В цій роботі описується установка для дослідження НВЧ- властивостей високотемпературних надпровідників резонансним методом,з наведенням характеристик основних її елементів,приводиться теоретичне обгрунтування застосування резонансних методів дослідження НВЧ - властивостей високотемпературних надпровідникових плівок, описується методика вимірювання поверхневого імпедансу ВТНП-плівок, з аналізом можливих похибок .

Зміст.

Вступ..........................................................................................................2

Розділ 1. Огляд літератури......................................................................3

1. Високотемпературні надровідники....................................................................................3

2. НВЧ властивості плівок ВТНП...................................................6

3. Поняття поверхневого імпедансу................................................8

4. Залишковий поверхневий НВЧ опір...........................................12

5. Поведінка надпровідників в зовнішніх магнітних полях. Надпровідники другого роду. .......................................................14

6. Поведінка тонких плівок ВТНП у магнітному полі. Модель Коффі - Клема...........................................................................................20

Розділ 2. Методична частина..............................................................26

1. Методика вимірювання поверхневого імпедансу і аналіз вимог до вимірювальних резонаторів..........................................................26.

2. Візуалізація полів у резонаторі.................................................29

3. Дослідження плівок по НВЧ втратам.....................................31

Розділ 3. Установка...............................................................................33

3.1.Блок-схема установки.................................................................33

2. Надпровідний магніт...................................................................34

3. 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, YBa₂Cu₃O_7-, Т_с90К ), вісмутовими ( Bi₂Sr₂CaCu₂O₈, Т_с95К ), талієвими (Tl₂Ba₂CaCu₂O₈, Т_с110К ), ртутними (HgBa₂CaCu₂O₈, T_c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 YBa₂Cu₃O_7-.

надпровідника - ітриєвого з’єднання YBa₂Cu₃O_7-.

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 Н_с2 має дуже високе значення. На приклад, у Ві 2212 воно становить примірно 400Тл, а Н_с1 рівне де-кільком сотням ерстед ( в залежності від орієнтацій поля відносно кристала ).

В монокристалах високотемпературних надпровідників в магнітних полях, більше Н_с1, 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	<25	>500	3,0	<0,2

Таб.1.1.1. Параметри ВТНП-матеріалів

Із-за малої довжини когерентності ( 1-30 ) вихрі слабо закріплені на дефектах зразка і можуть легко переміщатися по ньому як і при пропусканні через зразок струму, так і при наявності градієнта температури. Рис.1.1.2 служить якісною ілюстрацією механізма руху вихрів. Потенціальний рельєф для вихрів у зразку визначає силу пінінга (рис.1.1.2 а).

Рис.1.1.2. Схематичне зображення потенціального рельєфу, який призводить до пінінгу і його зміна при протіканні струму через зразок.

Якщо через зразок пропускати струм, то із-за сили Лоренца [ JB ], яка діє на вихрі потенціальний рельєф зміниться (рис.1.1.2 б і в). При критичному струмові J_c всі вихві починають вільно рухатись по зразку, тобто пінінг в цьому випадку відсутній. Однак при кінечній температурі існує ймовірність руху вихрів і при J< J_c. Дійсно, ймовірність проникнення вихрів через бар’єр висотою U

W = W₀ exp ( -U / kT ). (1.1.1)

При наявності струму

U = U₀ ( 1 - J / J_c ), (1.1.2)

і тому

(1.1.3)

Вирішуючи цей вираз відносно J, отримуємо

. (1.1.4)

Таким чином, якщо в надпровіднику ІІ роду з пінінгом можливий надпровідний струм, то він буде затухати з часом. В традиційних надпровідниках U₀/kT велике, і цей ефект практично відсутній. В ВТНП величина U₀/kT0,1, і рух вихрів легко спостерігати.

Перші ВТНП були отримані спіканням відповідних хімічних елементів з послідуючим відпалом в атмосфері кисня. В результаті отримується керамічний сплав, який складається з спечених гранул. Тому такі ВТНП називають керамічними або гранулярними. Характерний розмір складає біля 10 мкм. Перші експеременти проводились саме на таких керамічних зразках, і лише потім навчилися вирощувати монокристалічні зразки, що до цього є досить важкою технологічною задачою. Гранулярні надпровідники представляють собою середовище з слабкими джозефсоновськими зв’язками, які визначають незвичайні його електродинамічні властивості.

1.2. НВЧ властивості плівок ВТНП.

Основою феноменологічної моделі, котра широко застосовується при розрахунках поверхневого опору на НВЧ, є двухрідинна модель надпровідника. В рамках цієї моделі зв’язок струму і поля має вигляд

(1.2.1)

де

, , (1.2.2)

n_N i n_S - концентрація носіїв при Т<T_c.

Для полів, які міняються по гармонічному закону, використання рівнянь Максвела разом з (1.2.1-1.2.2) дозволяє ввести ефективну діелектричну проникність середовища

. (1.2.3)

Тут ^ - відносна діелектрична проникність кристалічної гратки; _L - лондонівська глибина проникнення [ 14 ]. Для аналізу електродинаміки надпровідника потрібно визначити хвильвий опір W i хвильове число k для плоскої хвилі, яка розповсюджується в надпровіднику. В випадку розповсюдження хвилі в вакуумі , .

Підставляючи сюди замість ₀ співвідношення (1.2.3) для _eff і опускаючи в ньому член, який містить ^, отримаємо

; , (1.2.4)

де

. (1.2.5)

Величина  має зміст комплексної глибини проникнення, а _N - скінової глибини, яка пов’язана з наявністю носіїв у вільному стані. Замітимо, що побудована модель справедлива в області частот <_кр, де - критична частота, яка визначається співвідношенням h_кр=2. Тут 2 - енергія носіїв заряда, які знаходяться в s-стані. Для ВТНП-матеріалів _кр=10¹³10¹⁴ с^-1 і лежить значно вище частот НВЧ-діапазону.

Приведені співвідношення дають повну характеристику двохрідинної моделі надпровідника з точки зору макроскопічної електродинаміки. Від фізики надпровідності вимагається вказати температурні залежності величин _N і _L.

Нажаль, в наш час не існує ні строгих теоретичних доведень, ні надійних експерементальних даних відносно цих параметрів. Допустимо, що носії заряду в ВТНП-матеріалів підчиняються статистиці Бозе, можуть бути описані моделлю ідеального бозе - газу і при Т=Т_с випробовують бозе - конденсацію. При цьому

, (1.2.6)

де t=T/T_c; =3/2. Правомірність прийнятого закону зміни від температури провірялось шляхом співставлення з експерементальними даними і значення =3/2 не протирічить результатам експерементів відносно температурної залежності R [ 12 ].

Положемо далі, що залежність _N(t) має вигляд [ 13 ]:

При t>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)=t^1/2, t<1

(1.2.8)

_N(t)=t^-1 , t1

Для надпровідникової плівки, товщина якої hL поверхневий імпеданс Z рівний її хвильовому імпедансу Z=W. Використовуючи (1.2.4) для дійсної частини Z отримаємо [ 15 ]:

, _L<<_N. (1.2.9)

Удосконалення технології росту кристалів і методики вимірювань дозволить отримувати значення R, близькими до теоретичних розрахунків, зроблених на основі [ 14 ]



Вище сказане у п.1.1 вiдносилось до випадку постiйного магнiтного поля та струму. Для даної роботи бiльш актуальним є випадок змiнного НВЧ поля та струму.

Для введення поверхневого iмпедансу розглянемо випадок, коли металева поверхня спiвпадає з площиною XY, а метал займає напiвпростiр в напрямку осi z (Рис.1.3.1.). Метал будемо вважати однорідним , ізотропним і лінійним.

Рiвняння Максвела, нехтуючи струмом зміщення, для комплексних амплiтуд можна записати:

(1.3.1)

z

S

x

y

Рис.1.3.1. До введення поняття поверхневого імпедансу.

Як було раніше вказано, закон змiни електромагнiтного поля можна взяти у виглядi плоскої хвилі, тобто e^іt.

Iз врахуванням того, що значення нормальних похiдних компонент поля в металi значно бiльшi тангенцiйних, з двох останнiх рiвнянь (1.3.1) i рiвняння divj=0 , отримаємо:

,

, (1.3.2.)

,

що стосовно до нормальних компонент змiнних полiв означає, що Е_n0, H_n0, j_n0. Нехтуючи тангенцiйними похiдними з перших двох рiвнянь (1.3.1) витiкає

, (1.3.3)

,

де - одиничний вектор нормалi до поверхнi, направлений в середину металу.

Iнтегруючи рiвняння (1.3.3) по z вiд 0 до , знаходимо

,

(1.3.4)

де - комплексна амплiтуда повного струму, що перетинає безмежну площадку одиничної ширини, розташовану перпендикулярно струму. У випадку iзотропного металу для одномiрної задачi завжди можна написати

, (1.3.5)

де _k - 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 Z складається з дiйсної та уявної частин: поверхневого опору R та поверхневого реактансу X вiдповiдно. Величина _k називається комплексною глибиною проникнення, яка також має дійсну та уявну частини

, (1.3.8)

Величини ₁ і ₂ інколи називають індуктивною та резистивною глибиною скін-шару.. Із (1.3.7) отримаємо зв’язок з R i X :

,

(1.3.9)

Комплексну глибину проникнення можна розглядати як другий метод введення поверхневого iмпедансу, зв'язок уявної та дiйсної частин якого з Х i R задається спiввiдношеннями (1.3.9).

Внаслiдок неперервностi тангенцiйних 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 широкого класу граничних задач прикладноi електродинамiки (гранична умова Леонтовича). Цi умови є особливо важливими, бо можна розв'язувати зовнiшню електродинамiчну задачу при заданнi однiєi лише величини Z, не цiкавлячись розподiлом полiв всерединi металу.

Якщо зовнi металу iснує лiнiйно поляризоване електромагнiтне поле, то при вiдповiдному виборi напрямiв осей x та y завжди можна сполучити вектор з вiссю X, а вектор з вiссю Y. З спiввiдношень (1.3.3, 1.3.4, 1.3.6) одержимо рiзнi, часто використовуванi спiввiдношення для поверхневого iмпедансу:

(1.3.10)

Якщо метал лiнiйний, то внаслiдок лiнiйностi рiвняння (1.3.1) поверхневий імпеданс не залежить вiд амплiтуд електричного i магнiтного полiв i визначається лише параметрами металу.

1.4. Залишковий поверхневий НВЧ опiр в надпровіднику.

В попереднiх роздiлах була побудована модель, що описує основнi електродинамiчнi властивостi ВТНП. Найбiльш важливими з точки зору застосування ВТНП в НВЧ та швидкодiючих пристроях є температурнi i частотнi залежностi Z цих матерiалiв[4].

Проте при достатньо низьких температурах експериментальна починає відхилятися від теоретичної, а при Т0 вона досягає асимптотичного значення.Тобто, гранично досягненнi

2а

б

а

h

Рис 1.4.1. Плівка ВТНП з включеннями ненадпровідної фази: а - модельне представлення; б - гранули, розділені ненадпровідними прослойками.

параметри реальних надпровiдних зразкiв визначаються їх реальною структурою, однорiднiстю, наянiстю дефектiв i т.д.

Дивимось модельну структуру ( рис.1.4.1 а ) надпровідникової плівки, пронизаної циліндрами із матеріала, який володіє нормальною провідністю. Такі циліндри можуть бути утворені нормально 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 на кожний стовбчик припадає середня площа R₀ поверхні плівки. Оцінимо долю об’єму плівки , яку займають нормальні циліндри:

. (1.4.1)

Припустимо, що a<<_L, <0.1. В протилежному випадку не можна припускати , що поле поза циліндричних включень однорідне. Тоді прийшлося би враховувати вплив полів циліндрів один на одного. Надпровідний матеріал плівки характаризується дієлектричною проникністю

, (1.4.2)

а нормально провідний матеріал циліндричних включень - діелектричною проникністю

. (1.4.3)

Тут _N - провідність, яка забеспечується носіями заряда, неперейшовшими в надпровідний стан, а _і - провідність матеріалу включень, які при заданій температурі не переходять в надпровідний стан. Вцілому можливо, що _і >>_N, оскільки в надпровіднику при T<<T_C величина _N зменшується і може стати досить малою.

В роботі [12 ] отримані співвідношення для плівки, яка містить нормальні включення

, (1.4.4)

де

. (1.4.5)

, S=_i/_N.

З даних розрахунків [ 12 ] отримано, що для неоднорідного надпровідника в інтервалі частот 10^-3<<310^-2 поверхневий опір змінюється пропорційно  при =0,03 і пропорційно ^1/2 при =0,1, в той час як для однорідного надпровідника R². Якщо при Т<T_c в експеременті R не пропорційно ², то це має служити вказівкою на неоднорідність зразка. Великий вклад в НВЧ поверхневий опір ВТНП-матеріала при Т<T_c можуть дати і міждоменні стінки при наявності двійникування в епітаксіальній плівці.

При поганій якості технології плівка може представляти собою систему кристалітів, з’єднаних між собою задопомогою контактів, володіючих якостями джозефсонівських слабких зв’язків, і в цьому випадку R помітно збільшується. В експеременті можна відрізнити однорідну плівку від плівки, що містить систему джозефсоновських контактів, поміщаючи зразок в постійне магнітне поле і досліджуючи залежність R(H).

Експериментальнi данi [ 5 ] свiдчать про те, що додатковi втрати також пов'язанi iз захопленим магнiтним потоком. При охолодженнi в момент переходу у надпровiдний стану в надпровiднику може бути захоплений магнiтний потiк, пов'язаний з ненульовим значенням напруженостi магнiтного поля в робочому об'ємi. Домiшки, особливо магнiтнi, викликають локальнi змiни надпровiдної щiлини i призводять до виникнення в околi точок їх розташування iзольованих нормальних областей. Нерiвностi поверхнi навiть мiкроскопiчного масштабу призводять до значних втрат. Гострий виступ на поверхнi надпровiдника викликає вищу напруженiсть магнiтного поля, нiж в середньому поблизу поверхнi, вона може навiть перевищувати її критичне значення.

5. Поведінка 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.

В квазімікроскопічній теорії Гінзбурга -Ландау був введений безрозмірний параметр =L/₀. Для чистих металів ( олова, алюмінія, ртуті та інші ) значення  мале. Наприклад, для ртуті =0,16. Тому в роботі Гінзбурга - Ландау розглядались тільки випадки, коли .

В 1957 році А.А. Абрикосов показав, що з теорії Гінзбурга - Ландау витікає можливість існування двох груп надпровідників. До першої відносяться надпровідники із значеннями , котрі були названі надпровідниками першого роду. В них в зовнішньому полі Н<H_c середнє магнітне поле всередені зразка . При рості зовнішнього магнітного поля відбувається скачкоподібне ( не більше одного - двох гаусів ) знищення надпровідності.

До другої групи відносяться надпровідники, у яких в де-якому інтервалі магнітних полів відбувається часткове проникнення магнітного поля в масивний надпровідник. До цієї групи відносяться надпровідники з значеннями . Це сплави, наприклад свинець - вісмут, свинець - талій, ртуть - кадмій та деякі нечисті метали, у яких довжина когерентності ₀ мала.

Надпровідники із значеннями називаються надпровідниками другого роду. Вони характеризуються двома критичними полями Н_с1 та ( рис.1.5.1) . В них зовнішнє поле не проника всередену масивного зразка до Н= Н_с1. При збільшенні зовнішнього поля від Н_с1 до Н_с2 поле частково проникає всередену зразка так, що індукція поля зростає і при Н_с2 наближається до значення, характерного для нормального метала. Електричний опір зразка при наближенні до поля Н_с2 залишається рівним нулю.

В масивних надпровідниках другого роду верхнє критичне поле пов’язане з нижнім співвідношнням

. (1.5.1)

В цих надпровідниках переходи Н_с1 і Н_с2 є фазовими переходами другого роду. Вони не супроводжуються виділенням теплоти, але для них є характерним стрибок теплоємності.

При намагніченні довгого циліндра в полі, меншим критичного значення Н_с1 і перпендикулярним осі циліндра, середнє поле індукції всередені зразка рівне нулю. При зовнішньому полі Н, яке задовільняє нерівність H_c1<H<H_c2, всередені надпровідника появляється

Н

в

а - мейнерівська фаза

б - шубніковська фаза

в - нормальна фаза

б

Т_с

а

Т

0

Рис.1.5.1. Фазова діаграма надпровідника ІІ роду.

поле , менше Н, і одночасно існують нормальна і надпровідна фази. Такий стан Абрикосов назвав змішаним. Ще цей стан називають фазою Шубнікова [ 16 ], який спостерігав це явище експерементально. При зовнішньому полі Н H_c2 середнє поле всередені зразка зрівнюється з зовнішнім полем Н і надпровідність в об’ємі зникає.

Таким чином, надпровідники другого роду при значеннях зовнішнього магнітного поля Н, які лежать в інтервалі H_c1<H<H_c2 , не є ідеальними діамагнетиками. При таких значеннях поля спарювання електронів відсутнє вздовж деяких ліній, паралельних зовнішньому магнітному полю.

Посліловну феноменологічну теорію надпровідності другого роду на основі квазімікроскопічної теорії Гінзбурга - Ландау розвинув в 1957 році фізик - теоретик А.А. Абрикосов для значень параметра . В цьому випадку справедливе лондоновське локальне наближення. В магнітних полях, набагато менших H_c2, хвильова функція надпровідного стану мала. Встановлено, що при полях Н, більших H_c1 і маловідмінних від H_c2, магнітний потік проникає всередену зразка у вигляді регулярної структури трубок, кожна із яких несе квант магнітного потоку

гссм². (1.5.2)

На переферії кожної окремої трубки протікає вихрь надструму, який зжимає в центральній області магнітний поток, рівний одному кванту потоку Ф₀. На існування кванта магнітного потоку вперше звернув увагу Ф. Лондон в 1950 році. Без врахування куперовського спарювання його квант в два рази перевищував Ф₀.

Слабкі магнітні поля ( <H_c1 ) не проникають всередену зразка, тобто існує ефект Мейснера. В цьому випадку власна енергія вихря перевищує магнітну енергію, яка виникає при проникненні одного кванта магнітного потоку всередену надпровідника. Ця енергія вирювнюється в полі Н=Н_с1. При Н>Н_с1 магнітні вихрі починають проникати в надпровідник, розташовуючись паралельно зовнішнньому магнітному полю. Розрахунки показують [ 17 ], що нитки починають утворюватись, коли напруженність поля Н>Н_с1 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 Н_с2 , в вузлах решітки поле ² рівне нулю, а магнітне поле має максимальне значення і практично відсутнє в проміжках між нитками ( надпровідна фаза ).

При достатньому віддалені ниток однієї від одної їх можна вважати незалежними і розглядати одну окрему нитку. По структурі вихрьова нитка складається в основному з двох областей: центральної циліндричної області з діаметром, приблизно рівним довжині когерентності ₀. В цій області густина надпровідних електронів виростає від нуля до одиниці. Цю внутрішню область охоплює зовнішня циліндрична область, з радіусом порядка глибини

В_z

В_z

r

r

L

L

₀

j_

Рис.1.5.2. Ізольована вихрьова нитка Абрикосова: В_z-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H_Ф, де H_Ф визначено рівністю (1.5.3), вона стає від’ємною і утворення вихрів вигідно.

Якщо в нульовому магнітному полі F_n - густина енергії нормального стану, а F_s0 - 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 Н_ст=Н_с. Для надпровідників другого роду значення Н_ст 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 Н_ст. Це поле виражається через параметри L, _-0 і Ф₀ рівністю

(1.5.7)

Друге критичне поле Н_с2 надпровідника другого роду пов’язане з полем Н_ст співвідношенням

(1.5.8)

Для матеріалів з довжиною когерентності _-0 надпровідність зберігається до дуже великих значень поля Н_с2. Наприклад, в сплаві V₃Ga при Т=0 критичне поле Н_с2=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 H_c1<H<H_c2, на поверхні циліндра зберігається надпровідність в тонкому шарі (  10³ А ). Поле Н_с3 називається третім критичним полем. За звичай Н_с3=1,69 H_c2. По зовнішній і внутрішній поверхні цього надпровідника протікають в протилежних напрямках надпровідні струми.

При значеннях магнітного поля, близьких H_c2, в однорідному надпровіднику другого роду змішаний стан характеризується правильною двохвимірною граткою Абрикосова. При збільшенні зовнішнього магнітного поля період гратки зменшується. При наближенні значення Н до H_c2 період досягає величини порядку _-0 ( вихрьові нитки доторкуються одна до одної ), відбувається фазовий перехід другого роду із змішаного стану в нормальний.

Якщо надпровідник ІІ роду знаходиться в змішаному стані і в напрямку, перпендикулярному вихрям, протікає транспортний струм, створений зовнішнім джерелом, то на

F

Рис. 1.5.3. Рух магнітної вихрьової лінії при наявності транспортного струму: F - сила Лоренца.

вихрі діє сила Лоренца. Ця сила перпендикулярна струму і магнітному полю вихря. Під дією сили Лоренца магнітні вихрі переміщаються впоперек транспортному струмові (рис .1.5.3 ).

Рух магнітного поля вихря створює електричне поле, направлене вздовж вихря, яке викликає гальмування електронів. Виникає електричний опір, який називається резистивним.

В неоднорідних надпровідниках 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 пінінгом називаються жорсткими.

При наявності пінінга необхідний кінечний транспортний струм для зриву і руху вихрів. Густина струму, при котрій починається зрив вихрів від центра пінінга, називається критичною густиною струму.

Різні ненадпровідні включення з розмірами порядку кореляційної довжини ₀ є ефективними центрами пінінга. Вони характеризуються «силою пінінга»,рівній силі Лоренца, при котрій починається відрив магнітного вихря. Спеціальною механічною і термообробкою, а також включеннями ненадпровідних домішок створюються жорсткі надпровідникиз багаточисленними центрами пінінга.

Якщо критичні поля чистих металів не перевищували 0,2 Тл, то створені на початку 60-х років жорсткі надпровідники, утворені із сплавів Nb-Ti, Nb-Zr, Nb-Sn та інші., дозволили виготовляти невеликі соленоїди з критичними полями до 10 Тл при високих густинах транспортного критичного струму - порядку 10⁵-10⁶ А/см². Ці високі значення полів і струмів були отримані при спеціалній термомеханічній обробці, яка забеспечує створення великого числа центрів пінінга.

1.6. Поведінка тонких плівок ВТНП у магнітному полі. Модель Коффі - Клема.

Перейдемо до розгляду поведiнки надпровiдника ІІ-го роду, який знаходиться у змiшаному станi на НВЧ. На iзольований флюксоїд, пронизуючий ВТНП, будуть дiяти такi сили: якщо по флюксоїду тече транспортний струм густиною j=j₀e^-it, то на одиницю довжини флюксоїда з боку магнiтних складових НВЧ - поля, перпендикулярних струму, буде дiяти сила Лоренца :

, (1.6.1)

де — повний магнiтний потiк, який пронизує флюкоїд,

а_f — радiус флюксоїда.

Сила пiнiнгу:

, (1.6.2)

де — стала пiнiнгу на одиницю довжини флюксоїда,

х_f — вiдхилення флюксоїда вiд положення рiвноваги.

Сила пiнiнгу обумовлена тим, що вихорi можуть бути закрiпленi (запiнiнгованi) на iснуючих в ВТНП дефектах: границi зерен, дислокації, пори i т.п., до того, поки сила Лоренца не перевищить силу пiнiнгу, в результатi чого стане можливим коливальний рух вихорiв навколо центрiв закрiплення.

В процесi руху вихорiв на них буде дiяти сила в'язкостi:

, (1.6.3)

де _f — коефiцieнт в'язкостi, який дорiвнює:

, (1.6.4)

де _n — питомий опiр ВТНП у нормальному станi H₀=H_C2 при T=0. Якщо позначити масу флюксоїда на одиницю довжини m_f , то рiвняння руху пiд дiєю перерахованих вище сил, можна записати в такому виглядi:

, (1.6.5)

Рiшення цього рiвняння запишеться в такому виглядi:

,

де

;

З урахуванням цього рiшення, можна знайти опiр осцилюючого флюксоїда:

, (1.6.6)

Для того, щоб дослiдити залежнiсть вiд рiзних параметрiв у широкому дiапазонi їх змiни необхiдно знати точний вираз для маси флюксоїда на одиницю його довжини:

, (1.6.7)

де a_x — кут Холла, тобто кут мiж струмом та магнiтним полем,

n_e i m_e — густина та маса електронiв.

Вираз для поверхневого iмпедансу ВТНП плiвки можна одержати припускаючи, що ВТНП плiвка, яка знаходиться у надпровiдному станi на НВЧ, виконує роль, еквiвалентну лiнії передачi в електроницi НВЧ з хвильовим опором Z_S , а пiдкладинка має хвильовий опiр , де  - дiелектрична проникливiсть пiдкладки, яка навантажена на цю лiнiю передачi на вiдстанi h (h - товщина ВТНП плiвки). Таким чином, можна скористатися вiдомим виразом для визначення опору в довiльнiй точцi цiєї лiнії [ 18 ]:

, (1.6.8)

де k — стала розповсюдження електромагнiтної хвилi.

Вважаючи, що глибина проникнення електромагнiтної хвилi у надпровiдник <<h (тобто h>>z) та враховуючи, що k=_k , вираз (1.5.8) матиме вигляд :

, (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 d< та крупномасштабнi мiжгранульнi слабкi зв'язки. В епiтаксiальних ВТНП плiвках першi практично вiдсутнi, а для останнiх основне значення мають такi дефекти, як великокутовi границi, де величина поверхневого iмпедансу тут пропорцiйна об’ємнiй частцi високорозорiєнтованих дiлянок плiвки. Залежнiсть вiд поля глибини проникнення може бути найбiльш суттєва для джозефсонiвських середовищ, якими й являються реальнi ВТНП.

Для мiжгранульних зв'язкiв Н_C2=Н_C2j100Е для внутригранульних Н_с>10⁴E. 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)

З (1.6.6) при

, (1.6.13)

де I_p() — модифiкована функцiя Бесселя першого роду, р-го порядку

=U/2k_БТ, де U — висота потенцiального барьеру для вихорiв магнiтного потоку. Вважаємо, що U, k_p — є деякi ефективнi величини, однаковi для усiх вихорiв.

Відносне значення поверхневого опору в магнітному полі в наближенні ²(t)<<2_n₀ для тонкої надпровідникової плівки згідно (1.6.8)-(1.6.12) має вигляд:

, (1.6.14)





Основним елементом вимірювальної схеми є об’ємний циліндричний резонатор[6] з основним типом коливань Н₀₁₁ так як добротність коливань в ньому в порівнянні з добротністю коливань других типів велика. Це визначається особливістю структури поля, а також відсутністю втрат з аксіальними струмами на границі циліндричної поверхні резонатор-зразок ВТНП. При цьому досліджуваний ВТНП-матеріал знаходиться на одній з торцевих стінок резонатора

.На основі роботи [7] комплексна частота власних коливань резонатора в наближенні малості втрат електромагнітної енергії з врахуванням діелектрика визначається співвідношенням

(2.1.1)

де Н і Н - магнітне поле і його тангенціальна компонента для резонатора з ідеально провідними стінками; ₀ - його власна кругова частота; Q_d - 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 Z_s=R_s+jX_s; Z_o=R₀+jX₀ - імпеданс 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.

Оскільки уявна частина в співвідношенні (2.1.3) визначає власну добротність вимірювального резонатора Q₁, а дійсна - зміну його резонансної частоти в порівнянні ₀, то активна і реактивна компоненти поверхневого імпеданса ВТНП-матеріала вираховуєтьсяпо результатам вимірів добротностей і резонансних частот слідуючим чином:

(2.1.5)

де- 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)

В відношені коефіцієнта к=к(1-Q₀/Q_d) необхідно замітити слідуюче: по-перше, цим коефіцієнтом визначається чутливість вимірювального резонатора к=(Q/Q)/(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 R_s залежить від похибки добротності, а також від області зміни значень R_s. Наприклад, при R_s<<R₀ не можна розраховувати на отримання малих похибок. Мале значення коефіцієнта к також обмежує можливість отримання задовільняючих результатів. Таким чином основною задачою при створенні вимірювального резонатора є вибір матеріалу, який має в області азотних температур найменше значення поверхневого опору. В даний час такими матеріаламиє мідь і берилій.

Чутливість вимірювального резонатора при відсутності діелектричного заповнювача визначається коефіцієнтом к, який вираховується за відомим розподілом магнітного поля. Для резонатора, з оптимальної точки зору максимума геометричного фактора, співвідношення розмірів (рівність діаметра і висоти) коефіцієнт к приймає значення к=0.073. Оскільки вказане значення коефіцієнта є явно незадовільнім, то виконувались розрахунки для резонатора з зплющиною геометричною формою ( D>H ). При цьому співвідношення розмірів вибиралось виходячи з вимог сталості резонансної частоти основного типу колевань.

Результати розрахунків представлені на рис. 2.1.1. Як і потрібно було чекати, збільшення діаметра резонатора призводить до збільшення його чутливості (крива 1). Але при цьому проходить зменшення геометричного фактора, відповідального за добротність резонатора (крива 2). На практиці,очивидно,слід обмежитись областю значень D/H1.8, 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% ).

800

700

600

500

G,Ом 

0.4

0.3

0.2

0.1

1

2

0.9 1 1.1 1.2 1.3

3

D/D₀

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 R_s з похибкою близько 10% при його величині, порівняної з поверхневим опором міді R₀, при чому з збільшенням R_s похибка зменшується до 1% при Т=300К, а з зменшенням R_s зростає до 100-200% при R_s/R₀<10^-1-10^-2. Похибка збільшується також пропорційно відношенню площі торцевої поверхні резонатора до площі досліджуваного ВТНП-зразка.

Для підвищення метрологічних характеристик вимірювача поверхневого НВЧ-імпеданса необхідно використовувати резонансні системи з великою добротністю і разом з тим невеликих розмірів, щоб забечити локальність контролю ВТНП-матеріалів.

2.2.Візуалізація полів у резонаторі.

Метод пробного тіла, являючись модифікацією методу малих збурень, дозволяє досить просто виміряти амплітудний розподіл полів для будь-якого типу коливань резонатора і не

накладає жорстких умов на стабільність частоти джерела НВЧ[11].

Описуваний метод вимірювання розподілу поля заснований на внесенні в резонансний об’єм малого сильнопоглинаючого енергію НВЧ-коливань тіла. При достатньо малих розмірах поглинача порівняно з резонансним об’ємом має місце зменшення добротності і відповідно амплітуди резонансного піка основного або будь-якого вищого типу коливань без помітної зміни їх резонансних частот. Беручи до уваги квадратичність характеристики детектора і малість осьових складових полів резонатора, легко показати, що поле в точці, в якій розташований зонд, пов’язане з амплітудою сигналу на осциллографі співвідношенням

E(x, y, z ) / E_max = H(x, y, z ) / H_max= C(, (2.2.1)

де

  ^-1/4 (1-)^1/2,  = h (x, y, z ) / h₀ (2.2.2)

h₀ - амплітуда сигналу досліджуваної моди при відсутності поглинаючого зонда, h(x, y, z)-

амплітуда при розміщенні зонда в точці x, y, z, C-нормуючий множник, що визначається для кожного ряду вимірювань з умови x, y, z) / _max _max =1

Таким чином, знімаючи залежність h(x, y, z), отримуємо амплітудний розподіл поля в резонаторі.

Так як ступінь зміни коефіцієнта передачі або добротності резонатора визначається інтенсивністю поля в точці розташування зонду і його параметрами, то розмір пробного тіла стає

.d_з / 

0.4

0.2

0 5 10 15 20 25 30 Q10³

Рис.2.2.1. Залежність зміни оптимального розміру зонду від добротності

досліджуваних коливань

одним із основних джерел похибки. Застосування великих зондів призводить до зриву коливань за рахунок сильного поглинання чи розсіяння поля на ньому. Зменшення ж розміру зонда призводить до зниження чутливості, причому критерієм впливу зонда на резонатор буде добротність досліджуваних коливань.

На рис. 2.2.1 приведено залежність зміни оптимального розміру пробного тіла від добротності досліджуваного коливання. В якості оптимального вибиралось пробне тіло, при якому похибка вимірювань залишалась не гіршою 5 %[19].

2.3.Дослідження плівок по НВЧ втратам.

Відомо, що власна добротність об’ємного резонатора при заданій геометрії всеціло визначається вибраною коливальною модою і поверхневим опором його стінок. Якщо одну, декілька або всі стінки такого резонатора виконати із ВТНП, то, знаючи структуру поля в резонаторі і його геометрію, по даним вимірювань власної добротності Q₀, можна визначити поверхневий опір R_s:

Q₀= (2.3.1.)

де Q₀- власна добротність коливань в резонаторі;

-магнітна проникність;

-кругова частота.

Як відомо, власна добротність коливань резонатора, виготовленого повністю з одного матеріала, з ТЕ₀₁₁ модою може бути виражена у вигляді

(2.3.2)

або для резонатора, торцева стінка якого заміщена ВТНП-матеріалом.

(2.3.3)

де R_sm, R_sc - поверхневий опір метала і надпровідника відповідно;

r₀₁=3.832;

a, b - геометричні коефіцієнти, які залежать від форми.

Із виразу (2.3.3) можна отримать

(2.3.4)

де Q_m - власна добротність резонатора ,виконаного цілком із нормального метала;

В - коефіцієнт геометрії і частоти резонатора.

Виразимо R_sc із (2.3.4)

(2.3.5)

де Q_с - власна добротність резонатора, виконаного із нормального метала, при заміні його робочої поверхні зразком досліджуваного надпровідника.

Таким чином, для вимірювання поверхневого опору зразка ВТНП необхідно спочатку виконати калібровочні вимірювання поверхневого опору міді ( визначити температурний хід Q_m i R_sm ), а потім, вимірюючи температрний хід добротності резонатора з зразком ВТНП, визначити величину R_sc.

Розділ 3. Установка.

3.1.Блок-схема установки.

Блок-схема експерементальної установки представлена на рис.3.1.1. Сигнал з НВЧ-генератора (1) поступає на 2-Т міст (2), з якого частина сигналу 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 вiдкачуваний вакумний сосуд, в якому 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 (рис3.1.2.). В кріостаті розташованй вимірювальний резонатор - (8), який призначений для вимірювання поверхневого опору Rs (рис3.1.2.). Резонатор знаходиться в середині надпровідного магніта, підключеного до блоку живлення (9).

З виходу вимірювального резонатора (8) сигнал надходить до модулятора (10) і після модуляції, через детектор (11), сигнал поступає на нановольтметр (12), який використовується для виміру частоти сигналу, який пройшов через вимірювальний резонатор (8). Нановольтметр працює в режимі синхронной модуляції, для цього одночасно через детектор (11) і з виходу НЧ-генератора (13) подаються сигнали на вхід нановольтметра. З виходу нановольтметра сигнал через блок підсилення (14) подається на вхід осцилографа (15).

Для стабілізації температури в схемі установки використовується електронна система стабілізації низьких температури ( ЕСНТ ) (18), до якої входять: датчик температури, датчик стабілізації температури, нагрівач (рис.3.1.2.).

В ходi експерименту вимiрюється напiвширина резонансноi лiнiї резонатора, як iз зразком ВТНП, так i при замiщеннi його еталонним мiдним зразком в залежностi вiд температури.

2. Надпровідний магніт.

В даній установці надпровідний магніт являє собою конструкцію, яка складається з двох магнітів: основного і вставки ( рис.3.2.2 ), що дало нам змогу отримати більше значення напруженості зовнішнього магнітного поля.

Надпровідний магніт виготовлено з ніобій - тітанової проволоки, яка при Т=4,2К переходить в надпровідний стан, корпус магніта було виготовлено з алюмінію.

Схема включення магніта показана на рис.3.2.2.. Схема складається з джерела живлення надпровідного магніта, опору, амперметра і системи двох послідовно підключених магнітів. Опір служить для розсіювання енергії, , для того, щоб, у випадку переходу з надпровідного стану в нормальний, вберегти джерело живлення від пошкодження.

При заливці магнітів рідким гелієм було отримано слідуючі результати вимірювань критичних струмів магнітів:

• магніт - вставка: 16,8 А;

• основний магніт: 14,4 А;

• два послідовно з’єднані магніти: 15,3 А.

Ці значення критичних струмів і попередні вимірювання магнітної індукції приладом Ш1-7 дали змогу визначити максимальні значення величин магнітних полів для всіх магнітів:

• магніт - вставка: 4.6 кЕрст;

• основний магніт: 39 кЕрст;

- два послідовно з’єднані магніти: 46 кЕрст.







Джерело живлення

магніту

R

A

Вх.

Вих.

Вставка Основний магніт



3.3. Прохідний мідний резонатор.

При розробці установки були розроблені резонатори (рис3.3.1) принципово однакові за конструкцією, але з різним способом збудження коливань:

1) вхідний і вихідний хвилеводи співторкаються широкими стінками

2. вхідний і вихідний хвилеводи співторкаються вузькими стінками

А) візуалізація полів у резонаторі.

В першому випадку при знятті з резонатора мідного навантаження коливання в резонаторі не зникали, що свідчило про збудження коливальної моди не Н₀₁₁ типу.

Структура поля Схема резонатора

Рис.3.3.1.Прохідний мідний резонатор

В другому випадку коливання зникали,що характерно для потрібної нам моди Н₀₁₁, але необхідно було це обгрунтувати.Для цього була створена установка візуалізації полів у резонаторі, по методу пробного тіла, описаного в пункті 2.2.Схема пристрою представлена на рис.3.3.2

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.

1. Проведений огляд літератури на тему кваліфікаційної бакалаврської роботи «Установка для дослідження властивостей ВТНП у сильних магнітних полях ».

2. Проведено ознайомлення з структурною схемою майбутньої установки по дослідженню поверхневого імпедансу високотемпературних надпровідників.

3. 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.

4.

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

6. Ван Дузер Т., Тернер Ч.У. Физические основы сверхпро водниковых устройств и цепей.- Пер. с англ. М.: Радио и связь, 1984, 344с.

7. Гольдштейн Л.Д., Зернов Н.В. Электромагнытные поля и волны., М.: Сов.радио, 1971.

6. Coffe, J.R. Clem, Phys. Rev. Latt. , 1991, v.67, 386p.

7. Головашкин А.И. и др. СВЧ свойства высокотемпературных сверхпровдников и использование их для резонансных устройств.- Препринт N217, Москва: ФИАН, 1988, 41с.

6. 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

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 физику твердого 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.. Высокотемпературная сверхпроводимость. К.: Наукова думка, 1990, с.9-13, 104.

18. Мелков Г.А., Касаткин А.Л., Малышев В.Ю. Физика низких температур, 1994, т.20, №9, с. 868

19. Попенко Н.А. Радиотехника и электроника. 1974, №4, с.833-834