2.5.3. Критический ток

Наиболее важным свойством сверхпроводников с точки зрения их практического применения является плотность транспортного критического токаj_с. Большое значение имеет также изменениеj_сво внешнем магнитном поле.

Исследования ВТСП показали, что достижение в них высоких плотностей критического тока, в особенности в приложенном магнитном поле, является непростой научной и технологической задачей.

Установлено, что токонесущая способностьобразцов ВТСП зависит от их микроструктуры и, следовательно, от метода получения, как уже отмечалось (п. 1.2). Это обстоятельство является характерным и для низкотемпературных сверхпроводников, посколькуj_с(H) определяется главным образом силой взаимодействия вихрей Абрикосова с дефектами кристалла, т.е. силой пиннинга – закрепления вихрей на структурных несовершенствах. ВТСП материалы имеют сравнительно низкую концентрацию носителей, что приводит к существенным отличиям в поведении их электрических и магнитных свойств. Мы уже говорили об этих особенностях (п. 1.7), ниже покажем, как влияют на плотность критического тока сильная анизотропия кристаллической структуры и физических свойств, аномально малая длина когерентности (ξ₀), склонность к переходу металл – изолятор.

Склонность к фазовому переходуметалл – изолятор характерна для металлоокисных соединений. Такие фазовые переходы сопровождаются исчезновением сверхпроводимости и могут происходить как при изменении температуры (T>T_с), так и при изменении концентрации компонентов (п. 2.5.1). Вследствие низкой концентрации носителей и анизотропии кристаллической структуры, металлический характер зонной структуры постоянно находится под угрозой, т. к. существование зон свободных носителей обусловлено вполне определенной координацией атомов меди и кислорода в слояхCuO₂и цепочкахCuO. Любое нарушение этой координации ведет к локальному переходу металл – изолятор или металл – полупроводник. Поэтому структурные дефекты сильно снижают транспортные свойства металлоокисных ВТСП. Наиболее серьезным оказывается влияние планарных дефектов, пересекающих медь-кислородные слои (плоскостиab) кристаллов ВТСП. Это могут быть микротрещины, границы зерен, дислокационные стенки и двойниковые границы доменов с индексами (110). Вследствие малой длины когерентности, меньшей, чем толщина дефекта, дефект становится непрозрачным для транспорта электронов. Так, между зернами ВТСП возникают «слабые связи», которые ведут себя подобно джозефсоновскому контакту, а сам образец называют джозефсоновской средой. Поэтому и говорят овнутризеренной(j_C^G) имежзеренной(j_C^J) критической плотности тока, причемj_C^G >>j_C^J.

Высокие температуры перехода в сверхпроводящее состояние являются главной, наиболее привлекательной особенностью ВТСП материалов. Однако при достижении достаточно высоких температур тепловая энергия (~kT) становится сравнимой по величине с энергией пиннинга потока, что вызывает термически активированное движение вихрей Абрикосова путем перескока из одной потенциальной ямы в другую (крип потока). Этот процесс, в свою очередь, ограничивает транспортные свойства сверхпроводника.

ВТСП материалы можно разделить на три большие группы: монокристаллы, пленки и поликристаллические ВТСП. Последние, в свою очередь, по текстуре делятся на керамические и сплавленные монолитные образцы. Характер токопереноса в этих материалах сильно изменяется в соответствии с их структурными различиями.

Монокристаллыв этом ряду выделяются тем, что являются, по-видимому, самыми совершенными массивными объектами. Результаты, полученные на них, наиболее подлинны и доступны для понимания. Кроме того, вероятно, можно считать, что зерна поликристаллов подчиняются закономерностям, полученным для монокристаллических образцов.

Рассмотрим монокристалл ВТСП, включенный в цепь постоянного тока. На рис. 2.18 приведена вольт-амперная характеристика такой цепи.

Рис. 2.18. Вольт-амперная характеристика разрушения сверхпроводимости током (схема)

При увеличении тока до I_С1падение напряжения на сверхпроводнике остается равным нулю.I_{С1 –} первый критический ток, соответствующий началу перехода в нормальное состояние. На сверхпроводнике появляется падение напряжения, которое увеличивается при увеличении тока в цепи доI_C2, когда переход в нормальное состояние заканчивается. Если на образец наложить магнитное поле (H>0), переход закончится при меньшем токе I_C2’<I_C2. ГрафикNсоответствует ВАХ для нормального состояния образца (T>T_С), и его наклон определяется сопротивлением материала.

В реальном кристалле критическое состояние четко не определено: при отличной от нуля температуре Tвсегда существует вероятность срыва абрикосовских вихрей, соответствующая термоактивизированному крипу потока. В результате, данные при значениях транспортного тока ниже критического, существует отличное от нуля напряжение, которое при низких температурах определяется выражением:

Bd exp[-E_cpkT(1-jj_c)], (2.13)

где j<j_c– плотность транспортного тока;

  напряженность электрического поля;

B– индукция магнитного поля;

  характерная частота колебаний вихревой нити;

d– расстояние между центрами пиннинга;

E_cpсредняя энергия связи вихря на центре пиннинга.

Обычно, вклад в общее напряжение члена (2.13) мал, но при малых напряжениях его нужно учитывать, особенно, при определении I_C1.Для описания поведения критической плотности тока в широком интервале температур используют эмпирическую зависимость:

j_c(T)=j_c(0)[exp(-T/T₀)-exp(-T_c/T₀)], (2.14)

где T₀– параметр ВТСП материала.

Выражение (2.14) имеет экспоненциальный характер при низких температурах и линейную зависимость в условиях (T_c-T)<<T_0.

Как уже отмечалось, критический ток низкотемпературных сверхпроводников зависит от напряженности внешнего магнитного поля. Это справедливо и в случае ВТСП, однако зависимость является более сложной, поскольку материал анизотропен. В первом приближении можно воспользоваться выражением (2.15) с учетом того, что параметр B₀имеет разные значения для разных кристаллографических направлений и зависит от температуры.

J_с(0) =j_с(0)exp(b-b₀). (2.15)

В итоге, величину критической плотности тока удобнее записывать в виде тензора с учетом направления магнитного поля.

В поликристаллических образцах картина протекания транспортного тока оказывается сложнее, чем в монокристаллах, вследствие влияния межзеренных границ, хотя общие тенденции сохраняются. Мы уже говорили о существовании внутригранульной (j_C^G) и межгранульной (j_C^J) плотностях критического тока. Эффективная критическая плотность j_C^J оказывается на несколько порядков меньше чем j_C^G. Кроме того, температурные зависимости этих параметров оказываются тоже различными.

Для поведения j_C^Gхарактерна так же, как и в случае монокристаллов, экспоненциальная зависимость (2.14), причем параметрыj_C^G(0) иT₀^Gоказываются близкими к параметрам монокристаллов. Температурная зависимость межгранульного тока близка к линейной при высоких температурах и насыщается при понижении температуры. Анализ зависимостей межгранульного тока более детально удается провести с помощью модели джозефсоновской среды.

Еще одной характерной особенностью межгранульного критического тока является его сильная зависимость от магнитного поля, что не удивительно, если вспомнить о характере действия поля на переход Джозефсона (п. 2.3). Для описания этой зависимости предложено выражение:

j_C^J=j_C^J(0)/(1+B²/B₀²). (2.16)

Для повышения критического тока керамики были использованы расплавные методы (п. 2.3). Применение этих технологий позволило существенно увеличить плотность критического тока. В частности, на рис. 2.19 приведена зависимость плотности критического тока от магнитного поля для метода QMG.

Рис. 2.19. Зависимость плотности тока от магнитного поля: T=4,2K; 1 –Y-123; 2 –Bi-2212

Хорошие результаты дают и другие расплавные технологии. Фирма IBMсообщила, что получает образцы, обладающие высокотемпературной сверхпроводимостью при плотности тока порядка 10⁹А/см².

Характерной особенностью тонких пленокВТСП является высокая плотность критического тока (10⁵–10⁷А/см²) и слабая её зависимость от магнитного поля. Это относится к пленкам на основеY-123,Bi-2223,Bi-2212,Tl-2212. Характер полевой зависимости аналогичен зависимости для монокристаллов.

На рис. 2.20 приведена температурная зависимость плотности критического тока для тонкой пленки Y-123.

Рис. 2.20. Температурная зависимость плотности критического тока пленки Y-123

Температурная зависимость для тонких пленок оказывается более слабой, по сравнению с керамическим образцами. Было отмечено удовлетворительное согласие экспериментальной кривой на рис. 2.20 с зависимостью (2.15), полученной для монокристалла.

Очевидно, одна из причин высоких характеристик тонких пленок заключается в сходстве их текстур с текстурами монокристаллов. Кроме того, необходимо учитывать, что при малой толщине материал пленки более доступен для насыщения его кислородом.