Влияние постоянного магнитного поля на сверхпроводящий переход у y-втсп

А.А. Великосельская, студент группы НТ-111, С.М. Уколова, студент группы НТ-111, А.В. Сергеев, аспирант, О.В. Калядин, В.Е. Милошенко

Кафедра физики твердого тела

В данной работе нами изучалось влияния постоянных магнитных полей на параметры сверхпроводящего перехода, где в качестве объекта исследования использовались высокотемпературные сверхпроводники Y-Ba-Cu-O, полученные по двухстадийной керамической технологии. Образцы размером 25×4×2 имели плотность 4.556 г/ и пористость 28,2%. Измерение электросопротивления образца осуществлялось методом вольтметра-амперметра по четырехточечной схеме. Было устранено влияние параметров контакта металл-сверхпроводник на результаты.

Измерения проводились по следующей схеме. Образец охлаждался в вакуумированном зонде до температуры 80 К, после чего включалось постоянное магнитное поле, и обеспечивался нагрев образца со скоростью 5 град./мин. Серия экспериментальных кривых представлена на рисунке.

1- магнитное поле 0 мТл, 2- магнитное поле 2 мТл, 3- магнитное поле 6 мТл, 4- магнитное поле 20 мТл Зависимость электросопротивления от температуры

Видно, что ширина резистивного перехода Y- ВТСП растет по мере увеличения приложенного магнитного поля. Как показали результаты наших измерений, в отличие от традиционных сверхпроводников, где стимулирование магнитным полем приводит только к понижению критической температуры, в ВТСП внешнее магнитное поле вызывает заметное уширение резистивного перехода, при чем в области самого перехода возникает перегиб. Выявлено, что при увеличении внешнего магнитного поля до величины B>B_k, появляется остаточное электросопротивление.

Литература

1. Ципенюк Ю.М. Физические основы сверхпроводимости: Учеб. пособие / Ю.М. Ципенюк. - М. : изд. МФТИ, 2002. - 160 с.

УДК 621.315.57:537.312.62

Гранулированный сверхпроводник в сверхмалых магнитных полях

И.М. Шушлебин

Кафедра физики твердого тела

Вопрос о существовании у гипервихрей нормального керна остается в определённой степени неясным. В рамках квазинепрерывного подхода условие квантования флюксоида записывается в виде

dl + H dS = 0, (1)

где φ – скачок фазы в узлах сетки контактов.

Из (1) легко получить

rot φ + h H = 0. (2)

Считаем скачок фазы на каждом контакте малым, тогда для плотности тока из выражения для тока через джозефсоновский переход получаем j = (J_c /h² )φ.

Тогда (2) переписывается в виде

rot j + = 0. (3)

Отсюда с помощью уравнения Максвелла rot H = j приходим к аналогу второго уравнения Лондонов для трехмерной джозефсоновской среды

rot rot H + H = 0. (4)

Тогда обычным способом, подставляя в (4) дельтаобразный источник, получаем уравнение

rot rot H + H = δ(r). (5)

решение которого дается функцией Макдональда К₀, что обычным образом определяет вихревой объект, в данном случае - гипервихрь.

Следовательно, гипервихрь имеет общие черты с вихрем Абрикосова. Здесь возникает проблема.

Функция Макдональда логарифмически расходится при малых значениях аргумента x.

K₀ ≈ ln , (6)

где γ – константа Эйлера.

Для вихрей Абрикосова эта трудность преодолевается обрезанием на границе нормального керна. Но в джозефсоновской среде имеем дискретные электромагнитно связанные контакты. Физическая суть нормальной зоны тут неочевидна.

Обращает внимание следующий факт. Контакты в силу статистического разброса характеризуются различными значениями критического тока. Следовательно, определённая часть их множества в данном поле теряет сверхпроводящие свойства и может образовать нормальные зоны, аналог керна вихря Абрикосова. Гипервихрь реализуется в ячеистой среде, имеющей свою выраженную структуру. Он привязан к уже подавленным контактам. Это немедленно приводит нас к выводу о хаотически ориентированном магнитном моменте рассматриваемых объектов со средним значением, близким к нулю.

УДК 621.52+681.2