Ви є тут

Дисипація енергії та нелінійна провідність гранульованих надпровідників другого роду в надпровідному і нормальному станах.

Автор: 
Хірний Віталій Пилипович
Тип роботи: 
Дис. докт. наук
Рік: 
2004
Артикул:
0504U000478
129 грн
Додати в кошик

Вміст

раздел 2.3. и работы [188,
15, 207]. Как это видно из рис. 2.12, Iс1 = 0,05 А при Т = 96 К; Iс1 = 0,1A при
Т = 91К и т.д.
Естественно предположить, что температура Те зануления Ri при раз-ных I есть
температура проникновения первого ряда тороидов. Подтвержде-нием этому служит
близость значений Te и температур, при которых опреде-лялись Ic1(T)
Eсли одиночный тороид зародился в образце на расстоянии от поверх-ности,
большей чем глубина проникновения магнитного поля, и, сжимаясь, стремится
изменить свои размеры, то, приравнивая скорость изменения его
линейной энергии, см. формулу (2.6), рассеиваемой мощности, см. формулу (1.6)
и, заменяя силу Лоренца силой вязкого трения FL = hv vL, см. (2.2), по-лучаем
следующие соотношения [14] 1):
d(2pr0e1)/dt = (2pr0hv)(dr0/dt)2 (2.26)
r0 (dr0/dt) = e1/hv (2.27)
[14] 1). Гл. 5.5.2. Возникновение сопротивления провода, стр. 181.
114
где r0 - текущее значение величины радиуса тороида.
Из уравнения (2.27) следует, что вихревое кольцо, сжимаясь, преодоле- вает
расстояние от поверхности до оси цилиндрического образца и там анни-
гилирует за время [14]:
tv = hv r02/2e1 (2.28)
Как было отмечено в подразделе 2.1., нестабильное поведение сверх-проводника II
рода проявляется тогда, когда благодаря линейному натяже-нию вихревого кольца
радиальная сила Fr, см. формулу (2.3), превышает силу пиннинга. Для
исследуемого Bi1,6Pb0,4Sr2Ca2Cu3Ox керамического ВТСП образца N 20 оценка,
сделанная для Te = 91 K, Ic1 = I = 0,2 A и Hc1 @ 0,4 Э, дает на единицу длины
замкнутого вихревого кольца силу пиннинга Fp = Fr @ 4,5 10-13 H, см. формулу
(2.3). С уменьшением температуры сила пиннинга увеличивается, см. вставку на
рис. 2.13. Из-за низкого значения Hc1 предполагали [10, 11], что тороиды
образованы из замкнутых вихрей джозефсона (Д-вихрей), радиус последних равен
[86, 208, 209]
lj = [Ф0/2pm0Jc(ls + 2lL)]0,5 , (2.29)
где Ф0 = 2,07 10-15 Вб,
m0 = 4p 10-7 Гн/м,
Jc - критическая плотность тока через переход в А/м2,
ls - толщина изоляционной прослойки туннельного джозефсоновского пере- хода,
образованного двумя соседними гранулами, или расстояние между гра-нулами,
ls + 2lL = dj - область в туннельном переходе, где протекает ток, и
присутст-вует магнитное поле.
115
Следовательно Hc1 = Hc1j. Затем значение lj определяли из формулы lj =
2Ф0/p2djHc1j [208] @ 10-2 см, полагая dj @ 2lL @ 3 10-5 см, а энергия на
единицу длины джозефсоновского тороида, которую рассчитывали по формуле [210]
e1 = Ф0Hc1j/4p, равнялась 5 10-9 эрг см-1. Используя типичное значение
коэффициента динамической вязкости, приведенное во многих работах, см. например
[211], и равное порядка 10-7 г см-1 с-1, получаем из формулы (2.28), что tv @
10-1 с.
После выключения тока благодаря нелинейной зависимости свободной энергии кольца
от радиуса образца, см. рис. 2.2 и работу [150], сжиматься к оси образца и
аннигилировать на его оси будут только те тороиды, которые находятся на
расстоянии от поверхности, большей, чем глубина проникнове-ния магнитного поля,
а расширяться будут те, которые расположены в преде-лах глубины проникновения,
см. рис. 2.14. Именно, для Д-вихрей это lj, a для А-вихрей - lL.
Весьма вероятно, что явление проникновения вихревых колец наблю-далось и в
работах [141, 142], где исследовалось влияние транспортного тока на величину
диамагнитного отклика керамических YBаCuO образцов. Пода-вление магнитного
экранирования транспортным током в этих работах ассо-циировалось с переходом
образца в новое состояние. Переключение проис-ходило с быстродействием большим,
чем при тепловой коммутации, и равня-лось 10-3 с при Т = 77 К.
Косвенным подтверждением существования вихревых колец в иссле-дованных образцах
является различие в величинах плотности критических токов, полученных при
измерении обычным 4х зондовым методом и опреде- ленных при помощи измерения
c"(T) [6, 7, 37].
В конце этого подраздела необходимо сделать некоторое разъяснение по поводу
применяемой здесь и в дальнейшем терминологии.
Общепринято использовать понятие о поэтапном проникновении маг-
117
нитного поля в керамические ВТСП-образцы [84] при объяснениии измене-ния
магнитного момента с варьированием внешнего магнитного поля Н, т.е.
гистерезиса. Именно, когда выполняется условие: 1) H < Hc1j - поле не
проникает; 2) Hc1j Ј H Ј Hc2j - поле начинает проникать в межгранульные связи в
виде Д-вихрей, где Hc2j - верхнее критическое поле межгранульных связей; 3)
Hc2j Ј H Ј Hc1g - поле полного проникновения в межгранульные связи, где Hc1g
-нижнее критическое поле гранул; 4) H і Hc1g - поле постепен-ного проникновения
магнитного потока в гранулы в виде А-вихрей до дости-жения значения H = Hc2g -
верхнего критического поля гранул.
Одновременно с этим для объяснения зависимости микроволновых по- терь от
слабого магнитного поля было предположено [212 - 214], что магнит-ный поток
проникает в керамические ВТСП-образцы с множеством слабых связей в виде
гипервихрей, размер которых больше и lL, и диаметра гранул.
К настоящему времени с целью объяснения зависимости плотности критического
тока от угла разориентации между гранулами и особенностей отклика ВТСП-пленок
на микроволновое воздействие предполагается [215] существование на границе
между гранулами А-вихрей с сердцевиной как у джозефсоновских вихрей, длина
которой больше, чем x, но меньше, чем lL (АД-вихри). При превышении
критического значения угла разориентации,
равного @ 5 - 60, А-вихри с нормальным кором становятся АД-вихрями, которые
затем при углах около 20 - 400 и больше превращаются в Д-вихри.
В диссертации поверхность ВТСП-цилиндров рассматривается как 2D-среда
(оболочка),