Зміст.
Вступ………………………………………………………….
…………………………………2
Розділ І. Огляд
літератури……………………………………………………..
……..3
Високотемпературні
надровідники…………………………………………..3
НВЧ властивості плівок ВТНП
Поняття поверхневого
імпедансу…………………………………………5
Залишковий поверхневий НВЧ
опір……………………………………9
Поведінка тонких плівок ВТНП у магнітному полі. Модель Коффі –
Клема………………………………………………………….
……….13
Розділ ІІ. Методична
частина………………………………………………………18
Методика вимірювання поверхневого імпедансу і аналіз вимог до
вимірювальних
резонаторів………………………………………………
Атестація плівок по НВЧ
втратам…………………………………….18
Опис експерементальної
установки……………………………………20
Висновки……………………………………………………….
……………………………25
Література……………………………………………………..
…………………………..26
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.
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 надпровідника – ітриєвого з’єднання
YBa2Cu3O7-(.
Рис.1. Кристалографічна структура 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 TПоведінка надпровідників в зовнішніх магнітних полях. Надпровідники
другого роду.
Магнітні властивості надпровідників характеризуються двома параметрами:
глибиною проникнення L слабкого постійного поля в внутрішні області
надпровідника, яку ввели Лондони і довжиною когерентності (0, введену
Піппардом.
.
. При рості зовнішнього магнітного поля відбувається скачкоподібне (
не більше одного - двох гаусів ) знищення надпровідності.
. Це сплави, наприклад свинець - вісмут, свинець - талій, ртуть -
кадмій та деякі нечисті метали, у яких довжина когерентності (0 мала.
називаються надпровідниками другого 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 поле частково проникає всередену зразка так, що індукція
поля зростає і при Нс2 наближається до значення, характерного для
нормального метала. Електричний опір зразка при наближенні до поля Нс2
залишається рівним нулю.
В масивних надпровідниках другого роду верхнє критичне поле пов’язане з
нижнім співвідношнням
.
(1.5.1)
В цих надпровідниках переходи Нс1 і Нс2 є фазовими переходами другого
роду. Вони не супроводжуються виділенням теплоти, але для них є
характерним стрибок теплоємності.
всередені зразка зрівнюється з зовнішнім полем Н і надпровідність в
об’ємі зникає.
Рис.1.5.1. Фазова діаграма надпровідника ІІ роду.
Таким чином, надпровідники другого роду при значеннях зовнішнього
магнітного поля Н, які лежать в інтервалі Hc1
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 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.
Рис.1.5.2. Ізольована вихрьова нитка Абрикосова: Вz-лінії магнітного
поля; j(-замкнуті лінії надпровідного струму.
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)Розділ ІІ. Методична частина.
2.1. Методика вимірювання поверхневого імпедансу і аналіз вимог до
вимірювальних резонаторів.
власних коливань резонатора в наближенні малості втрат
електромагнітної енергії з врахуванням діелектрика визначається
співвідношенням
(2.1.1)
- його власна кругова частота; Qd - добротність, яка визначається
втратами в діелектрику.
Оскільки у вимірювальному резонаторі лише частина поверхні займає
досліджуваний 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 остальної
металізованої поверхні вимірювального резонатора, при цьому R0 = -X0.
З врахуванням (2.1.2) співвідношення для частоти (2.1.1) може бути
представлено
(2.1.3)
де G - геометричний фактор для використовуваного типу коливань
вимірювального резонатора,
(2.1.4)
к - коефіцієнт, фізичний зміст якого буде визначений далі.
по результатам вимірів добротностей і резонансних частот слідуючим
чином:
(2.1.5)
- різниця власних частот вимірювального і контрольного резонаторів (
всі стінки останнього виконані із металу з відомим імпедансом ); Q0 -
добротність контрольного резонатора, в якій також враховані діелектричні
втрати:
(2.1.6)
R/R), по-друге, згідно його визначенню (2.1.4), коефіцієнт к має
слідуючий фізичний зміст: це відношення потужності втрат енергії в
поверхні S1, яку заміняємо досліджуваним матеріалом, до потужності втрат
енергії у всьому резонаторі, за виключенням втрат в елементах зв’язку.
Накінець, величина коефіцієнта впливає на похибку вимірювання імпедансу.
Для його активної компоненти відносна похибка вимірів, яка отримується
варіюванням (2.1.5), має вигляд:
(2.1.7)
При відомій величині поверхневого опору металу R0 похибка вимірювання Rs
залежить від похибки добротності, а також від області зміни значень Rs.
Наприклад, при Rs
Рис.2.3.1. Поперечний переріз обмотки надпровідникового соленоїда.
Об’єм зайнятий надпровідником, рівний V=a13(, а довжина проволоки
L=a13(/A, де a1 - внутрішній радіус обмотки, А - площа поперечного
перерізу проволоки. З (2.3.1) та (2.3.2) знаходимо
,
(2.3.3)
де І=j(A - ефективний струм в надпровідному проводі. Формфактор
задається слідуючою формулою
. (2.3.4)
Співвідношення (2.3.3) є аналогом основної формули соленоїда. Також для
зручності розрахунків побудовані графіки [ 19 ].
Опис експерементальної установки.
Блок-схема експерементальної установки представлена на рис.2.2.1. Сигнал
з 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 виходу НВЧ-генератора на другий вхід системи АРП подається
опорний сигнал, який визначає рівень потужності.
Інша частина сигналу з виходу 2-Т моста (2) подається на направлений
відгалуджувач (4) і навантаження (7). З направленого відгалуджувача (4)
сигнал поступає на частотомір РЧЗ-72 (5).
Основний сигнал з виходу 2-Т моста (2) через поляризаційний атенюатор
(7) поступає до кріоблоку ( кріостат ). Крiостат являє собою вiдкачувану
вакумну посудину, в якій розташованi два коаксiальнi баки.
Зовнiшнiй бак , в якому знаходиться рiдкий азот, служить екраном, який
зменшуе витрати гелiю, який знаходиться у внутрiшньому бацi , за рахунок
нагрiву випромiнюванням. Зв'язок резонатора з зовнiшнiм колом
забезпечувався хвилеводним трактом. В кріостаті розташовані два
резонатори: (8) - вимірювальний резонатор, який призначений для
вимірювання поверхневого опору Rs, а (9) - опорний резонатор, який
використовується для стабілізації частоти НВЧ-генератора (1). Обидва
резонатори знаходяться в середині надпровідного магніта, виготовленого з
ніобій-тиатнової (NbTi) проволоки, який підключений до блоку живлення
(10).
З виходу вимірювального резонатора (8) сигнал надходить до модулятора
(11) і після модуляції, через детектор (12), сигнал поступає на
нановольтметр (13), який використовується для виміру частоти сигналу,
який пройшов через вимірювальний резонатор (8). Нановольтметр працює в
режимі синхронной модуляції, для цього одночасно через детектор (12) і з
виходу НЧ-генератора (14) подаються сигнали на вхід нановольтметра. З
виходу нановольтметра сигнал через блок підсилення (15) подається на
вхід осцилографа (16) і на самописець (17).
В ходi експерименту буде вимiрюватись напiвширина резонансноi лiнiї
резонатора, як iз зразком ВТНП, так i при замiщеннi його еталонним
мiдним зразком в залежностi вiд температури. Спосiб вимiрювання
напiвширини резонансноi 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 частотомiр прямого вiдлiку (5). За допомогою
атенюатора виставляється рiвень затухання сигналу -3дБ. Перестроюючи
частоту генератора (1), досягається спiвпадання резонасноi частоти
резонатора з частотою генератора, яке фiксуватиметься по максимальному
вiдхиленню стрiлки нановольтметра (13). Пiсля цього рiвень затухання
зменшується до 0 дБ, i, перестроюючи частоту генератора спочатку на
один, а потiм на другий схил резонансноi кривоi, встановлюватимуся
частотнi вiдмiтки f1 i f2 на рiвнi 0,5 потужностi.
По одержаним даним розраховуватися значення власної добротностi
резонатора. Iз врахуванням геометрii резонатора поверхневий опiр зразкiв
визначався з формули
, (2.2.1)
Рис. 2.2.2. Вимірювання власної добротності резонатора.
Висновки.
Проведений огляд літератури на тему дипломної роботи « Дослідження
поверхневого імпедансу високотемпературних надпровідників ».
Проведено ознайомлення з структурною схемою майбутньої установки по
дослідженню поверхневого імпедансу високотемпературних надпровідників.
Створений кріостат для проведення низькотемпературних досліджень
поверхневого імпедансу плівок ВТНП:
а) розроблена схема регулювання захолодження надпровідного магніта до
температури рідкого азоту.
б) створена схема індикації рівня рідкого гелію в кріостаті.
в) проведено відкачування вакуумної порожнини кріостата і результати
відкачування дають змогу стверджувати про готовність 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.Лихарев К.К., Семенов В.К. Новые возможности для сверхпроводниковой
электроники.-Сер. Сверхпроводимость,М.: ВИНИТИ, т.1, 1988.
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
PAGE
PAGE 38
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
( = a2/a1
( = b/a1
a2
a1
2b
Структура поля
Спрощена схема вимірювальної
оснастки
Вхідний і вихідний хвильоводи
Отвори зв’язку
ВТНП-плівка
Рис 2.1.1. Прохідний мідний резонатор з заміщаємою торцевою стінкою
U
0
a
j=0
a
j
c
kT
a
a
Нашли опечатку? Выделите и нажмите CTRL+Enter
