Влияние краевого барьера на магнитные характеристики сверхпроводников II рода

• Автор: Водолазов, Денис Юрьевич
• Шифр специальности: 01.04.07
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 2000
• Место защиты: Нижний Новгород
• Количество страниц: 103 с. : ил.

1. Универсальный критерий входа вихрей в сверхпроводники второго рода. Феноменологическая модель краевого барьера
1.1. Объемные сверхпроводники
1.1.1. Критерий входа вихрей - численный расчет
1.1.2. Критерий входа вихрей - аналитический расчет
1.1.3. Выход вихрей
1.2. Тонкие пленки
1.3. Влияние дефектов поверхности на процесс входа/выхода вихрей
1.4. Феноменологическая модель краевого барьера
1.5. Основные результаты
2. Анализ кривых намагниченности и магнитных восприимчивостей сверхпроводников второго рода различной геометрии
2.1. Кривые намагниченности при наличии одного механизма, необратимости
2.1.1. Сверхпроводники с краевым барьером
2.1.2. Сверхпроводники с объемным пиштингом
2.1.3. Обсуждение
2.2. Кривые намагниченности при взаимном влиянии двух механизмов необратимости
2.2.1. Узкие пленки
2.2.2. Продольная геометрия
2.3. Основные результаты
3. Распределение магнитного поля и плотности тока в сверхпроводящих пленках конечной толщины
3.1. Структура мейсснеровского состояния
3.1.1. Основные уравнения
3.1.2. Тонкие пленки (с£ <С А)
3.1.3. Пленка конечной толщины (сі Л)
3.2. Условия входа вихрей в сверхпроводящие пленки
3.2.1. Тонкие пленки
3.2.2. Толстые пленки
3.2.3. Влияние дефектов поверхности и анизотропии
3.3. Структура смешанного состояния
3.4. Основные результаты
Заключение
Список цитированной литературы
Список работ автора по теме диссертации

В настоящее время ведется активное исследование магнитных, резистивных и диссипативных характеристик смешанного состояния сверхпроводников второго рода. Информация о поведении сверхпроводящих материалов (как низко- так и высокотемпературных) в нестационарных внешних полях произвольной ориентации, а также при прохождении тока в сверхпроводнике является крайне ценной с точки зрения потенциального применения указанных материалов в практике. Существенное влияние на эти характеристики оказывает объемный пиннинг магнитного потока [1, 2, 3, 4, 5, 6, 7, 8] на неоднородностях кристаллической структуры материала, а также поверхность образцов или наличие краевого барьера на вход/выход вихрей [9, 10, 11, 12, 13, 14, 15, 16, 17, 18], которые, наряду с крипом магнитного потока и вязким течением вихрей, являются одними из основных механизмов необратимости в сверхпроводниках II рода.
Под объемным пинингом понимается явление ’’зацепления” (пиннинга) вихрей или связок вихрей на неоднородностях сверхпроводника. При описании макроскопических характеристик образцов, на которые оказывает свое влияние объемный пиннинг, используют как правило макроскопические модели обьемного пининга. [1, 2, 3, 4, 5, 6, 7, 8,19, 20] (о микроскопических механизмах пиннинга см. например [21, 22, 23]). Следует выделить две основные феноменологические модели обьемного пиннинга существующие на данный момент - локальную [1] и нелокальную модель критического состояния [19, 20]. Общим в них является предположение, что вихри могут двигаться в тех областях сверхпроводника, где локальная плотность тока превышает некоторую критическую величину ^ носящую название плотности тока депиннига. (данная величина может как зависеть от величины локального магнитного поля - модель Кима-Андерсона [2, 3], так и не зависеть - модель Вина [I]. Главным отличием между этими моделями является то, что в случае локальной модели связь между плотностью вихрей и магнитным полем является алгебраической (локальной), а в нелокальной модели - интегро-дифференциальной (нелокальной). Отметим, что такое разделение моделей обьемного пиннинга возможно только в продольной геометрии (магнитное поле параллелль-но большему из двух размеров образца и предполагается, что в третьем направление сверхпроводник бесконечен) - в этом случае наличием размагничивающего фактора

Модель Бина
Рассмотрим сначала модель в которой плотность тока депиннинга не зависит от Я (модель Бина). Проникшие в сверхпроводник вихри при Н > Н3 распределятся с плотностью п(у) = Я/Ф0 в области а(Н) < у < Ь(Н), где а(Н) = Яр/Я определяет глубину их проникновения, Яр = jpW/2Co. В отличие от классической модели Бина поле полного проникновения здесь Я = оо, что является общим свойством нелокальной модели критического состояния ['20, 52]. Параметр Ь(Н) = 1 — (Я5 — Яр)/Я определяет размер безвихревой области (ее ширину 1 — Ъ = (Н3 — Я)/Я), откуда вихри ’’сносятся” сильными прикраевыми токами і > 3Р. Соответствующее распределение плотности тока имеет вид (см. рис. 2.7Ь)
Будем теперь уменьшать магнитное поле от значения Но до —Я0. До тех пор, пока в области, занятой вихрями, а(Я0) < у < Ь(Н0) плотность тока не достигнет критического значения j = —jp, распределение вихрей останется ’замороженным’, а распределение плотности тока будет определяться выражением
где а0 = а(Но),Ь0 = Ь(Но). Соответствующие распределения 3(у), п(у) изображены на рис. 2.7с.
В поле Нщ = Н0(Н0 — Н3 — Нр)/(Но — Н3 + Нр), имеющем смысл поля размораживания потока, плотность тока j(bo) станет равной —jp и вихри начинают двигаться к краю пленки. Магнитный поток, связанный с вихрями при этом будет сохраняться в пленке вплоть до поля выхода вихрей Нех = Но — Н3 — Нр. Таким образом, в интервале полей Яе, < Я < Ну распределение плотности тока и вихрей будет следующим (см. рис.