Содержание к диссертации
Введение
1. Магнитомеханические эффекты в сверхпроводниках 7
1.1. Прямые измерения магнитных моментов сверхпроводников 8
1.1.1. Магнитный момент сверхпроводящих пленок 8
1.1.2. Анизотропия магнитного момента и пиннинг магнитного потока 10
1.2. Исследования магнитных моментов и динамики магнитного потока в сверхпроводниках методом крутильных колебаний. 16
1.2.1. Магнитный момент и диссипация энергии в сверхпроводниках. 16
1.2.2. Движение магнитного потока в сверхпроводниках первого рода 19
1.2.3. динамика магнитного потока в сверхпроводниках второго рода 21
1.3. Характерные особенности магнитомеханических эффектов
в звуковом диапазоне частот. 34
1.4. Постановка задач для исследований 46
2. Методика проведения эксперимента, материалы и оборудование 48
2.1. Установка для измерения декремента затухания изгибных и крутильных колебаний сверхпроводящих пластин в магнитном поле 48
2.2. Стенд для определения критических параметров сверхпроводников .' 58
2.3. Получение и основные параметры образцов.. ..64
3. Комплексная магнитная поляризуемость сверхпроводящих пластин в магнитном поле ... 79
3.1. Связь между экспериментально измеряемыми характеристиками и комплексной магнитной поляризуемостью 79
3.2. Феноменологическая модель для комплексной магнитной поляризуемости . 93
Исследование поведения колеблющихся сверхпроводящих пластин в магнитном поле . 102
4.1. Влияние магнитного поля на поведение образцов в нормальном состоянии 102
4.2. Поведение сверхпроводящих пластин, совершающих крутильные и изгибные колебания в постоянном магнитном поле. 108
4.2.1. Экспериментальные результаты для образцов на основе свинца
4.2.2. Результаты исследования сплавов La-Л ?... 118
4.2.3. Исследование пленок ниобия и ванадия .120
4.3. Обсуждение экспериментальных результатов... 132
4.3.1. Область мейсснеровского состояния.. 132
4.3.2. Область промежуточного для СП I и смешанного для СП П состояний... ...138
4.3.3. Область поверхностной сверхпроводимости...144
Динамические характеристики сверхпроводников в смешанном состоянии. 150
5.1. Исследование отклика в сверхпроводящих поликристаллических сплавах на основе РБ-Cfn ...150
5.2. Изучение динамики магнитной структуры в монокристаллах Nb и Nk-Mo 161
Выводы.. 176
Литература
- Анизотропия магнитного момента и пиннинг магнитного потока
- Стенд для определения критических параметров сверхпроводников
- Феноменологическая модель для комплексной магнитной поляризуемости
- Поведение сверхпроводящих пластин, совершающих крутильные и изгибные колебания в постоянном магнитном поле.
Анизотропия магнитного момента и пиннинг магнитного потока
Статические измерения механических сил и их моментов, действующих на сверхпроводник, помещенный в магнитное поле, позволяют получать богатую информацию, в частности, о величине возникающего магнитного момента, гистерезисных явлениях, о кинетике проникновения магнитного поля в сверхпроводник, а также исследовать поверхностную сверхпроводимость, эффекты пиннинга магнитного потока и анизотропию намагничивания.
Впервые изучение магнитного момента сверхпроводящих тонких фольг и пленок было проделано в работах Алексеевского [і1,12] . Образцы толщиной 10 см получали конденсированием олова в ваку-ме на стеклянные подложки, охлажденные до гелиевой температуры в специально разработанном устройстве, позволяющем без отогрева пленок исследовать их поведение в магнитном поле с помощью торсионного подвеса. Были определены температурные зависимости критических полей, исследовано влияние толщины пленок, а также отмечены гисте-резисные явления.
Дальнейшие исследования магнитных моментов сверхпроводящих пленок индия и олова в почти параллельном магнитном поле были проведены Севастьяновым и др. [13,14] с использованием разработанных им торсионных магнитных весов [15,16] , позволяющих измерять крутящий момент от 10" до 10 дин см. Были исследованы температурная и толщинная зависимости перпендикулярной к поверхности сверхпроводящего слоя компоненты магнитного момента на пленках с размером (3 х 3)#Ю см и толщиной 10 10 см, полученных напылением через трафарет из сетки на полированные кварцевые пластины. В работах отмечено, что экспериментальные результаты для магнитного момента тонкой пленки находятся в хорошем согласии с теоретическим выражением, полученным Жарковым [Ії ддя образцов, имеющих форму сплюснутого эллипсоида вращения
Здесь-магнитный момент массивного сверх проводящего эллипсоида вращения, X = STcib/ b , а и h -соответственно, большая и малая полуоси эллипсоида, Ь -глубина проникновения магнитного поля. Данное выражение справедливо для лондоновских сверхпроводников вблизи критической температуры. Аналогичная методика использована в ряде работ Дкозефа и др. [18-20] , применивших измерительную схему,описанную в [21] . Так, эффект запаздывания проникновения магнитного потока исследовался на сплавах РЬ "П/ в виде пленок толщиной 10 см и фольг толщиной Ю см [18] . Было отмечено качественное согласие полученных результатов с моделью поверхностного барьера Бина-Ливингсто-на [22] . Кроме того, в работах р9,20] проведено изучение эффекта поверхностной сверхпроводимости и намагниченности сверхпроводящего поверхностного слоя.
Статические измерения силы пиннинга магнитного потока в сверхпроводящих проволоках сплава NL -25 QIS.% 22 , с использованием крутильного маятника первые было проведено Хейсом [ 23 ] . Образцы диаметром 0,25 мм устанавливались на крутильном подвесе. Магнитное поле, создаваемое катушками Гельмгольца, было перпендикулярно оси проволоки. После включения и выключения магнитного поля в образце захватывался магнитный поток. Затем снова включалось слабое поле и катушки Гельмгольца поворачивались на угол 6 , относительно своего первоначального положения. При этом образец также разворачивался на некоторый угол Ж (см.рис.1.1). Угол ОС , при котором ос начинает отклоняться от Э , можно рассматривать как критический, при котором крутящий момент, действующий на линии магнитного потока, достаточен для преодоления сил пиннинга.
Стенд для определения критических параметров сверхпроводников
Крутильные колебания возбуждались не только с помощью струны с использованием датчика № 2, а также с применением кварцевого вибратора, имеющего форму пластинки, на конце которой крепился образец. В этом случае измерения проводились с помощью датчика № I. При этом вместо держателя образцов 2 (см.рис.2.2) устанавливался кварцевый вибратор покрытый тонкой пленкой молибдена. Он был изготовлен из кварцевого стержня ф б мм и длиной 30 мм, одна треть которого была оставлена цилиндрической, а оставшаяся часть была сошлифована алмазным порошком в форме пластинки толщиной 0,1 мм, на конце с небольшим утолщением (до 0,3 мм) для крепления образца. При изгибных колебаниях такой системы конец пластинки вместе с образцом совершал сложные крутильные колебания, рассмотрение и анализ которых будет проведен в : главе Известно, что сверхпроводники (СП) характеризуются рядом критических параметров, которые определяют его состояние во внешних условиях. Среди них критическая температура ( Т0 ) перехода из нормального в сверхпроводящее состояние, первое (Н01), второе (Иса) и третье ( Нсъ) критические магнитные поля и термодинамическое магнитное поле ( Нс ).
В стенд для определения критических параметров, а также намагниченности СП входят: I) потенциометрическая схема для измерения электросопротивления образцов в зависимости от температуры и напряженности магнитного поля; 2) мостовая схема для магнитных измерений; 3) индуктивная схема, использующая метод интегрирования для измерения намагниченности образцов; 4) схема для измерения величины средней магнитной индукции образцов с использованием датчиков Холла.
І. Для измерения критической температуры 7 тонких фольг и пленок наиболее удобен резистивный метод, с помощью которого измеряется омическое сопротивление образца как функция температуры. При этом за Т принимается температура, при которой сопротивление образца составляет 0,5 R0CT( R QCT -остаточное электросопротивление образца перед переходом в СП состояние). Схема для измерения сопротивления образцов представлена на рис.2.4 (аналогичная схема используется для измерения сопротивления германиевого термометра ТСГ-2). В нее последовательно включаются: аккумуляторная батарея с переключателем направления тока (ПНТ), микроамперметр с набором шунтирующих сопротивлений ( R ш), регулирующее сопротивление (МСР-бЗ), эталонное сопротивление (сопротивление образца ( R ). Микроамперметр служит для контроля величины тока,который подбирается таким образом, чтобы обеспечить необходимую чувствительность схемы, но в то же время не оказывать влияния на результаты измерений. Падение напряжения на R э и R х поочередно измеряется цифровым микровольтметром ВК2-20 для двух направлений измерительного тока (последнее устраняет ошибки, связанные с контактными термо э.д.с). Среднее арифметическое этих величин служит для определения сопротивления образца с погрешностью не более 0,5 % в диапазоне значений 10 -10 Ом. Температурная зависимость электросопротивления образцов, а также измерения в магнитном поле проводились с помощью специального устройства (рис. 2.5). Основу его составляет медный корпус І, в средней части которого расположен образец 2. С помощью текстолитовых колодок 3, несущих по два пружинных контакта 4 из бе риллиевой бронзы, образец подключается к потенциометрической схеме. В нижней части корпуса расположен электрический нагреватель 5 с бифилярной намоткой, с помощью которого можно регулировать температуру образца. Для контроля температуры служит германиевый термометр сопротивления б типа ТСГ-2. Теплообмен корпуса I с медной гильзой 7, между которыми расположен адиабатический экран (на рисунке не показан), осуществлялся за счет газообразного гелия ( 10 Па). Напуск гелия производится в предварительно вакууми-рованный датчик через штуцер 8 . Для вывода измерительных проводов служит герметичный разъем 9 типа РСГІ0. Смена образцов осуществляется через вакуумноплотное разъемное соединение 10. Внешний диаметр гильзы составляет 22 мм, что позволяет производить температурные измерения электросопротивления образцов непосредственно в транспортном сосуде Дьюара типа СТГ-25. Для измерения зависимости электросопротивления образцов от напряженности внешнего магнитного поля данное устройство помещается в гелиевый криостат типа ГК-100 со сверхпроводящей магнитной системой, конструкция которого рассмотрена выше.
На рис.2.6 приведена блок-схема для измерения критических магнитных полей сверхпроводящих образцов индуктивным методом. Здесь L и L -плоские измерительные катушки с одинаковым количеством витков. Образец в виде фольги или пленки с подложкой плотно прижимается к виткам катушки L , . Резисторы R и R. (магазины сопротивлений МСР-60) служат для балансировки моста. Питание моста осуществляется от генератора ГЗ-33. Амплитуда питающего напряжения лежит в пределах 0,5В,, частота 1-Ю кГц (амплитуда то-ка в катушках составляет при этом 10 А и их собственными магнитными полями можно пренебречь). Обе катушки помещены внутри рабочего объема сверхпроводящего соленоида. Перед измерениями мост балансируется с образцом, находящимся в СП состоянии (магнитная проницаемость образца (JM ) равна нулю). Увеличением напряженности магнитного поля в соленоиде образец переводят в нормальное состояние и магнитная проницаемость его возрастает до I. Это ведет к увеличению реактивного сопротивления (X ) катушки L и, следовательно, к разбалансу моста. Поскольку XLf=u2L.— vOH /WW, где uP -частота питающего напряжения; К -геометрический параметр катушки; JU -магнитная проницаемость образца; W -число витков катушки, в диагонали моста td амплитуда переменного напряжения пропорциональна магнитной проницаемости образца.
Феноменологическая модель для комплексной магнитной поляризуемости
Таким образом, изгибные колебания консольно закрепленной пластины эквивалентны крутильным колебаниям шарнира, длина которого равна L , а поперечные размеры те же самые. В присутствие магнитного поля на шарнирно закрепленную пластину будет действовать эффективный момент сил Di (ІО) . Это приведет к изменению частоты колебаний и их затуханию, описываемым формулой где J -эффективный момент инерции. Сопоставляя (3.42) с (3.36), приходим к тому,что изгибные колебания консольно закрепленной пластины в поперечном магнитном поле эквивалентны крутильным колебани-ям пластины длиной L , шарнирно закрепленной в одном из ионцов
Аналогично, изгибные колебания диэлектрического вибратора с закрепленным на его конце сверхпроводящим образцом можно считать эквивалентными крутильными колебаниями шарнирно закрепленной пластины с тем же сверхпроводящим образцом на конце. Для этого необходимо, чтобы на основании (3.42) и (3.21) имело место соотношение
В заключение данного раздела следует отметить, что измерение комплексной магнитной поляризуемости сверхпроводников в смешанном состоянии обычно проводится индуктивными методами. В большинстве работ (см.обзор [l59j , а также библиографию в последних работах ГібО-ІбІІ ) исследовался случай Н II Н ( U в диапазоне частот 10-Ю Гц. Однако случай Н J_H,(t) , который реализуется при крутильных и изгибных колебаниях сверхпроводящих пластин в постоянном магнитном поле, индуктивным методом практически не исследован, за исключением эпизодических работ Мейснера [162] и Симона [163] , представляющих попытку обнаружить слабозатухающие коллективные колебания вихревой решетки. В связи с этим представляет интерес рассмотреть феноменологическую модель для магнитной поляризуемости с помощью которой можно описать случай скрещенных полей Н _L H.(tJ.
Если предположить, что линейный отклик магнитной структуры сверхпроводника в магнитном поле на переменное электромагнитное поле малой амплитуды характеризуется магнитной проницаемостью // и проводимостью б , то в рамках макроскопической электродинамики можно рассчитать комплексную магнитную поляризуемость пластины. Наличие в реальных сверхпроводниках центров закрепления магнитной структуры приводит к тому, что должна возникнуть пространственно-временная дисперсия проводимости и в общем случае связь между током и напряженностью электрического поля должна задаваться выражением вида где 6. - -тензор проводимости. Однако проанализировать такой слу-чай не представляется возможным из-за отсутствия соответствующих моделей для 0,. . Поэтому при решении уравнений электродинамики, ограничимся случаем отсутствия пространственной дисперсии:
Действительная и мнимая части фурье-образа б (и?)вб +1.6 характеризуют диссипацию и запаздывание между током и напряженностью электрического поля при протекании через сверхпроводник переменного тока.
Расчет поперечной и продольной компанент тензора магнитной поляризуемости для пластины аппроксимированной эллиптическим цилиндром проведен в работе QI56] . Дня интерпретации экспериментальных результатов приведенных в главах 4 и 5 ограничимся расчетом лишь продольной компаненты й. магнитной поляризуемости, кроме того, в этом случае можно не учитывать конечные размеры пластины, что значительно упрощает задачу. Данный подход, как будет показано ниже приводит к результату, совпадающему с решением задачи в общем виде.
Итак, рассмотрим достаточно протяженную сверхпроводящую пластину толщиной 2 .совершающую малые крутильные колебания с амплитудой находящуюся в поперечном постоянном Н и индуцированном колебаниями продольном переменном магнитном поле Н (І) .
Поведение сверхпроводящих пластин, совершающих крутильные и изгибные колебания в постоянном магнитном поле.
В последнее время ниобий и ванадий в виде вакуумных конденсатов находят широкое применение при изготовлении различных сверхпроводящих устройств. Так, например, при создании высокочувствительных сверхпроводящих гравиметров, акселерометров и гироскопов используются элементы, левитирующие в магнитном поле, которые целесообразно выполнять из комбинированных материалов. В некоторых конструкциях такие элементы имеют форму тонкой пластины,сферы или цилиндра, которые изготавливаются из материала с малым удельным весом (например, 8Є или ТІ ), а в ряде случаев обладающего высокой добротностью, и снаружи покрываются сплошной пленкой Nk Кроме того, вакуумные конденсаты Nk наиболее технологично применять для создания магнитных экранов сложной формы, а также при изготовлении различных чувствительных датчиков. В реальных условиях все эти элементы приборов подвержены действию внешних электромагнитных полей, переменная составляющая которых имеет малую амплитуду. Кроме того, работоспособность этих устройств зависит от величины магнитного потока, захваченного при охлаждении сверхпроводящих элементов приборов в магнитном поле. Поэтому необходимо иметь информацию о поведении вакуумных конденсатов N о и V в аналогичных условиях. Такая ситуация, как уже отмечалось выше, может быть реализована при колебаниях образца с малой амплитудой в постоянном магнитном поле. В связи с этим в работе были проведены исследования поведения вакуумных конденсатов N Ь и V в магнитном поле с использованием методов изгибных и крутильных колебаний [125,126,151,182] .
В качестве образцов для исследований методом изгибных колебаний использовались свободные от подложки пленки Nfe и V толщиной 10-50 мкм, полученные электроннолучевым испарением в вакуумной установке, описанной в главе 2. Температура подложки, в качестве которой использовалась свежераоцепленная слюда фторфлого-пита, была 900 С. Скорость осаждения пленок V составляла 100 нм/с и N Ь - 10 нм/с. Пленки имели поликристаллическую структуру, параметр решетки был близок параметру для массивных материалов.
Образцы для исследования методом крутильных колебаний представляли из себя пленки No и Y толщиной 0,03-5 мкм совместно с подложкой, в качестве которой использовались полированные пластины поликора толщиной I мм» Режим напыления на поликор был аналогичен описанному выше, что обеспечивало хорошую адгезию пленок с подложкой. Структура пленок была поликристаллической, величина зерна менялась в пределах 0,1-1 мкм в зависимости от толщины пленок. Сверхпроводящие параметры образцов представлены в главе 2.
Поведение колеблющихся образцов при охлаждении в магнитном поле в области ТДН) было исследовано методом изгибных колебаний. Напряженность магнитного поля,параллельного большей плоскости образца, менялась в пределах O J"oH 20 мТ. Біли получены зависимости 5(Т) и —т—Г0Д ЗЧ Г , которые имели следующий характер. Кривые $ (Т) для всех образцов в области Т. (Н) проходили через максимум, величина которого возрастает пропорционально Н0 , а зависимости -—(Т) при ТС(Н) резко изменялись и имели вид ступеньки, высота которой увеличивается также пропор-ционально п0 , Ддя примера на рис,4,13,а представлена зависимость Ь (Т) вблизи Тс (HJ для пленки ванадия ( Н II S , j = 788 Іц), Кривая I получена при экранировании магнитного поля Земли с помощью сверхпроводящего свинцового экрана, а также экрана из маг-нитомягкого материала (пермоллоя), Црирода наблюдаемого пика в районе Т« в отсутствие магнитного поля достаточно подробно обсуждалась ранее (см., например, 99,108] ), поэтому в задачи исследования настоящей работы не входило. Отметим лишь несколько возможных механизмов, обусловливающих диссипацию энергии колеблющегося образца при сверхпроводящем переходе.
