КУРСОВА РОБОТА
на тему:
Дослідження ВТНП-плівок
Зміст.
Вступ………………………………………………………….
…………………………………2
Розділ 1. Огляд
літератури……………………………………………………..
……..3
Високотемпературні
надровідники……………………………………………………
……………………3
НВЧ властивості плівок
ВТНП……………………………………………6
Поняття поверхневого
імпедансу…………………………………………8
Залишковий поверхневий НВЧ
опір…………………………………….12
Поведінка надпровідників в зовнішніх магнітних полях. Надпровідники
другого роду. ……………………………………………….14
Поведінка тонких плівок ВТНП у магнітному полі. Модель Коффі –
Клема………………………………………………………….
……………………20
Розділ 2. Методична
частина……………………………………………………..26
Методика вимірювання поверхневого імпедансу і аналіз вимог до
вимірювальних
резонаторів………………………………………………….26.
Візуалізація полів у
резонаторі………………………………………….29
Дослідження плівок по НВЧ втратам……………………………….31
Розділ 3.
Установка………………………………………………………
…………….33
3.1.Блок-схема
установки………………………………………………………
..33
Надпровідний
магніт…………………………………………………………
.34
Прохідний мідний
резонатор……………………………………………….35
а)візуалізація полів у
резонаторі……………………………………………35
б)вимірювання добротності
резонатора………………………………..37
Висновки……………………………………………………….
……………………………39
Література……………………………………………………..
…………………………40
Вступ.
Відкриття у 1986 році високотемпературної надпровідності та нового класу
металооксидних надпровідників дало потужний поштовх дослідженням в цій
області. Досягнуте в 1987 році підвищення критичної температури до Т>90К
створило принципово нові можливості для надпровідникової електроніки.
Практичне використання надпровідників для створення НВЧ пристроїв
дозволяє одержувати унікальні показники характеристик
(добротності,чутливості, швидкодії,затухання та інших),які не можливо
отримати при використанні звичайних металевих провідниів.
Для успішного дослідження високотемпературних (ВТНП) матеріалів,особливо
при відсутності задовільних теоретичних моделей процесів,що в них
відбуваються, велике значення має створення по можливості більш точних
методів і засобів вимірювання їх характеристичних параметрів,із яких
одним з основних являється поверхневий імпеданс на НВЧ. Його активна
компонента характеризує співвідношення спарених і одиничних носіїв
заряду , а уявна компонента- глибину проникнення магнітного поля в ВТНП
, а значить , довжину корреляції і вільного пробігу спарених електронів.
Визначення абсолютної величини опору має велике значення для створення
технології виробництва високоякісних плівок ВТНП. Величина поверхневого
опору, як інтегральна характеристика матеріалу дозволяє отримати
відомості про наявність в цій плівці дефектів та визначити їх тип і
концентрацію. Особливо це прояляється при застосуванні потужних
магнітних полів порядку десятків кілоерстед.
Із можливих методів вимірювання поверхневого імпедансу найменшу похибку
мають резонансні методи, оскільки вони побудовані на основі вимірювань
частоти і фази, похибка в визначенні яких значно менша, ніж при
амплітудних вимірюваннях.
РОЗДIЛ I. Огляд літератури.
1.1. Високотемпературні надпровідники.
В даний час до високотемпературних надпровідників ( ВТНП) відносяться
з’єднання, які основані на оксидах міді і мають температуру
надпровідного переходу в області азотних температур.. Зараз відомо
більше двох десятків високотемпературних надпровідників, які є
купратами різних металів. По основному металу вони відповідно
називаються ітриєвими (наприклад, YBa2Cu3O7-(, Тс(90К ),
вісмутовими ( Bi2Sr2CaCu2O8, Тс(95К ), талієвими
(Tl2Ba2CaCu2O8, Тс(110К ), ртутними (HgBa2CaCu2O8, Tc(125K ) ВТНП.
Практично всі ВТНП мають слоїсту структуру типу перовскіта з площинами
із атомів Cu і O. На рис1.1.1 показана структура типового широко
розповсюдженого високотемпературного
-(.
Рис.1.1.1. Кристалографічна структура YBa2Cu3O7-(.
надпровідника – ітриєвого з’єднання YBa2Cu3O7-(.
Результати багаточисленних експерементів підтверджують припущення , що
площини з киснем є основним об’єктом в кристалографічній гратці, вони
відповідають як за провідність цих оксидних з’єднань, так і за
винткнення в них надпровідності при високих температурах.
Високотемпературні надпровідники є типовими представниками
надпровідників ІІ роду з дуже великим співвідношенням лондоновської
довжини до довжини когерентності – порядку де-кількох сотень. Тому друге
критичне поле Нс2 має дуже високе значення. На приклад, у Ві 2212 воно
становить примірно 400Тл, а Нс1 рівне де-кільком сотням ерстед ( в
залежності від орієнтацій поля відносно кристала ).
В монокристалах високотемпературних надпровідників в магнітних полях,
більше Нс1, спостерігається вихрьова структура, подібна тій, що раніше
була знайдена в традиційних надпровідниках ІІ роду.
Для більшості ВТНП характерна сильна анізотропія, що призводить до дуже
незвичного характеру залежності магнітного момента цих речовин від
величини поля у випадку, коли поле нахилено до основних
кристалографічних осей. Суть ефекту полягає в тому, що внаслідок значної
анізотропії вихрьовим лініям спочатку енергетично вигідно розміщуватись
між шарами CuO2 в площині (ab) ( в площині шарів ) і лиш потім, після
перевищення де-якого поля, починають пронизувати ab-площини.
З’єднання
ТС, К Кількість
CuO-шарів
(a,b, нм
((, нм
( a,b, нм
(((, нм
La1.85Sr0.15CuO4 40 1 80 430 3,7 0,7
YBa2Cu3O7 95 2 27 180 3,1 0,4
Bi2Sr2CaCu2O8 95 2 25 500 3,8-1,8 0,2
Bi2Sr2Ca2Cu3O10 115 3 500 3,0 1 вираз (1.2.7) відповідає багатократно експерементально
підтвердженому факту лінійної залежності питомого опору ВТНП-матеріалів
від температури. На основі (1.2.2, 1.2.6 і 1.2.7) можна зробити
висновок, що
(N(t)=t1/2, t>(N, оскільки в надпровіднику при TНс1 магнітні вихрі починають проникати в надпровідник,
розташовуючись паралельно зовнішнньому магнітному полю. Розрахунки
показують [ 17 ], що нитки починають утворюватись, коли напруженність
поля Н>Нс1 досягає значення
.
(1.5.3)
При дальшому збільшенні поля проникання магнітного потоку всередену
зразка відбувається у вигляді віддалених одної від одної вихрьових
ниток, створюючих структуру типу гратки з дуже великим періодом. В
полях, близьких Нс2 , в вузлах решітки поле (2 рівне нулю, а магнітне
поле має максимальне значення і практично відсутнє в проміжках між
нитками ( надпровідна фаза ).
виростає від нуля до одиниці. Цю внутрішню область охоплює зовнішня
циліндрична область, з радіусом порядка глибини
Рис.1.5.2. Ізольована вихрьова нитка Абрикосова: Вz-лінії магнітного
поля; j(-замкнуті лінії надпровідного струму.
проникнення L, магнітного поля. В цій області циркулюють незатухаючі
струми, необхідні для створення одного кванту Ф0 магнітного потоку.
Структура ізольованої вихрьової нитки показана на рис.1.5.2.
Енергія одиниці довжини нитки визначається виразом
(1.5.4)
Випливає, що без врахування взаємодії ниток енергія N вихрьових ниток,
які перетинають одиницю площі, рівна N(S. Вільна енергія надпровідника
визначається виразом
.
(1.5.5)
При слабкому зовнішньому полі вільна енергія F додатня і утворення
вихрів невигідно, але при H(HФ, де HФ визначено рівністю (1.5.3), вона
стає від’ємною і утворення вихрів вигідно.
Якщо в нульовому магнітному полі Fn – густина енергії нормального стану,
а Fs0 – густина енергії надпровідного змішаного стану надпровідника
другого роду, їх різниця визначає так зване критичне термомагнітне поле
за допомогою рівності:
.
(1.5.6)
Для надпровідників першого роду це співвідношення визначає істинне
критичне поле Нст=Нс. Для надпровідників другого роду значення Нст
характеризує тільки допоміжну величину.
Умова термодинамічної рівноваги змішаного стану надпровідника другого
роду зводиться до вимоги, щоб поле в його нормальній фазі було рівним
критичному термодинамічному полю Нст. Це поле виражається через
параметри L, (-0 і Ф0 рівністю
(1.5.7)
Друге критичне поле Нс2 надпровідника другого роду пов’язане з полем Нст
співвідношенням
(1.5.8)
Для матеріалів з довжиною когерентності (-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, які неперевищують друге критичне поле, магнітне поле не
витісняється з циліндричного зразка. Однак, в області полів Н, які
задовільняють нерівності Hc1
:
,
(1.6.9)
де (k — комплексна глибина проникнення електромагнiтного поля в
надпровiдник, згiдно моделi Коффi-Клема [8] :
,
(1.6.10)
де ((t) — глибина проникнення постiйного магнiтного поля :
,
(1.6.11)
де 1(N(4.
Навiть кращi реальнi ВТНП плiвки, якi є епiтаксiальними, мають велику
кiлькiсть дефектiв, що роблять плiвки практично полiкристалiчними i
складаються з окремих зерен, з’єднаних мiж собою слабкими зв’язками. Для
таких плiвок (0 вже не звичайна лондонiвська глибина проникнення (L , а
представляє собою складну функцiю форми та розмiрiв зерен та
властивостей слабких зв’язкiв. На мiкрохвильовi властивостi найбiльше
впливають плоскi дефекти, що розмiщенi перпендикулярно напрямку
розповсюдження струму.
Iснують двi категорії дефектiв та вiдповiдаючих їм слабких зв’язкiв, якi
визначають НВЧ властивостi ВТНП плiвок: плоскi двовимiрнi
внутригранульнi зв’язки, обумовленi двiйниками, бiльше i малокутовими
границями з лiнiйними розмiрами вздовж струму d104E.
Залежнiсть поверхневого iмпедансу ВТНП плiвок вiд постiйного магнiтного
поля з урахуванням руху вихорiв магнiтного потоку, можна описати, згiдно
моделi Коффi-Клема, спiввiдношенням виду :
,
(1.6.12)
, (1.6.13)
де Ip(() — модифiкована функцiя Бесселя першого роду, р-го порядку
(=U/2kБТ, де U — висота потенцiального барьеру для вихорiв магнiтного
потоку. Вважаємо, що U, kp — є деякi ефективнi величини, однаковi для
усiх вихорiв.
Відносне значення поверхневого опору в магнітному полі в наближенні
(2(t)H ). При
цьому співвідношення розмірів вибиралось виходячи з вимог сталості
резонансної частоти основного типу колевань.
1.8, коли не при значному збільшенню діаметра ( до 14 % ) досягається
суттєве збільшення ( більше чим у 3 рази ) чутливість вимірювального
резонатора. При цьому зменшення геометричного фактора є не значним (
менше 20% ).
G,Ом
(
Рис.2.1.1. Залежність чутливості вимірювального резонатора (крива 1 ) і
його геометричного фактора (крива 2 ).
При виборі геометричних розмірів слід також враховувати необхідність
роботи в області з досить розрідженним спектром власних частот
резонатора.
Аналіз можливості застосування об’ємного циліндричного резонатора для
атестації на НВЧ ВТНП-матеріалів по величині їх поверхневого імпеданса
показав, що при його оптимальному конструюванні, забеспечуючим поєднання
високої чутливості і не досить великого зниження добротності, можливо
вимірювання Rs з похибкою близько 10% при його величині, порівняної з
поверхневим опором міді R0, при чому з збільшенням Rs похибка
зменшується до 1% при Т=300К, а з зменшенням Rs зростає до 100-200% при
Rs/R0
Пристрій переміщення
Резонатор
Генератор
Нановольтметр
Рис.3.3.2. Блок - схема установки по візуалізації полів у резонаторі.
Зонд, що являє собою селенову сферу діаметром 0.2мм, підвішену на
нейлоновій нитці, розташований між об’ємом резонатора і мідним
навантаженням. Пересуваючи зонд над резонатором з кроком 03мм, ми
знімали падіння амплітуди електричного поля нановольтметром.
Е
х
Рис.3.3.3.Розподіл поля у резонаторі
На рис.3.3.3. Представлений розподіл поля у резонаторі , що дає нам
змогу стверджувати, що в нашому резонаторі збуджується коливальна мода
Н011.
Б) вимірювання добротності резонатора
Спосiб вимiрювання напiвширини резонансноi лiнiї полягає у наступному (
рис.3.3.4 ). Сигнал з генератора НВЧ надходить на резонатор (рис 3.3.1)
через атенюатор . За допомогою атенюатора виставляється рiвень
затухання сигналу -3дБ. Перестроюючи частоту генератора, досягається
спiвпадання резонасноi частоти резонатора з частотою генератора, яке
фiксується по максимальному вiдхиленню стрiлки нановольтметра . Пiсля
цього рiвень затухання зменшується до 0 дБ, i, перестроюючи частоту
генератора спочатку на один, а потiм на другий схил резонансноi кривоi,
встановлювалися частотнi вiдмiтки f1 i f2 на рiвнi 0,5 потужностi.
По одержаним даним розраховувалося значення власної добротностi
резонатора.
Рис. 3.3.4. Вимірювання власної добротності резонатора.
Вимірювання власної добротності резонатора проводилося при різних
діаметрах отворів зв’язку (0.5мм, 0.7мм, 0.9мм ).Експеримент показав, що
максимальне значення добротності отримується при встановленні діафрагми
з отворами зв’язку діаметром 0.5мм.
Висновки
Проведений огляд літератури на тему кваліфікаційної бакалаврської роботи
«Установка для дослідження властивостей ВТНП у сильних магнітних полях
».
Проведено ознайомлення з структурною схемою майбутньої установки по
дослідженню поверхневого імпедансу високотемпературних надпровідників.
Перевірений кріостат для проведення низькотемпературних досліджень
поверхневого імпедансу плівок ВТНП:
а) перевірена схема регулювання захолодження надпровідного магніта до
температури рідкого азоту.
б) перевірена схема індикації рівня рідкого гелію в кріостаті.
в) проведено відкачування вакуумної порожнини кріостата для перевірки
готовності кріостата до монтажу інших елементів схеми в кріостаті.
Література.
1. Шмидт В.В., Введение в физику сверхпроводников, 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
охлаждаемые резонансные системы.-Киев:Наукова думка,1976,272с.
5. Высокотемпературная сверхпроводимость. Фундаментальные и прикладные
исследования. Под ред. проф. Киселева А. А.- Ленинград:
Машиностроение, 1990, с.7-60
Ван Дузер Т., Тернер Ч.У. Физические основы сверхпро водниковых
устройств и цепей.- Пер. с англ. М.: Радио и связь, 1984, 344с.
Гольдштейн Л.Д., Зернов Н.В. Электромагнытные поля и волны., М.:
Сов.радио, 1971.
Coffe, J.R. Clem, Phys. Rev. Latt. , 1991, v.67, 386p.
Головашкин А.И. и др. СВЧ свойства высокотемпературных сверхпровдников и
использование их для резонансных устройств.- Препринт N217, Москва:
ФИАН, 1988, 41с.
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.Валитов Р.А.,Дюбко С.Ф.,Камышан В.В.,Шейко В.П. ЖЭиТФ, 1964, т.47,№4,
с.1173-1177
Вендик О.Г.. Письма в ЖТФ, 1989, т. 15, №8, с.72.
Вендик О.Г.. Письма в ЖТФ,1988, т. 14, №12, с.1098.
Киттель Ч.. Введение в физику твердого тела. М.: Наука, 1978.-792с.
Вендик О.Г.. Сверхпроводимость: физика, химия, техника. 1990, т.3, №10,
с. 2133.
Буккель В.. Сверхпродимость. М.: Мир,1975, с. 179-185, 193-199.
Давыдов А.С.. Высокотемпературная сверхпроводимость. К.: Наукова думка,
1990, с.9-13, 104.
Мелков Г.А., Касаткин А.Л., Малышев В.Ю. Физика низких температур, 1994,
т.20, №9, с. 868
Попенко Н.А. Радиотехника и электроника. 1974, №4, с.833-834
PAGE
Cu2
O2
Y
O3
Ba
O4
O1
Cu1
z
(S
x
y
2а
б
а
h
Н
а - мейнерівська фаза
б - шубніковська фаза
в - нормальна фаза
в
Нс2
б
Нс1
Тс
а
0
Т
j(
Вz
Вz
r
r
L
L
(0
F
800
700
600
500
0.4
0.3
0.2
0.1
1
2
D/D0
0.9 1 1.1 1.2 1.3
3
Джерело живлення
магніту
R
A
Вих.
Вх.
Вхідний і вихідний хвильоводи
Отвори зв’язку
ВТНП-плівка
U
0
a
j=0
a
j
c
kT
a
a
Нашли опечатку? Выделите и нажмите CTRL+Enter
