Особенности электромагнитных свойств высокотемпературных сверхпроводников

• Автор: Гешкенбейн, Вадим Борисович
• Шифр специальности: 01.04.02
• Научная степень: Докторская
• Год защиты: 2000
• Место защиты: Черноголовка
• Количество страниц: 85 с. : ил.

Содержание
0.1 Введение
1 Квантовый крип
2 Влияние анизотропии на магнитные свойства ВТСП
3 Эффект Холла в смешанном состоянии
4 Макроскопические вопросы динамики смешанного состояния
5 Геометрический и поверхностный барьер в высокотемпературных сверхпроводниках
6 Флуктуационное притяжение вихрей в анизотропных сверхпроводниках
7 Плавление вихревой решётки
8 Фазовый переход в квазидвумерой решётке
9 Заключение
10 Работы, представленные на защиту
11 Список литературы

0.1 Введение
Магнитное поле проникает в сверхпроводники второго рода в виде абрикосов-ских вихревых нитей [1], каждая из которых несёт квант магнитного потока Фо = Лс/2е « 2 10~7Гссм2. Электромагнитные свойства, получающегося смешанного или абрикосовских состояния определяются свойствами вихрей. Например, электрический ток, текущий по сверхпроводнику, приводит к силе Лоренца = (Ф0/с х п (п-единичный вектор вдоль вихря), действующей на вихри. В сверхпроводнике без дефектов единственной силой, уравновешивающей силу Лоренца, является сила вязкого трения /7/ = —гуч. Движение вихрей приводит к электрическому полю Е = В х у/с. В результате, идеальный сверхпроводник в смешанном состоянии не обладает главным сверхпроводящим свойством - нулевым сопротивлением. К счастью, дефекты кристаллической решётки приводят к пиннингу (зацеплению) вихрей. При этом сила Лоренца уравновешивается силой пиннинга /ргп и электрическое поле становится равным нулю. Увеличение тока выше критического значения приводит к отрыву вихрей от центров пиннинга и к возникновению сопротивления. Таким образом, сопротивление и критический ток сверхпроводника в магнитном поле определяются взаимодействием вихрей с неоднородностями материала.
В обычных сверхпроводниках, где флуктуации малы, магнитные свойства очень хорошо описываются в рамках фазовой диаграммы Абрикосова [1], полученной в приближении среднего поля. Согласно этой Я — Т диаграмме (рис.1) сверхпроводник в слабых полях, ниже первого критического поля Яс1, находится в мейсснеровском состоянии. В этом состоянии магнитное поле не проникает в сверхпроводник. В полях выше Яс 1, в смешанном состоянии, вихри образуют треугольную рещётку. С увеличением магнитного поля расстояние между вихрями уменьшается, и при втором критическом поле происходит фазовый переход второго рода в нормальное состояние.
Открытие высокотемпературной сверхпроводимости Беднорцем и Мюллером в 1986 году [2] привело к возникновению новой области в физике твёрдого тела и в науке о вихрях. В результате особых свойств высокотемпературных сверхпроводников (ВТСП) их поведение в смешанном состоянии качественным образом отличается от поведения обычных сверхпроводников. Высокая температура перехода Тс, сильная слоистость соединений и малая длина когерентности £ приводят к тому, что флуктуации в ВТСП (тепловые и квантовые) нельзя считать слабыми. Сила этих флуктуаций определяется параметром Гинзбурга [3] (Тс/Я2е£3 (гг - параметр анизотропии сверхпроводника ) и квантовым сопротивлением фм = (е2/Й)(рп/е£) (рп - нормальное сопротивление). В то время, как в классических сверхпроводниках Ог ~ 10-8, С}и ~ 10~3, вышеуказанные

= РЗ,
(76)
(77)
для вихревой жидкости. Используя «о = Лус и {ди/д])|о и/Зс упростим формулу (77)
Отметим, что в этом режиме поведение сверхпроводника второго рода ничем не отличается от поведения нормального металла с экспоненциально малым сопротивлением [56]. Чтобы описать поведение магнитного поля В, подставим закон Ома в уравнения Максвелла
Уравнение (79) - линейное уравнение диффузии, определяющее пространственно временную эволюцию магнитного поля £?(г,і). Мы будем использовать его для анализа отклика сверхпроводника на слабое переменное поле. Такого типа эксперименты широко используются для определения, так называемой линии необратимости [57]
Хорошо известно, что поведение нормального металла в переменном поле определяется скин-эффектом [58]. Предполагая переменное поле ос ехр(каі), уравнение (79) можно переписать в виде
откуда получаем толщину скин-слоя,
определяющую скин-эффект. В зависимости от величины сопротивления, и следовательно от температуры, толщина скин-слоя 5а может быть как больше (при высоких температурах Т) так и меньше (низкие температуры, малое р) размеров образца. При температуре, когда 6, становится порядка размеров образца £>, мнимая часть восприимчивости х"> определяющая поглощение, имеет максимум. Рассмотрим, например, пластинки, 0 < х < Б, В || г. С граничными условиями В(х = 0, ф £) = Л,асехр(—гшЬ) на поверхности пластинки, переменное поле внутри неё
(78)
(79)
(81)