Особенности структуры смешанного состояния в тонких сверхпроводящих пленках

• Автор: Аладышкин, Алексей Юрьевич
• Шифр специальности: 01.04.07
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 2004
• Место защиты: Нижний Новгород
• Количество страниц: 135 с. : ил.

1 Формирование смешанного состояния в сверхпроводниках с дефектной поверхностью

1.1 Введение

1.1.1 Вихревая линия в массивном сверхпроводнике

1.1.2 Энергия вихревой линии

1.1.3 Силы, действующие на вихревую линию

1.1.4 Механизмы подавления барьера Бина-Ливингстона

1.2 Поверхностный энергетический барьер Бина-Ливингстона для сверхпроводника с шероховатой поверхностью

1.2.1 Постановка задачи. Мейсснеровские токи вблизи края трещины

1.2.2 Мейсснеровские токи вокруг тонкой трещины — учет экранировки

1.2.3 Поле вихревой линии вблизи края трещины

1.2.4 Энергия вихревой линии вблизи края трещины. Оценка поля

предельного подавления барьера Бина-Ливингстона
1.2.5 Обобщение результатов на случай анизотропных сверхпроводников
1.3 Выводы к главе
2 Вихревые структуры в тонких сверхпроводящих пленках в неоднородном магнитном поле
2.1 Введение
2.1.1 Структура вихревой нити в тонких сверхпроводящих пленках
2.1.2 Верхнее критическое поле
2.1.3 Верхнее критическое поле и вихревые состояния в сверхпроводниках
с ограниченной геометрией
2.1.4 Вихревое состояние в гибридных структурах сверхпроводникферромагнетик
2.2 Сверхпроводящая пленка в поле магнитного диполя вблизи линии
фазового перехода сверхпроводник-нормальный металл
2.2.1 Постановка задачи
2.2.2 Структура параметра порядка в сильно неоднородном магнитном
поле Вг(г)
2.2.3 Формирование сверхпроводящих зародышей в слабо неоднородном магнитном поле Вг(т)
2.2.4 Формирование зародышей в поле магнитного диполя
2.2.5 Квантование магнитного потока в тонкой сверхпроводящей
пленке в неоднородном магнитном поле

2.2.6 Критическая температура пленки в двумерном поле произвольной
симметрии
2.3 Сверхпроводящая пленка в поле магнитного диполя: разрушение мейсснеровского состояния
2.3.1 Структура мейсснеровских токов в тонкой сверхпроводящей пленке
2.3.2 Пространственная структура вихревого состояния
2.4 Выводы к главе
3 Экспериментальное определение критических полей и токов сверхпроводящих пленок
3.1 Обзор экспериментов по исследованию подавления барьера Бина-Ливингстона поверхностными дефектами
3.2 Исследование остаточной намагниченности пленок методом холловской магнитометрии
3.2.1 Методы восстановления пространственного распределения токов
в тонких сверхпроводящих пленках
3.2.2 Описание экспериментальной установки и характеристики образцов
3.2.3 Обсуждение результатов
3.3 Измерение критической плотности тока распаривания с помощью малой ферромагнитной частицы
3.3.1 Описание методики измерения
3.3.2 Описание экспериментальной установки и характеристики образцов
3.3.3 Экспериментальные результаты и обсуждение
3.3.4 Сравнение результатов расчета параметров вихревых структур, образующихся в пленках в поле микромагнита, с данными эксперимента
3.4 Исследование корреляции между транспортными и нелинейными СВЧ характеристиками
3.4.1 Обзор экспериментальных методов определения верхнего критического поля
3.4.2 Оценка верхнего критического поля в пленках N6 на основе нелинейных СВЧ измерений
3.5 Выводы к главе
Заключение
Приложение 1: обращение сингулярных интегральных уравнений
Приложение 2: расчет параметров вихревой
микромагнита
Список публикаций автора по теме диссертации Список цитированной литературы
структуры в поле

АДг) = Я0г/2 4- а^(г).
(2.6)
Будем искать решение линеаризованного уравнения ГЛ (2.5) в виде фт(г,1р) = /т(г) ехр(1ту>), при этом ш удовлетворяет следующему уравнению
Уравнение (2.7) имеет нетривиальные решения только для дискретного набора температур ТДЯо). Под критической температурой сверхпроводящей пленки в неоднородном магнитном поле Тс мы будем понимать максимальную температуру, при которой в пленке существует бесконечно малый сверхпроводящий зародыш: ТС(Я0) = тах{Т„(Я0)}. Наличие неоднородной компоненты поля должно приводить к снятию вырождения по орбитальным моментам тп, природа которой подробно описана в разделе 2.1.3. Пересечение термов Ет(Н0) будет соответствовать изломам на полевой зависимости критической температуры пленки ТС(Н0). Отметим, что для рассматриваемой системы состоянием с минимальной энергией может быть не треугольная решетка вихрей, а многоквантовое вихревое состояние (как в мезоскопических образцах), для которого завихренность тп будет изменяться при изменении внешнего поля Я0. По сути дела описываемый эффект является аналогом эффекта Литтла-Паркса, который наблюдался ранее только для мезоскопических и многосвязных сверхпроводящих образцов (см. раздел 2.1.3).
Далее мы рассмотрим несколько модельных распределений Я* (г) (радиальная ступенька — раздел 2.2.2, произвольное плавное распределение — раздел 2.2.3, поле магнитного диполя — 2.2.4) и рассчитаем в каждом случае полевую зависимость ТС(Н0) и пространственную структуру вихревых решений.
2.2.2. Структура параметра порядка в сильно неоднородном магнитном поле Вг(г)
В качестве простейшей модельной задачи о структуре вихревого решения в неоднородном магнитном поле, допускающей аналитическое решение, рассмотрим задачу о спектре энергии частицы в кусочно однородном поле следующего вида:
Такое распределение (рис. 7) приближенно описывает магнитное поле вблизи круглого домена (или магнитного цилиндра) радиуса До в толстой ферромагнитной пленке толщины (1; при условии, что df значительно превышает среднее расстояние между такими доменами. Бели радиус локализации волновой функции вблизи
(2.7)
(2.8)