Реферат: Высокотемпературная сверхпроводимость
Зміст.
Вступ..........................................................................................................2
Розділ І.Огляд літератури......................................................................3
1.1. Високотемпературнінадровідники..................................................3
1.2. НВЧ властивості плівок ВТНП
1.3. Поняття поверхневого імпедансу................................................5
1.4. Залишковий поверхневий НВЧопір..........................................9
1.5.
1.6. Поведінкатонкихплівок ВТНП у магнітному полі. Модель Коффі — Клема.............................................................................13
Розділ ІІ.Методична частина...............................................................18
2.1. Методика вимірювання поверхневого імпедансу і аналіз вимог довимірювальних резонаторів......................................................
2.2. Атестація плівок по НВЧвтратам...........................................18
2.3. Опис експерементальноїустановки..........................................20
Висновки.................................................................................................25
Література..............................................................................................26
Вступ.
Відкриття у 1986 роцівисокотемпературної надпровідності та нового класу металооксиднихнадпровідників дало потужний поштовх дослідженням в цій області. Досягнуте в1987 році підвищення критичної температури до Т>90К створило принципово новіможливості для надпровідникової електроніки. Практичне використання надпровідниківдля створення НВЧ пристроїв дозволяє одержувати унікальні показникихарактеристик (добротності, чутливості, швидкодії, затухання та інших), які неможливо отримати при використанні звичайних металевих провідниів.
Для успішногодослідження високотемпературних (ВТНП) матеріалів, особливо при відсутностізадовільних теоретичних моделей процесів, що в них відбуваються, велике значеннямає створення по можливості більш точних методів і засобів вимірювання їххарактеристичних параметрів,із яких одним з основних являється поверхневийімпеданс на НВЧ. Його активна компонента характеризує співвідношення спарених іодиничних носіїв заряду, а уявна компонента- глибину проникнення магнітногополя в ВТНП, а значить, довжину корреляції і вільного пробігу спарених електронів.
Із можливихметодів вимірювання поверхневого імпедансу найменшу похибку мають резонансніметоди, оскільки вони побудовані на основі вимірювань частоти і фази, похибка ввизначенні яких значно менша, ніж при амплітудних вимірюваннях.
РОЗДIЛ I. Огляд літератури.
1.1. Високотемпературні надпровідники.
В даний час довисокотемпературних надпровідників ( ВТНП) відносяться з’єднання, які основані на оксидах мідіі мають температуру надпровідного переходу в області азотних температур… Заразвідомо більше двох десятків високотемпературних надпровідників, які єкупратами різних металів. По основному металу вони відповідно називаються ітриєвими (наприклад, YBa2Cu3O7-d, Тс»90К ), вісмутовими ( Bi2Sr2CaCu2O8, Тс»95К ), талієвими (Tl2Ba2CaCu2O8, Тс»110К ), ртутними (HgBa2CaCu2O8, Tc»125K ) ВТНП.
Практично всіВТНП мають слоїсту структуру типу перовскіта з площинами із атомів Cu і O. На рис1.1.1 показана структуратипового широко розповсюдженого високотемпературного надпровідника — ітриєвогоз’єднання YBa2Cu3O7-d.
/>
Рис.1.Кристалографічнаструктура YBa2Cu3O7-d.
Результатибагаточисленних експерементів підтверджують припущення, що площини з киснем єосновним об’єктом в кристалографічній гратці, вони відповідають як запровідність цих оксидних з’єднань, так і за винткнення в них надпровідності привисоких температурах.
Високотемпературні надпровідники є типовими представниками надпровідників ІІ роду з дужевеликим співвідношенням лондоновської довжини до довжини когерентності — порядку де-кількох сотень. Тому друге критичне поле Нс2 має дужевисоке значення. На приклад, у Ві 2212 воно становить примірно 400Тл, а Нс1рівне де-кільком сотням ерстед ( в залежності від орієнтацій поля відноснокристала ).
В монокристалахвисокотемпературних надпровідників в магнітних полях, більше Нс1,спостерігається вихрьова структура, подібна тій, що раніше була знайдена втрадиційних надпровідниках ІІ роду.
Для більшостіВТНП характерна сильна анізотропія, що призводить до дуже незвичного характерузалежності магнітного момента цих речовин від величини поля у випадку, колиполе нахилено до основних кристалографічних осей. Суть ефекту полягає в тому,що внаслідок значної анізотропії вихрьовим лініям спочатку енергетично вигіднорозміщуватись між шарами CuO2 в площині (ab) ( в площині шарів ) і лиш потім, після перевищення де-якого поля,починають пронизувати ab-площини.
З’єднанняТС, К
Кількість
CuO-шарів
la,b, нм
lt, нм
xa,b, нм
xlt, нм
La1.85Sr0.15CuO4
40 1 80 430 3,7 0,7YBa2Cu3O7
95 2 27 180 3,1 0,4Bi2Sr2CaCu2O8
95 2 25 500 3,8-1,8 0,2Bi2Sr2Ca2Cu3O10
115 3 <25 >500 3,0 <0,2
Таб.1.1.1. Параметри ВТНП-матеріалів
Із-за малоїдовжини когерентності x»( 1-30 )A вихрі слабо закріплені на дефектах зразка і можутьлегко переміщатися по ньому як і при пропусканні через зразок струму, так іпри наявності інгрідієнта температури. Рис.1.13 служить якісною ілюстрацієюмеханізма руху вихрів. Потенціальний рельєф для вихрів у зразку визначає силупінінга (рис.1.13 а).
/>
Рис.1.1.3. Схематичне зображення потенціальногорельєфу, який призводить до пінінгу і його зміна при протіканні струму череззразок.
Якщо через зразокпропускати струм, то із-за сили Лоренца [ J´B ], яка діє на вихрі потенціальнийрельєф зміниться (рис.1.1.3 б і в). При критичному струмові Jc всі вихві починають вільнорухатись по зразку, тобто пінінг в цьому випадку відсутній. Однак при кінечнійтемпературі існує ймовірність руху вихрів і при J< Jc. Дійсно, ймовірність проникненнявихрів через бар’єрвисотою U
W = W0exp ( -U / kT ). (1.1.1)
При наявностіструму
U = U0( 1 — J / Jc), (1.1.2)
і тому
/> (1.1.3)
Вирішуючи цейвираз відносноJ, отримуємо
/>. (1.1.4)
Таким чином, якщов надпровіднику ІІ роду з пінінгом можливий надпровідний струм, то він будезатухати з часом. В традиційнихнадпровідниках U0/kT велике, і цей ефект практично відсутній. В ВТНП величина U0/kT»0,1, і рух вихрів легкоспостерігати.
Цей ефект легкоспостерігається шляхом вимірювання часової залежності встановлення станурівноваги магнітного моменту після різкої зміни зовнішнього магнітного поля аботемператури. Швидкість релаксації намагнічення в ВТНП може коливатись віддекількох секунд до десятків годин в залежності від температури.
Перші ВТНП булиотримані спіканням відповідних хімічних елементів з послідуючим відпалом ватмосфері кисня. В результаті отримується керамічний сплав, який складається зспечених гранул. Тому такі ВТНП називають керамічними або гранулярними.Характерний розмір складає біля 10 мкм. Перші експеременти проводились саме натаких керамічних зразках, і лише потім навчилися вирощувати монокристалічнізразки, що до цього є досить важкою технологічною задачою. Гранулярнінадпровідники представляють собою середовище з слабкими джозефсоновськими зв’язками, які визначають незвичайнійого електродинамічні властивості.
1.2.НВЧ властивості плівок ВТНП.
Основоюфеноменологічної моделі, котра широко застосовується при розрахункахповерхневого опору на НВЧ, є двухрідинна модель надпровідника. В рамках цієїмоделі зв’язок струму і поля має вигляд
/> (1.2.1)
де
/>, /> />,/> (1.2.2)
nN i nS — концентраціяносіїв при Т<Tc.
Для полів, якіміняються по гармонічному закону, використання рівнянь Максвела разом з(1.2.1-1.2.2) дозволяє ввести ефективну діелектричну проникність середовища
/>. (1.2.3)
Тут e¢ — відносна діелектричнапроникність кристалічної гратки; lL — лондонівська глибина проникнення [ 14 ]. Для аналізу електродинамікинадпровідника потрібно визначити хвильвий опір W i хвильове число k для плоскої хвилі, якарозповсюджується в надпровіднику. В випадку розповсюдження хвилі в вакуумі />, />.
Підставляючи сюдизамість e0співвідношення (1.2.3) для eeff і опускаючи в ньому член, якиймістить e¢, отримаємо
/>; />, (1.2.4)
де
/> />. (1.2.5)
Величина d має зміст комплексноїглибини проникнення, а dN — скінової глибини, яка пов’язана з наявністю носіїв у вільному стані. Замітимо, що побудованамодель справедлива в області частот w<wкр, де — критична частота, якавизначається співвідношенням hwкр=2D. Тут 2D — енергія носіїв заряда, якізнаходяться в s-стані. Для ВТНП-матеріалів wкр=1013¸1014 с-1і лежить значно вище частот НВЧ-діапазону.
Приведеніспіввідношення дають повну характеристику двохрідинної моделі надпровідника зточки зору макроскопічної електродинаміки. Від фізики надпровідностівимагається вказати температурні залежності величин dN і lL.
Нажаль, в наш часне існує ні строгих теоретичних доведень, ні надійних експерементальних данихвідносно цих параметрів. Допустимо, що носії заряду в ВТНП-матеріалівпідчиняються статистиці Бозе, можуть бути описані моделлю ідеального бозе — газу і при Т=Тс випробовують бозе — конденсацію. При цьому
/>, /> (1.2.6)
де t=T/Tc; a=3/2. Правомірність прийнятого законузміни від температури провірялось шляхом співставлення з експерементальнимиданими і значення a=3/2 не протирічить результатам експерементів відносно температурноїзалежності R [ 12 ].
Положемо далі, щозалежність tN(t) має вигляд [ 13 ]:
При t>1 вираз (1.2.7) відповідає багатократноексперементально підтвердженому факту лінійної залежності питомого опоруВТНП-матеріалів від температури. На основі (1.2.2, 1.2.6 і 1.2.7) можназробити висновок, що
sN(t)=t1/2,t<1 (1.2.8)
sN(t)=t-1, t³1
Для надпровідникової плівки, товщинаякої h>>L поверхневий імпеданс Z рівний її хвильовому імпедансу Z=W. Використовуючи (1.2.4) для дійсної частини Z отримаємо [ 15 ]:
/>, lL<<dN. (1.2.9)
Удосконалення технології росту кристалів іметодики вимірювань дозволить отримувати значення R,близькими до теоретичних розрахунків, зроблених на основі [ 14 ]
1.3. Поняття поверхневого iмпедансу.
Вище сказане у п.1.1вiдносилось до випадку постiйного магнiтногополя та струму. Для даної роботи бiльш актуальнимє випадок змiнного НВЧ поля та струму.
Поверхневий iмпеданс єоднiєю з найважливiших характеристик металiв та надпровiдникiв. Вiн визначаєамплiтуднi i фазовi спiввiдношення між електричними і магнітними полями наповерхні, а отже i всi енергетичнi характеристики взаемодiї поверхонь зелектромагнiтними полями [3].
В дiапазонi НВЧ дляметалiв i надпровiдникiв є характерною мала величина вiдстанi, на яку в нихпроникає електромагнiтне поле, в порівнянні з довжиною хвилi у вiльномупросторi. Мала глибина проникнення означає, що похідні компонентелектромагнiтного поля в серединi металу в напрямку нормалi до поверхнi великіпорiвняно iз похідними в тангенцiйних напрямках, тому електромагнітне полепоблизу поверхні можна розглядати як поле плоскої хвилі.
Для введення поверхневогоiмпедансу розглянемо випадок, коли металева поверхня спiвпадає з площиною XY, а метал займає напiвпростiр внапрямку осi z (мал.1.3.1.). Метал будемо вважатиоднорідним, ізотропним і лінійним.
Рiвняння Максвела,нехтуючи струмом зміщення, для комплексних амплiтуд можна записати:
/>
/>
/> (1.3.1)
/>/>
/> /> /> /> /> /> /> <td/>z
/>Рис.1.3.1. До введенняпоняття поверхневого імпедансу.
Як було раніше вказано,закон змiни електромагнiтного поля можна взяти у виглядi плоскої хвилі, тобто eіwt.
Iз врахуванням того, щозначення нормальних похiдних компонент поля в металi значно бiльшiтангенцiйних, з двох останнiх рiвнянь (1.3.1) i рiвняння div/>j=0, отримаємо:
/>,
/>, (1.3.2.)
/>,
що стосовно до нормальнихкомпонент змiнних полiв означає, що Еn», Hn», jn». Нехтуючи тангенцiйними похiдними з перших двохрiвнянь (1.3.1) витiкає
/>, (1.3.3)
/>,
де /> — одиничний вектор нормалi до поверхнi, направлений в серединуметалу.
Iнтегруючи рiвняння(1.3.3) по z вiд 0 до />, знаходимо
/>, (1.3.4)
/>
де /> — комплексна амплiтуда повного струму, що перетинає безмежнуплощадку одиничної ширини, розташовану перпендикулярно струму. У випадкуiзотропного металу для одномiрної задачi завжди можна написати
/>, (1.3.5)
де dk — комплексна величина, що залежить вiд частоти i параметрiв металу.
Пiдставляючи (1.3.5) в(1.3.4), отримаємо
/>, (1.3.6)
де
/>, (1.3.7)
Поверхневий iмпеданс Zскладається з дiйсної та уявної частин: поверхневого опору R та поверхневогореактансу X вiдповiдно. Величина dk називається комплексною глибиною проникнення, яка також має дійсну та уявнучастини
/>, (1.3.8)
Величини d1 і<sub/>d2 інколи називають індуктивною тарезистивною глибиною скін-шару… Із (1.3.7) отримаємо зв’язок з R i X:
/>,
(1.3.9)
/>
Комплексну глибинупроникнення можна розглядати як другий метод введення поверхневого iмпедансу,зв'язок уявної та дiйсної частин якого з Х i R задаєтьсяспiввiдношеннями (1.3.9).
Внаслiдок неперервностiтангенцiйних складових електричного та магнiтного полiв на границi,спiввiдношення (1.3.6) залишаеться вiрним в довiльнiй точцi граничноi площини.Тому його можна розглядати як наближену однорiдну граничну умову для широкогокласу граничних задач прикладноi електродинамiки (гранична умова Леонтовича).Цi умови є особливо важливими, бо можна розв'язувати зовнiшню електродинамiчнузадачу при заданнi однiєi лише величини Z, не цiкавлячись розподiлом полiввсерединi металу.
Якщо зовнi металу iснуєлiнiйно поляризоване електромагнiтне поле, то при вiдповiдному виборi напрямiвосей x та y завжди можна сполучити вектор /> звiссю X, а вектор /> з вiссю Y. З спiввiдношень (1.3.3, 1.3.4,1.3.6) одержимо рiзнi, часто використовуванi спiввiдношення для поверхневогоiмпедансу:
/> (1.3.10)
Якщо метал лiнiйний, товнаслiдок лiнiйностi рiвняння (1.3.1) поверхневий імпеданс не залежить вiдамплiтуд електричного i магнiтного полiв i визначається лише параметрамиметалу.
1.4.Залишковий поверхневий НВЧ опiр в надпровіднику.
В попереднiх роздiлахбула побудована модель, що описує основнi електродинамiчнi властивостi ВТНП.Найбiльш залежність поверхневого імпедансу від температури важливими з точкизору застосування ВТНП в НВЧ та швидкодiючих пристроях є температурнi iчастотнi залежностi Z цих матерiалiв[4].
Проте при достатньонизьких температурах експериментальна починає відхилятися від теоретичної, апри Т® вона досягаєасимптотичного значення.Тобто, граничнодосягненнi параметри реальних надпровiдних зразкiв визначаються їх реальною структурою, однорiднiстю,наянiстю дефектiв i т.д.
/> /> /> /> /> /> /> /> /> <td/> /> /> /> />б
/>Рис 1.4.1. Плівка ВТНП з включеннями ненадпровідної фази: а — модельне представлення; б — гранули, розділені ненадпровідними прослойками.
Дивимось модельну структуру( рис.1.4.1 а ) надпровідникової плівки, пронизаної циліндрами із матеріала,який володіє нормальною провідністю. Такі циліндри можуть бути утворенінормально провідною фазою, яка розташована між надпровідними гранулами, які
володіють стовбчатою структурою (рис.1.4.1 б ). Властивості між гранульних контактів не приймаються до уваги,поскільки нас цікавить лише наявність нормальної фази між гранулами. Допустимо,що нормальні стовбчики мають циліндричну форму з діаметром 2а, в той як накожний стовбчик припадає середня площа pR0поверхні плівки. Оцінимо долю об’єму плівки h, яку займають нормальніциліндри:
/>. (1.4.1)
Припустимо, що a<<lL, h<0.1. В протилежному випадку не можнаприпускати, що поле поза циліндричних включень однорідне. Тоді прийшлося бивраховувати вплив полів циліндрів один на одного. Надпровідний матеріал плівкихарактаризується дієлектричною проникністю
/>, (1.4.2)
а нормально провідний матеріалциліндричних включень — діелектричною проникністю
/>. (1.4.3)
Тут sN — провідність, яка забеспечуєтьсяносіями заряда, неперейшовшими в надпровідний стан, а sі — провідність матеріалу включень, які при заданійтемпературі не переходять в надпровідний стан. Вцілому можливо, що sі<sub/>>>sN, оскільки в надпровіднику при T<<TC величина sN зменшується і може статидосить малою.
При відомійвеличині eext i ein легко подати зв’язок між напруженням зовнішнього Еext і внутрішнього Ein електричного поля. Для циліндра, вісь якогоперпендикулярна вектору поля, цей зв’язок має вигляд:
/> . (1.4.4)
Підставляючи(1.4.2, 1.4.3) в (1.4.4), отримаємо
/>, (1.4.5)
де />,S=si/sN. Замітимо, що Ein=2 Еext при WS<<1, тобто на низьких частотахполе концентрується в нормальних включеннях. На досить високих частотах
/>, (1.4.6)
що при si < sN дає ослаблення полявсередені включень. Запишемо вираз для густини струму в основній масінадпровідника
/> (1.4.7)
і всереднні нормальних електричнихвключень />.
Визначемосередній ефективний струм
/>. (1.4.8)
Покладаючи зв’язок між jeff i Eext у вигляді
/> , (1.4.9)
знайдемо
/>; (1.4.10)
/>. (1.4.11)
Незначна зміна lL за рахунок нормальнопровідних включень не представляє інтересу, в той час як seff може сильно перебільшувати sN, що повинно вплинути навеличину R. Використовуючи отриманівирази для seff, отримаємо для плівки співвідношення, яка містить нормальнівключення
/>, (1.4.12)
де
/>. (1.4.13)
З данихрозрахунків [ 12 ] отримано, що для неоднорідногонадпровідника в інтервалі частот 10-3<W<3×10-2 поверхневий опір змінюєтьсяпропорційно W при h=0,03 і пропорційно W1/2 при h=0,1, в той час як дляоднорідного надпровідника R~w2. Якщо при Т<Tc в експеременті R не пропорційно w2, то це служити вказівкою нанеоднорідність зразка. Великий вклад в НВЧ поверхневий опір ВТНП-матеріала приТ<Tc можуть дати і міждоменністінки при наявності двійникування в епітаксіальній плівці.
При поганійякості технології плівка може представляти собою систему кристалітів, з’єднаних між собою задопомогоюконтактів, володіючих якостями джозефсонівських слабких зв’язків, і в цьому випадку R помітно збільшується. В експерементіможна відрізнити однорідну плівку від плівки, що містить системуджозефсоновських контактів, поміщаючи зразок в постійне магнітне поле ідосліджуючи залежність R(H).
Експериментальнi данi [ 5 ] свiдчать про те, що додатковi втрати також пов'язанiiз захопленим магнiтним потоком. При охолодженнi в момент переходу унадпровiдний стану в надпровiднику може бути захоплений магнiтний потiк,пов'язаний з ненульовим значенням напруженостi магнiтного поля в робочомуоб'ємi. Домiшки, особливо магнiтнi, викликають локальнi змiни надпровiдноїщiлини i призводять до виникнення в околi точок їх розташування iзольованихнормальних областей. Нерiвностi поверхнi навiть мiкроскопiчного масштабупризводять до значних втрат. Гострий виступ на поверхнi надпровiдника викликаєвищу напруженiсть магнiтного поля, нiж в середньому поблизу поверхнi, вона моженавiть перевищувати її критичне значення.
1.5. Поведінканадпровідників в зовнішніх магнітних полях. Надпровідники другого роду.
Магнітні властивостінадпровідників характеризуються двома параметрами: глибиною проникнення L слабкого постійного поля в внутрішні області надпровідника, яку ввели Лондони і довжиною когерентності x0, введену Піппардом.
В квазімікроскопічнійтеорії Гінзбурга -Ландау був введений безрозмірний параметр c=L/x0. Для чистих металів ( олова,алюмінія, ртуті та інші ) значення c мале. Наприклад, для ртуті c=0,16. Тому в роботіГінзбурга — Ландау розглядались тільки випадки, коли />.
В 1957 році А.А.Абрикосов показав, що з теорії Гінзбурга — Ландау витікає можливість існуваннядвох груп надпровідників. До першої відносяться надпровідники із значеннями />, котрі були названінадпровідниками першого роду. В них в зовнішньому полі Н<Hc середнє магнітне поле всереденізразка />. При рості зовнішньогомагнітного поля відбувається скачкоподібне ( не більше одного — двох гаусів )знищення надпровідності.
До другої групивідносяться надпровідники, у яких в де-якому інтервалі магнітних поліввідбувається часткове проникнення магнітного поля в масивний надпровідник. Доцієї групи відносяться надпровідники з значеннями />.Це сплави, наприклад свинець — вісмут, свинець — талій, ртуть — кадмій та деякінечисті метали, у яких довжина когерентності x0мала.
Надпровідники іззначеннями />називаються надпровідникамидругого роду. Вони характеризуються двома критичними полями Нс1 та (рис.1.5.1). В них зовнішнє поле не проника всередену масивного зразка до Н= Нс1.При збільшенні зовнішнього поля від Нс1 до Нс2 полечастково проникає всередену зразка так, що індукція поля зростає і при Нс2наближається до значення, характерного для нормального метала. Електричний опірзразка при наближенні до поля Нс2 залишається рівним нулю.
В масивних надпровідникахдругого роду верхнє критичне поле пов’язане з нижнім співвідношнням
/>. (1.5.1)
В цих надпровідниках переходи Нс1і Нс2 є фазовими переходами другого роду. Вони не супроводжуютьсявиділенням теплоти, але для них є характерним стрибок теплоємності.
При намагніченнідовгого циліндра в полі, меншим критичного значення Нс1 іперпендикулярним осі циліндра, середнє поле індукції /> всередені зразка рівненулю. При зовнішньому полі Н, яке задовільняє нерівність Hc1<H<Hc2, всередені надпровідникапоявляється поле />, менше Н, іодночасно існують нормальна і надпровідна фази. Такий стан Абрикосов назвавзмішаним. Ще цей стан називають фазою Шубнікова [ 16 ], який спостерігав це явищеексперементально. При зовнішньому полі Н³ Hc2 середнє поле />всередені зразка зрівнюєтьсяз зовнішнім полем Н і надпровідність в об’ємі зникає.
/> /> /> /> /> /> /> <td/>а — мейнерівська фаза
б — шубніковська фаза
в — нормальна фаза
/>Рис.1.5.1. Фазовадіаграма надпровідника ІІ роду.
Таким чином,надпровідники другого роду при значеннях зовнішнього магнітного поля Н, якілежать в інтервалі Hc1<H<Hc2, не є ідеальними діамагнетиками.При таких значеннях поля спарювання електронів відсутнє вздовж деяких ліній,паралельних зовнішньому магнітному полю.
Посліловнуфеноменологічну теорію надпровідності другого роду на основіквазімікроскопічної теорії Гінзбурга — Ландау розвинув в 1957 році фізик — теоретик А.А. Абрикосов для значень параметра />.В цьому випадку справедливе лондоновське локальне наближення. В магнітнихполях, набагато менших Hc2, хвильова функція надпровідного стану мала. Встановлено, щопри полях Н, більших Hc1 і маловідмінних від Hc2, магнітний потік проникає всереденузразка у вигляді регулярної структури трубок, кожна із яких несе квантмагнітного потоку
/>гс×см2. (1.5.2)
На переферіїкожної окремої трубки протікає вихрь надструму, який зжимає в центральнійобласті магнітний поток, рівний одному кванту потоку Ф0. Наіснування кванта магнітного потоку вперше звернув увагу Ф. Лондон в 1950 році.Без врахування куперовського спарювання його квант в два рази перевищував Ф0.
Слабкі магнітніполя ( <Hc1) не проникаютьвсередену зразка, тобто існує ефект Мейснера. В цьому випадку власна енергіявихря перевищує магнітну енергію, яка виникає при проникненні одного квантамагнітного потоку всередену надпровідника. Ця енергія вирювнюється в полі Н=Нс1.При Н>Нс1 магнітні вихріпочинають проникати в надпровідник, розташовуючись паралельно зовнішнньомумагнітному полю. Розрахунки показують [ 17 ], що нитки починають утворюватись, коли напруженність поля Н>Нс1 досягає значення
/>. (1.5.3)
При дальшому збільшенні поляпроникання магнітного потоку всередену зразка відбувається у вигляді віддалениходної від одної вихрьових ниток, створюючих структуру типу гратки з дужевеликим періодом. В полях, близьких Нс2, в вузлах решітки поле Y2 рівне нулю, а магнітне поле маємаксимальне значення і практично відсутнє в проміжках між нитками ( надпровіднафаза ).
При достатньомувіддалені ниток однієї від одної їх можна вважати незалежними і розглядати одну окрему нитку. По структурі вихрьова нитка складається в основному з двохобластей: центральної циліндричної області з діаметром, приблизно рівнимдовжині когерентності x0. В цій області густина надпровідних електронів /> виростає від нуля доодиниці. Цю внутрішню область охоплює зовнішня циліндрична область, з радіусомпорядка глибини проникнення L, магнітного поля. В цій області циркулюють незатухаючі струми, необхіднідля створення одного кванту Ф0магнітного потоку. Структураізольованої вихрьової нитки показана на рис.1.5.2.
/> /> /> /> /> /> /> /> /> /> /> /> /> <td/>
Вz
<td/> /> /> /> />Рис.1.5.2.Ізольованавихрьова нитка Абрикосова: Вz-лінії магнітного поля; jj-замкнуті лінії надпровідного струму.
Енергія одиницідовжини нитки визначається виразом
/> (1.5.4)
Випливає, що без врахування взаємодіїниток енергія N вихрьових ниток, якіперетинають одиницю площі, рівна NeS. Вільнаенергія надпровідника визначається виразом
/>. (1.5.5)
При слабкому зовнішньому полі вільнаенергія F додатня і утворення вихрівневигідно, але при H³HФ, де HФ визначено рівністю (1.5.3), вона стає від’ємною і утворення вихрів вигідно.
Якщо в нульовомумагнітному полі Fn — густина енергії нормального стану, а Fs0 — густина енергії надпровідногозмішаного стану надпровідника другого роду, їх різниця визначає так зване критичне термомагнітне поле за допомогою рівності:
/>. (1.5.6)
Для надпровідників першого роду цеспіввідношення визначає істинне критичне поле Нст=Нс.Для надпровідників другого роду значення Нст характеризуєтільки допоміжну величину.
Умоватермодинамічної рівноваги змішаного стану надпровідника другого роду зводитьсядо вимоги, щоб поле в його нормальній фазі було рівним критичномутермодинамічному полю Нст. Це поле виражається черезпараметри L, x-0 і Ф0рівністю
/> (1.5.7)
Друге критичнеполе Нс2 надпровідника другого роду пов’язане з полем Нстспіввідношенням
/> (1.5.8)
Для матеріалів з довжиноюкогерентності x-0 надпровідність зберігається до дуже великих значень поля Нс2.Наприклад, в сплаві V3Ga при Т=0 критичне поле Нс2=3×105 гс.
В полях Н, якінеперевищують друге критичне поле, магнітне поле не витісняється зциліндричного зразка. Однак, в області полів Н, які задовільняють нерівності Hc1<H<Hc2, на поверхні циліндразберігається надпровідність в тонкому шарі ( ~ 103 А ). Поле Нс3називається третім критичним полем. За звичай Нс3=1,69 Hc2. По зовнішній і внутрішнійповерхні цього надпровідника протікають в протилежних напрямках надпровідніструми.
При значенняхмагнітного поля, близьких Hc2, в однорідному надпровіднику другого роду змішаний станхарактеризується правильною двохвимірною граткою Абрикосова. При збільшеннізовнішнього магнітного поля період гратки зменшується. При наближенні значенняН до Hc2 період досягає величинипорядку x-0 ( вихрьові нитки доторкуються одна до одної ), відбуваєтьсяфазовий перехід другого роду із змішаного стану в нормальний.
Якщо надпровідникІІ роду знаходиться в змішаному стані і в напрямку, перпендикулярному вихрям,протікає транспортний струм, створений зовнішнім джерелом, то на вихрі діє силаЛоренца. Ця сила перпендикулярна струму і магнітному полю вихря. Під дією силиЛоренца магнітні вихрі переміщаються впоперек транспортному струмові (рис.1.5.3 ).
/> /> /> /> /> /> /> /> <td/> /> <td/> />
Рис.1.5.3. Рухмагнітної вихрьової лінії при наявності транспортного струму: F — сила Лоренца.
Рух магнітного поля вихря створюєелектричне поле, направлене вздовж вихря, яке викликає гальмування електронів.Виникає електричний опір, який називається резистивним.
В повністюоднорідному зразку навіть при досить малій силі Лоренца переміщення вихрів пов’язано з втратою енергіїі зникненнямнадпровідності. Таким чином, для абсолютно чистого зразка критичний струм, якийруйнує надпровідність, рівний нулю.
В неодноріднихнадпровідниках ІІ роду завжди є дефекти різного роду ( границі зерен, пори,дислокації та ін. ). На цих неоднорідностях вихрі закріплюються. Явище закріплення визрів називають пінінгом. Надпровідники з сильним пінінгомназиваються жорсткими.
При наявностіпінінга необхідний кінечний транспортний струм для зриву і руху вихрів. Густинаструму, при котрій починається зрив вихрів від центра пінінга, називаєтьсякритичною густиною струму.
Різніненадпровідні включення з розмірами порядку кореляційної довжини x0є ефективними центрами пінінга. Вонихарактеризуються «силоюпінінга», рівній силі Лоренца, прикотрій починається відрив магнітного вихря. Спеціальною механічною ітермообробкою, а також включеннями ненадпровідних домішок створюються жорсткінадпровідникиз багаточисленними центрами пінінга.
Якщо критичніполя чистих металів не перевищували 0,2 Тл, то створені на початку 60-х роківжорсткі надпровідники, утворені із сплавів Nb-Ti, Nb-Zr, Nb-Sn та інші., дозволиливиготовляти невеликі соленоїди з критичними полями до 10 Тл при високихгустинах транспортного критичного струму — порядку 105-106А/см2. Ці високізначення полів і струмів були отримані при спеціалній термомеханічній обробці,яка забеспечує створення великого числа центрів пінінга.
1.6. Поведінкатонких плівок ВТНП умагнітному полі. Модель Коффі — Клема.
Перейдемодо розгляду поведiнки надпровiдника ІІ-го роду, який знаходиться узмiшаномустанi на НВЧ. На iзольований флюксоїд, пронизуючий ВТНП, будуть дiяти такiсили: якщо по флюксоїду тече транспортний струм густиноюj=j0e-iwt, то наодиницю довжинифлюксоїда з боку магнiтних складових НВЧ — поля, перпендикулярних струму, будедiяти сила Лоренца :
/>, (1.6.1)
де /> — повний магнiтний потiк, який пронизує флюкоїд,
аf — радiус флюксоїда.
Силапiнiнгу:
/>, (1.6.2)
де /> — стала пiнiнгу на одиницю довжини флюксоїда,
хf —вiдхилення флюксоїда вiд положення рiвноваги.
Силапiнiнгу обумовлена тим, що вихорi можуть бути закрiпленi (запiнiнгованi) наiснуючих в ВТНП дефектах: границi зерен, дислокації, пори i т.п., до того, покисила Лоренца не перевищить силу пiнiнгу, в результатi чого стане можливимколивальний рух вихорiв навколо центрiв закрiплення.
Впроцесi руху вихорiв на них буде дiяти сила в'язкостi:
/>, (1.6.3)
де hf— коефiцieнт в'язкостi, який дорiвнює:
/>, (1.6.4)
де rn — питомий опiр ВТНП у нормальномустанi H0=HC2 при T=0. Якщо позначитимасу флюксоїда на одиницю довжини mf, то рiвняння руху пiддiєю перерахованих вище сил, можна записати в такому виглядi:
/>, (1.6.5)
Рiшенняцього рiвняння запишеться в такому виглядi:
/>,
де
/> ; />
Зурахуванням цього рiшення, можна знайти опiр осцилюючого флюксоїда:
/>, (1.6.6)
Длятого, щоб дослiдити залежнiсть вiд рiзних параметрiв у широкому дiапазонi їхзмiни необхiдно знати точний вираз для маси флюксоїда на одиницю його довжини:
/>, (1.6.7)
де ax — кут Холла, тобтокут мiж струмом та магнiтним полем,
ne i me — густина та маса електронiв.
Вираздля поверхневого iмпедансу ВТНП плiвки можна одержати припускаючи, що ВТНП плiвка,яка знаходиться у надпровiдному станi на НВЧ, виконує роль, еквiвалентну лiніїпередачi в електроницi НВЧ з хвильовим опором ZS, апiдкладинка має хвильовий опiр />, де e- дiелектрична проникливiсть пiдкладки, яка навантаженана цю лiнiю передачi на вiдстанi h (h — товщина ВТНП плiвки).Таким чином, можна скористатися вiдомим виразом для визначення опору вдовiльнiй точцi цiєї лiнії [ 18 ]:
/>, (1.6.8)
де k — стала розповсюдження електромагнiтної хвилi.
Вважаючи,що глибина проникнення електромагнiтної хвилi у надпровiдник d<<h (тобто h>>z) тавраховуючи, що k=1/dk, вираз (1.5.8) матиме вигляд :
/>, (1.6.9)
де dk — комплексна глибина проникненняелектромагнiтного поля в надпровiдник, згiдно моделi Коффi-Клема [8] :
/>, (1.6.10)
де l(t) — глибина проникнення постiйного магнiтного поля :
/>, (1.6.11)
де 1£N£4.
Навiтькращi реальнi ВТНП плiвки, якi є епiтаксiальними, мають велику кiлькiстьдефектiв, що роблять плiвки практично полiкристалiчними i складаються з окремихзерен, з’єднаних мiж собою слабкими зв'язками. Для таких плiвок lвже не звичайна лондонiвська глибинапроникнення lL, а представляє собою складну функцiю форми та розмiрiв зерен тавластивостей слабких зв'язкiв. На мiкрохвильовi властивостi найбiльше впливаютьплоскi дефекти, що розмiщенi перпендикулярно напрямку розповсюдження струму.
Iснуютьдвi категорії дефектiв та вiдповiдаючих їм слабких зв'язкiв, якi визначають НВЧвластивостi ВТНП плiвок: плоскi двовимiрнi внутригранульнi зв'язки, обумовленiдвiйниками, бiльше i малокутовими границями з лiнiйними розмiрами вздовж струмуd<xта крупномасштабнi мiжгранульнi слабкi зв'язки. В епiтаксiальних ВТНП плiвкахпершi практично вiдсутнi, а для останнiх основнє значення мають такi дефекти,як великокутовi границi, де величина поверхневого iмпедансу тут пропорцiйнаоб’ємнiй частцi високорозорiєнтованих дiлянок плiвки. Залежнiсть вiд поляглибини проникнення може бути найбiльш суттєва для джозефсонiвських середовищ,якими й являються реальнi ВТНП.
Длямiжгранульних зв'язкiв НC2=НC2j~100Е для внутригранульних Нс>104E.Залежнiсть поверхневого iмпедансу ВТНП плiвок вiд постiйного магнiтного поля зурахуванням руху вихорiв магнiтного потоку, можна описати, згiдно моделiКоффi-Клема, спiввiдношенням виду :
/>, (1.6.12)
/>
З (1.6.6) при />
/>, (1.6.13)
де Ip(n) — модифiкована функцiя Бесселя першого роду, р-гопорядку
n=U/2kБТ, де U — висота потенцiального барьеру для вихорiв магнiтногопотоку. Вважаємо, що U, kp — є деякi ефективнi величини,однаковi для усiх вихорiв.
Відноснезначення поверхневого опору в магнітному полі в наближенні l2(t)<<2rn/mw для тонкої надпровідникової плівкизгідно (1.6.8)-(1.6.12) має вигляд:
/>, (1.6.14)
Розділ ІІ. Методична частина.
2.1.Методика вимірювання поверхневогоімпедансу і аналіз вимог до вимірювальних резонаторів.
Основним елементом вимірювальної схеми є резонатор об’ємний[6], або діелектричний, частина поверхніякого представляє собою поверхню досліджуваного матеріалу. На основі роботи [7] комплексна частота />/> власних коливаньрезонатора в наближенні малості втрат електромагнітної енергії з врахуваннямдіелектрика визначається співвідношенням
/> (2.1.1)
де Н/> і Н/> - магнітне поле ійого тангенціальна компонента для резонатора з ідеально провідними стінками; />0/> - його власна круговачастота; Qd — добротність, якавизначається втратами в діелектрику.
Оскільки у вимірювальному резонаторі лише частина поверхні займаєдосліджуваний ВТНП-матеріал, то інтеграл по поверхні в співвідношенні (2.1.1)слід представити у вигляді суми
/> (2.1.2)
де S1 — площа поверхні резонатора,яку займає ВТНП-матеріал з комплексним імпедансом Zs=Rs+jXs; Zo=R0+jX0- імпеданс остальноїметалізованої поверхні вимірювального резонатора, при цьомуR0<sub/>= -X0.
З врахуванням (2.1.2) співвідношення для частоти (2.1.1) може бутипредставлено
/> (2.1.3)
де G — геометричний фактор длявикористовуваного типу коливань вимірювального резонатора,
/> (2.1.4)
к — коефіцієнт, фізичний змістякого буде визначений далі.
Оскільки уявна частина в співвідношенні (2.1.3) визначає власнудобротність вимірювального резонатора Q1, а дійсна — зміну його резонансної частоти впорівнянні />0/>, то активна іреактивна компоненти поверхневого імпеданса ВТНП-матеріала вираховується/>по результатам вимірівдобротностей і резонансних частот слідуючим чином:
/> (2.1.5)
/>
де/>/>-різниця власних частот вимірювального і контрольного резонаторів ( всі стінкиостаннього виконані із металу з відомим імпедансом ); Q0 — добротність контрольного резонатора,в якій також враховані діелектричні втрати:
/> (2.1.6)
Ввідношені коефіцієнта к=к(1-Q0/Qd) необхідно замітити слідуюче:по-перше, цим коефіцієнтом визначається чутливість вимірювального резонатора к=(/>Q/Q)/(/>R/R), по-друге, згідно йоговизначенню (2.1.4), коефіцієнтк має слідуючий фізичний зміст: цевідношення потужності втрат енергії в поверхні S1, яку заміняємо досліджуванимматеріалом, до потужності втрат енергії у всьому резонаторі, за виключеннямвтрат в елементах зв’язку.Накінець, величина коефіцієнта впливає на похибку вимірювання імпедансу. Дляйого активної компоненти відносна похибка вимірів, яка отримується варіюванням(2.1.5), має вигляд:
/> (2.1.7)
При відомійвеличині поверхневого опору металу R0похибка вимірювання Rs залежить від похибки добротності, атакож від області зміни значень Rs. Наприклад, при Rs<<R0не можна розраховувати наотримання малих похибок. Мале значення коефіцієнта к також обмежуєможливість отримання задовільняючих результатів. Таким чином основною задачоюпри створенні вимірювального резонатора є вибір матеріалу, який має в областіазотних температур найменше значення поверхневого опору. В даний час такимиматеріалами є мідь і берилій. В дальнійшому при створенні відповіднихтехнологій перевагу буде віддано ВТНП-матеріалам з різним значенням критичнихтемператур. Крім того, при створенні вимірювального резонатора вибір типарезонатора і його геометричних розмірів повинен забеспечувати приємливізначення коефіцієнта к.
2.2.Атестація плівок по НВЧ втратам.
ВеличинаНВЧ поверхневого імпедансу Zs=Rs+jXs є одною з найважливішиххарактеристик матеріала провідників полоскових ліній. Основні методивимірювання поверхневого імпедансу були розроблені раніше при дослідженні НТНП.З відкриттям ВТНП вони отримали подальший розвиток і пов’язані з пошуками шляхів застосуванняВТНП в мікроелектроніці НВЧ.
Методики вимірювання поверхневого імпедансу повинні забеспечувати можливістьдослідження в широких температурних (4.2 — 300К) і частотних діапазонах. Однакнеможливо проводити дослідження поверхневого імпеданса відразу в широкомудіапазоні частот без втрат точності. Оскільки основними є резонансні методи, тодослідження проводяться тільки на одній фіксованій резонансній частоті, щозабеспечує їх високу точність.
Відомі також нерезонансні методики вимірювання імпедансу надпровідників,які основані на вимірюванні коефіцієнтів проходження і фази електромагнітноїхвилі, яка пройшла через досліджувану плівку на діелектричній підкладці. Однаквони не забеспечують необхідну точність результатів.
Резонансні методи [9] визначення поверхневогоімпеданса основані на вимірюванні добротності Q і резонансної частоти f0вимірювального резонатора.При цьому вимірювання Q дають інформацію про активну частину поверхневого імпедансу, авимірювання f0<sub/>- про його реактивну частину.Конструкція вимірювальних резонаторів визначається діапазоном довжин хвиль ігеометрією досліджуваного зразка.
В сантиметровому і міліметровому діапазоні хвиль використовується методоб’ємного резонатора. Він, посуті, є універсальним методом вимірювання параметрів речовин в області НВЧ.
Відомо, що власна добротність об’ємного резонатора при заданій геометрії всеціло визначаєтьсявибраною коливальною модою і поверхневим опором його стінок. Якщо одну,декілька або всі стінки такого резонатора виконати із ВТНП, то, знаючиструктуру поля в резонаторі і його геометрію, по даним вимірювань власноїдобротності Q0, можна визначити поверхневий опір Rs:
Q0=/> (2.2.1.)
де Q0-власнадобротність коливань в резонаторі;
/>-магнітна проникність;
/>-кругова частота.
При вимірюванні поверхневого опору ВТНП в міліметровому діапазонівикористовується циліндричний об’ємний резонатор з модою H011, так як добротність коливань в ньому в порівнянні з добротністюколивань других типів велика. Це визначається особливістю структури поля, атакож відсутністю втрат з аксіальними струмами на границі циліндричної поверхнірезонатор-зразок ВТНП.
При розробці методик вимірювання поверхневого опору керамік і плівок ВТНПвикористовувався прохідний мідний слабозв’язаний резонатор з робочою модою ТЕ011.Другі моди подавлялись спеціальними методами. Як відомо, власна добротністьколивань резонатора, виготовленого повністю з одного матеріала, з ТЕ011модою може бути виражена у вигляді/>
/> (2.2.2)
або длярезонатора, торцева стінка якого заміщена ВТНП-матеріалом.
/> (2.2.3)
де Rsm, Rsc — поверхневийопір метала і надпровідника відповідно;
r01=3.832;
a, b — геометричні коефіцієнти, якізалежать від форми.
Із виразу (2.2.3) можна отримать
/> (2.2.4)
де Qm<sub/> - власна добротністьрезонатора, виконаного цілком із нормального метала;
В — коефіцієнт геометрії і частоти резонатора.
Виразимо Rsc із (2.2.4)
/> (2.2.5)
де Qс — власна добротність резонатора,виконаного із нормального метала, при заміні його робочої поверхні зразкомдосліджуваного надпровідника.
Таким чином, для вимірювання поверхневого опору зразка ВТНП необхідноспочатку виконати калібровочні вимірювання поверхневого опору міді ( визначититемпературний хід Qm i Rsm ), а потім, вимірюючи температрний хід добротностірезонатора з зразком ВТНП, визначити величину Rsc.
2.3. Hадпровіднімагніти. Розрахунок надпровідних соленоїдів.
Відкриття сплавів звисокими критичними полями призвело до створення потужних соленоїдів і магнітів знадпровідними обмотками. Повна відсутність електричного опору відрізняєнадпровідні магніти від пристроїв з нормальними обмотками для отриманнямагнітного поля.
Подібно допостійних магнітів надпровідні магніти є конденсаторами магнітної енергії, аленабагато потужнішими. К.к.д. надпровідних магнітів може бути доведений до 100%, в той час як к.к.д. звичайних магнітів при генерації магнітного поля внеперервному режимі прямує до нуля.
Звільнення відгроміздких джерел живлення і систем водяного охолодження робить надпровіднімагніти портативними і значно, що також дуже важливо, знижує іх собівартісь.
Надпровіднийсоленоїд відрізняється від звичайного, по — перше, тим, що електричний опірйого обмотки рівний нулю, і, по — друге, тим, що ри де-якому значенні струму,який називається критичним і являється функцією магнітного поля, надпровідністьзникає.
Для розрахунку надпровідного соленоїда використовуємо основну формулу соленоїда [19]:
/>/> (2.3.1)
Н0 — напруженністьмагнітного поля в ценрі соленоїда, W — потужність, яка затрачується, l — коефіцієнт заповнення, r — питомий опір, Gi — форм -фактор, величинаякого залежить від форми обмотки, у1 — внутрішній радіус обмотки.Для простоти дивимось круглу циліндричну котушку з прямокутним осьовимперерізом ( рис.3.2.1). Введемо фактор
/> (2.3.2)
/> /> /> /> />
a = a2/a1
b = b/a1
<td/> /> />2b
/>/>/>
Рис.2.3.1. Поперечнийпереріз обмотки надпровідникового соленоїда.
Об’єм зайнятий надпровідником, рівний V=a13n, а довжина проволоки L=a13n/A, де a1<sub/>- внутрішній радіус обмотки,А — площа поперечного перерізу проволоки. З (2.3.1) та (2.3.2) знаходимо
/> , (2.3.3)
де І=jlA — ефективний струм в надпровідномупроводі. Формфактор задається слідуючою формулою
/>. (2.3.4)
Співвідношення(2.3.3) є аналогом основної формули соленоїда. Також для зручності розрахунківпобудовані графіки [ 19 ].
/>
2.2. Описексперементальної установки.
Блок-схема експерементальної установки представлена на рис.2.2.1. Сигналз НВЧ-генератора (1) поступає на 2-Т міст (2), частина сигналу з 2-Т моста (2)йде на детектор (3) системи АРП (автоматичне регулювання потужності), причому на один із входів АРП подється продетектований НВЧ сигнал, а з виходуНВЧ-генератора на другий вхід системи АРП подається опорний сигнал, якийвизначає рівень потужності.
Інша частина сигналу з виходу 2-Т моста (2) подається на направленийвідгалуджувач (4) і навантаження (7). З направленого відгалуджувача (4) сигналпоступає на частотомір РЧЗ-72 (5).
/> /> /> /> /> /> /> /> /> /> /> /> <td/> /> /> <td/> <td/> /> /> /> /> /> /> <td/> /> /> /> />Структура поля Спрощена схема вимірювальної
оснастки
/> /> />Рис 2.1.1. Прохідний мідний резонатор з заміщаємою торцевою стінкою
Основний сигнал з виходу 2-Т моста (2) через поляризаційний атенюатор (7) поступає до кріоблоку ( кріостат ).Крiостат являє собоювiдкачувану вакумну посудину, в якійрозташованi два коаксiальнi баки.
Зовнiшнiйбак, в якому знаходиться рiдкий азот, служить екраном, який зменшуе витратигелiю, який знаходиться у внутрiшньому бацi, за рахунок нагрiвувипромiнюванням. Зв'язок резонатора з зовнiшнiм колом забезпечувавсяхвилеводним трактом. В кріостаті розташовані два резонатори: (8) — вимірювальний резонатор, якийпризначений для вимірювання поверхневого опору Rs, а (9) — опорний резонатор, якийвикористовується для стабілізації частоти НВЧ-генератора (1). Обидва резонаторизнаходяться в середині надпровідного магніта, виготовленого з ніобій-тиатнової(NbTi) проволоки, який підключенийдо блоку живлення (10).
З виходу вимірювального резонатора (8) сигнал надходить до модулятора (11) і після модуляції, через детектор(12), сигнал поступає нанановольтметр (13), якийвикористовується для виміру частоти сигналу, який пройшов через вимірювальнийрезонатор (8). Нановольтметр працює врежимі синхронной модуляції, для цього одночасно через детектор (12) і з виходу НЧ-генератора (14) подаються сигнали на вхіднановольтметра. З виходу нановольтметра сигнал через блок підсилення (15) подається на вхід осцилографа (16) і на самописець (17).
В ходi експерименту буде вимiрюватись напiвширина резонансноi лiнiїрезонатора, як iз зразком ВТНП, так i при замiщеннi його еталонним мiднимзразком в залежностi вiд температури. Спосiб вимiрювання напiвширинирезонансноi лiнiї полягає у наступному ( рис.2.2.2 ). Сигнал з генератора НВЧ(1) надходить на резонатор у крiостатi (8) через атенюатор (7). Одночасно,через направлений вiдгалуджувач (4) сигнал з генератора iде на частотомiрпрямого вiдлiку (5). За допомогою атенюатора виставляється рiвень затуханнясигналу -3дБ. Перестроюючи частоту генератора (1), досягається спiвпадання резонасноi частотирезонатора з частотою генератора, яке фiксуватиметься по максимальномувiдхиленню стрiлки нановольтметра (13). Пiсля цього рiвень затуханнязменшується до 0 дБ, i, перестроюючи частоту генератора спочатку на один, апотiм на другий схил резонансноi кривоi,встановлюватимуся частотнi вiдмiтки f1 i f2 на рiвнi 0,5 потужностi.
По одержаним данимрозраховуватися значення власної добротностi резонатора. Iз врахуваннямгеометрii резонатора поверхневий опiр зразкiв визначався з формули
/>, (2.2.1)
/>
/>
/>
Рис. 2.2.2. Вимірюваннявласної добротності резонатора.
Висновки.
1. Проведений огляд літературина тему дипломної роботи « Дослідження поверхневого імпедансувисокотемпературних надпровідників ».
2. Проведено ознайомлення зструктурною схемою майбутньої установки по дослідженню поверхневого імпедансувисокотемпературних надпровідників.
3. Створений кріостат дляпроведення низькотемпературних досліджень поверхневого імпедансу плівок ВТНП:
а) розробленасхема регулювання захолодження надпровідного магніта до температури рідкогоазоту.
б) створена схемаіндикації рівня рідкого гелію в кріостаті.
в) проведеновідкачування вакуумної порожнини кріостата і результати відкачування даютьзмогу стверджувати про готовність кріостата до монтажу інших елементів схеми вкріостаті.
Література.
1. Шмидт В.В., Введение в физикусверхпроводников, М.: Наука, 1982
2. Сивухин Д.В. Общий курс физики.Электричество.-Москва: Наука,1983, с.332-343.
3.Менде Ф.Ф., Спицын А.И. Поверхностный импеданс сверхпроводников.- Киев: Наук.думка, 1985, 240с.
4.Менде Ф.Ф., Бондаренко Н.Н., Трубицын А.В. Сверхпроводящие и охлаждаемыерезонансные системы.-Киев: Наукова думка,1976,272с.
5.Высокотемпературная сверхпроводимость. Фундаментальные и прикладныеисследования. Под ред. проф. Киселева А. А.- Ленинград: Машиностроение,1990, с.7-60
6. Ван Дузер Т., Тернер Ч.У. Физическиеосновы сверхпро водниковых устройств и цепей.- Пер. с англ. М.: Радио и связь,1984, 344с.
7. Гольдштейн Л.Д., Зернов Н.В. Электромагнытные поля иволны., М.: Сов.радио, 1971.
8. Coffe, J.R. Clem, Phys. Rev. Latt.,1991, v.67, 386p.
9. Головашкин А.И. и др. СВЧ свойствавысокотемпературных сверхпровдников и использование их для резонансныхустройств.- Препринт N217, Москва: ФИАН, 1988, 41с.
10. Лихарев К.К., Черноплеков Н.А.Перспективы практического применения высокотемпературной сверхпроводимости.-Ж.Всес. хим. о-ва им.Менделеева,., т.34., N 4, 1989, с.446-450.
11.Лихарев К.К., Семенов В.К. Новыевозможности для сверхпроводниковой электроники.-Сер. Сверхпроводимость, М.:ВИНИТИ, т.1, 1988.
12. Вендик О.Г… Письма в ЖТФ, 1989, т.15, №8, с.72.
13. Вендик О.Г… Письма в ЖТФ,1988, т.14, №12, с.1098.
14. Киттель Ч… Введение в физикутвердого тела. М.: Наука, 1978.-792с.
15. Вендик О.Г… Сверхпроводимость:физика, химия, техника. 1990, т.3, №10, с. 2133.
16. Буккель В… Сверхпродимость.М.: Мир,1975, с. 179-185, 193-199.
17. Давыдов А.С… Высокотемпературнаясверхпроводимость. К.: Наукова думка, 1990, с.9-13, 104.
18. Мелков Г.А., Касаткин А.Л., МалышевВ.Ю. Физика низких температур, 1994, т.20, №9, с. 868