, ніж при
амплітудних вимірюваннях.
РОЗДIЛ I. Огляд літератури.
1.1. Високотемпературні надпровідники.
В даний час до високотемпературних надпровідників ( ВТНП) відносяться
з’єднання, які основані на оксидах міді і мають температуру надпровідного
переходу в області азотних температур.. Зараз відомо більше двох десятків
високотемпературних надпровідників, які є купратами різних металів.
По основному металу вони відповідно називаються ітриєвими
(наприклад, YBa2Cu3O7-(, Тс(90К ), вісмутовими ( Bi2Sr2CaCu2O8, Тс(95К
), талієвими (Tl2Ba2CaCu2O8, Тс(110К ), ртутними
(HgBa2CaCu2O8, Tc(125K ) ВТНП.
Практично всі ВТНП мають слоїсту структуру типу перовскіта з
площинами із атомів Cu і O. На рис1.1.1 показана структура типового широко
розповсюдженого високотемпературного надпровідника - ітриєвого з’єднання
YBa2Cu3O7-(.
Рис.1. Кристалографічна структура YBa2Cu3O7-(.
Результати багаточисленних експерементів підтверджують припущення ,
що площини з киснем є основним об’єктом в кристалографічній гратці, вони
відповідають як за провідність цих оксидних з’єднань, так і за винткнення в
них надпровідності при високих температурах.
Високотемпературні надпровідники є типовими представниками
надпровідників ІІ роду з дуже великим співвідношенням лондоновської
довжини до довжини когерентності - порядку де-кількох сотень. Тому друге
критичне поле Нс2 має дуже високе значення. На приклад, у Ві 2212 воно
становить примірно 400Тл, а Нс1 рівне де-кільком сотням ерстед ( в
залежності від орієнтацій поля відносно кристала ).
В монокристалах високотемпературних надпровідників в магнітних полях,
більше Нс1, спостерігається вихрьова структура, подібна тій, що раніше була
знайдена в традиційних надпровідниках ІІ роду.
Для більшості ВТНП характерна сильна анізотропія, що призводить до
дуже незвичного характеру залежності магнітного момента цих речовин від
величини поля у випадку, коли поле нахилено до основних кристалографічних
осей. Суть ефекту полягає в тому, що внаслідок значної анізотропії
вихрьовим лініям спочатку енергетично вигідно розміщуватись між шарами CuO2
в площині (ab) ( в площині шарів ) і лиш потім, після перевищення де-якого
поля, починають пронизувати ab-площини.
| | |Кількість| | | | |
|З’єднання |ТС, К | |(a,b, нм |((, нм |( a,b, нм|(((, нм |
| | |CuO-шарів| | | | |
|La1.85Sr0.15Cu|40 |1 |80 |430 |3,7 |0,7 |
|O4 | | | | | | |
|YBa2Cu3O7 |95 |2 |27 |180 |3,1 |0,4 |
|Bi2Sr2CaCu2O8 |95 |2 |25 |500 |3,8-1,8 |0,2 |
|Bi2Sr2Ca2Cu3O1|115 |3 |500 |3,0 |1 вираз (1.2.7) відповідає багатократно експерементально
підтвердженому факту лінійної залежності питомого опору ВТНП-матеріалів від
температури. На основі (1.2.2, 1.2.6 і 1.2.7) можна зробити висновок, що
(N(t)=t1/2, t>(N,
оскільки в надпровіднику при TНс1 магнітні вихрі починають проникати в надпровідник, розташовуючись
паралельно зовнішнньому магнітному полю. Розрахунки показують [ 17 ], що
нитки починають утворюватись, коли напруженність поля Н>Нс1 досягає
значення
[pic].
(1.5.3)
При дальшому збільшенні поля проникання магнітного потоку всередену зразка
відбувається у вигляді віддалених одної від одної вихрьових ниток,
створюючих структуру типу гратки з дуже великим періодом. В полях, близьких
Нс2 , в вузлах решітки поле (2 рівне нулю, а магнітне поле має максимальне
значення і практично відсутнє в проміжках між нитками ( надпровідна фаза ).
При достатньому віддалені ниток однієї від одної їх можна вважати
незалежними і розглядати одну окрему нитку. По структурі вихрьова нитка
складається в основному з двох областей: центральної циліндричної області з
діаметром, приблизно рівним довжині когерентності (0. В цій області густина
надпровідних електронів [pic] виростає від нуля до одиниці. Цю внутрішню
область охоплює зовнішня циліндрична область, з радіусом порядка глибини
проникнення L, магнітного поля. В цій області циркулюють незатухаючі
струми, необхідні для створення одного кванту Ф0 магнітного потоку.
Структура ізольованої вихрьової нитки показана на рис.1.5.2.
Рис.1.5.2. Ізольована вихрьова нитка Абрикосова: Вz-лінії магнітного
поля; j(-замкнуті лінії надпровідного струму.
Енергія одиниці довжини нитки визначається виразом
[pic]
(1.5.4)
Випливає, що без врахування взаємодії ниток енергія N вихрьових ниток, які
перетинають одиницю площі, рівна N(S. Вільна енергія надпровідника
визначається виразом
[pic].
(1.5.5)
При слабкому зовнішньому полі вільна енергія F додатня і утворення вихрів
невигідно, але при H(HФ, де HФ визначено рівністю (1.5.3), вона стає
від’ємною і утворення вихрів вигідно.
Якщо в нульовому магнітному полі Fn - густина енергії нормального
стану, а Fs0 - густина енергії надпровідного змішаного стану надпровідника
другого роду, їх різниця визначає так зване критичне термомагнітне поле за
допомогою рівності:
[pic].
(1.5.6)
Для надпровідників першого роду це співвідношення визначає істинне критичне
поле Нст=Нс. Для надпровідників другого роду значення Нст характеризує
тільки допоміжну величину.
Умова термодинамічної рівноваги змішаного стану надпровідника другого
роду зводиться до вимоги, щоб поле в його нормальній фазі було рівним
критичному термодинамічному полю Нст. Це поле виражається через параметри
L, (-0 і Ф0 рівністю
[pic]
(1.5.7)
Друге критичне поле Нс2 надпровідника другого роду пов’язане з полем
Нст співвідношенням
[pic]
(1.5.8)
Для матеріалів з довжиною когерентності (-0 надпровідність зберігається до
дуже великих значень поля Нс2. Наприклад, в сплаві V3Ga при Т=0 критичне
поле Нс2=3(105 гс.
В полях Н, які неперевищують друге критичне поле, магнітне поле не
витісняється з циліндричного зразка. Однак, в області полів Н, які
задовільняють нерівності Hc1>z) та враховуючи, що k=(((k , вираз (1.5.8)
матиме вигляд :
[pic],
(1.6.9)
де (k — комплексна глибина проникнення електромагнiтного поля в
надпровiдник, згiдно моделi Коффi-Клема [8] :
[pic],
(1.6.10)
де ((t) — глибина проникнення постiйного магнiтного поля :
[pic],
(1.6.11)
де 1(N(4.
Навiть кращi реальнi ВТНП плiвки, якi є епiтаксiальними, мають велику
кiлькiсть дефектiв, що роблять плiвки практично полiкристалiчними i
складаються з окремих зерен, з’єднаних мiж собою слабкими зв'язками. Для
Страницы: 1, 2
