Структура критического состояния и магнитные характеристики сверхпроводящих пленок с краевым барьером

• Автор: Елистратов, Андрей Александрович
• Шифр специальности: 01.04.13
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 2000
• Место защиты: Нижний Новгород
• Количество страниц: 100 с.

ОГЛАВЛЕНИЕ
ВВЕДЕНИЕ
ГЛАВА 1. СТРУКТУРА КРИТИЧЕСКОГО СОСТОЯНИЯ ТОНКОЙ СВЕРХПРОВОДЯЩЕЙ ПЛЕНКИ В МАГНИТНОМ ПОЛЕ
1.1 Введение
1.2 Условия ПРОНИКНОВЕНИЯ ВИХРЕЙ В ПЛЕНКУ. ЭНЕРГЕТИЧЕСКИЙ БАРЬЕР НА ВХОДИ НА ВЫХОД ВИХРЕЙ. ПАРАМЕТР ДОМИНИРУЮЩЕЙ НЕОБРАТИМОСТИ
1.3 Основное уравнение задачи 15
1.4 Режим первоначального ввода поля в сверхпроводник
1.5 Режим снижения поля
1.6 Выводы
1.7 Рисунки к Главе
ГЛАВА 2. ОСОБЕННОСТИ КРИТИЧЕСКОГО СОСТОЯНИЯ И ЭЛЕКТРОМАГНИТНЫЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ К ВАШ ДВУ МЕР Н ЫХ
СВЕРХПРО-ВОДНИКОВ В МАГНИТНОМ ПОЛЕ
2.1 Введение
2.2 Режимы критического состояния сверхпроводника с краевым барі ером
2.3 Кривая намагниченности
2.4 Г не ерезисная кривая
2.5 Пот :ри
2.6 Экспериментальное изучение
2.7 Выводы
2.8 Рисунки к Главе
ГЛАВА 3. СТРУКТУРА СТАТИЧЕСКОГО СМЕШАННОГО СОСТОЯНИЯ В ТОНКИХ СВЕРХПРОВОДЯЩИХ ПЛЕНКАХ, НЕСУЩИХ ТРАНСПОРТНЫЙ ТОК
3.1 Введение
3.2 Квазиравновесные структуры потока и распределения плотности тока в пленке, несущей транспортный ток. Режим ввода тока
3.3 Критический ток пленки в отсутствие внешнего магнитного поля
3.4 Квазиравновесные распределения вихрей и токов в режиме снижения транспортного тока
3.5 ГИСТЕРЕЗИСНАЯ КРИВАЯ И МОЩНОСТЬ ГИСТЕРЕЗИСНЫХ ПОТЕРЬ
3.6 Выводы
3.7 Рисунки к Главе
ГЛАВА 4. СМЕШАННОЕ СОСТОЯНИЕ ПЛЕНКИ, НЕСУЩЕЙ ТРАНСПОРТНЫЙ ТОК, ВО ВНЕШНЕМ МАГНИТНОМ ПОЛЕ. КРИТИЧЕСКИЙ ТОК В ТОНКИХ СВЕРХПРОВОДЯЩИХ ПЛЕНКАХ
4.1 Введение
4.2 Переход из смешанного статического в смешанное динамическое состояние
4.3 Переход в резистивное состояние непосредственно из МЕЙССНЕРОВСКОГО СОСТОЯНИЯ

4.4 Обобщенная диаграмма состояний тонкой сверхпроводящей пленки
С КРАЕВЫМ БАРБЕРОМ
4.5 Выводы
4.6 Рисунки к Главе
ВКЛЮЧЕНИЕ
1РИЛОЖЕНИЕ
1РИЛОЖЕНИЕ
1РИЛОЖЕНИЕ
ПРИЛОЖЕНИЕ
ПУБЛИКАЦИИ
НИТЕРАТУРА

Введение
В последние годы ведется интенсивное исследование высокотемпературных сверхпроводящих (ВТСП) материалов, в частности сверхпроводников II рода пониженной размерности (пленок, кристаллов с большим размагничивающим фактором и т.д.). Использование подобных образцов в современном эксперименте, а также в качестве токонесущих ВТСП - элементов, диктует настоятельную необходимость создания теории, способной количественно описать магнитные и транспортные свойства этих систем. Значительное число опубликованных работ посвящено изучению свойств критического состояния в этом классе ВТСП-систсм. Традиционно наиболее популярной теоретической моделью для описания критического состояния в сверхпроводниках является модель Бина [1], базирующаяся в своем первоначальном варианте на нескольких существенных предположениях, а именно [2, 3, 4, 5, 6]: а) независимость плотности критического тока ф сверхпроводника от локальной магнитной индукции В; б) отсутствие краевых эффектов (размагничивающего фактора, поверхностного барьера и т.д.); в) равенство В = роН, пренебрегающее обратимой намагниченностью образца; г) пренебрежение конечной величиной нижнего критического поля: НС1 = 0. При этих условиях на масштабах, сравнимых с размерами образца, связь между индукцией и плотностью тока носит локальный характер и описывается относительно простыми дифференциальными уравнениями. В результате получается простая физическая картина: проникшее вглубь сверхпроводника магнитное поле спадает с постоянным градиентом, пропорциональным критическому току; во внутренней области образца, где вихри отсутствуют, плотность тока равна нулю; глубина проникновения потока линейно зависит от величины приложенного внешнего поля.
Дальнейшие исследования критического состояния шли во многом по пути снятия ограничений, накладываемых стандартной моделью Бина. Так целый ряд работ (см. [2, 5]) был посвящен изучению свойств критсостояния, реализующегося при различных видах зависимости ,1С(В). Наиболее известной такой работой, по видимости, является модель Кима-Андерсона [7,8], учитывающая термоактивационный крип потока, в ней используется зависимость .1С(В) = Тс(0)/( 1+|В|/Во), полученная экспериментально в работе [9]. Много работ посвящено также динамике установления критического состояния при различных предположениях относительно зависимости

количестве способны полностью компенсировать изменение намагниченности образца, хотя поток через образец при этом меняется.
В противоположном пределе при г« 1, когда объемный пиннинг является доминирующим фактором, вид кривой намагниченности в основных чертах повторяет профиль, предсказываемый двумерной версией модели Бнна [33]; имеющиеся отличия обусловлены тем, что параметр г имеет конечную величину. В промежуточной области Г~ 1, когда интенсивности поверхностного и объемного пиннинга сравнимы по величине, кривая намагниченности имеет весьма нетривиальный вид (напоминающий поверхность изогнутого ковра). Подобные кривые наблюдались экспериментально при исследовании монокристаллов висмута [55, 57] (см. раздел 2.6).
2.4 Гистерезисная кривая
Снятие гиетерезисной кривой, наряду с кривой намагниченности, традиционно является мощным средством экспериментального изучения поведения сверхпроводника во внешнем магнитном поле. Поведение гистерезисных кривых для изучаемого класса сверхпроводящих систем имеет ряд интересных особенностей.
Для расчета потока, захваченного пленкой при некотором внешнем поле Н, будем использовать выражение
Результаты численного расчета гистерезисных кривых при заданной величине параметра необратимости г представлены на Рис
Отметим пороговый характер гистерезисных кривых в образцах с г > 0. являющийся очевидным следствием наличия краевого пиннинга вихрей. Вводу поля соответствует отрезок быстрого (с бесконечной при Н = И, производной с!Ф/сШ) нарастания захваченного пленкой потока Ф. Для пленок с г» 1 подставив в выражение (2. 2) формулу (1. 9) Главы 1, подучаем [53]:

Ф (Я) = 2 ИД (Я + 41пАгс /;©)(£(©) - (1 - 02Щ0))