Высокотемпературная сверхпроводимость

Высокотемпературная сверхпроводимость

Зміст.

Вступ.................................................................

.........................................2

Розділ І. Огляд

літератури............................................................

..........3

1. Високотемпературні

надровідники..................................................3

2. НВЧ властивості плівок ВТНП

3. Поняття поверхневого

імпедансу................................................5

4. Залишковий поверхневий НВЧ

опір..........................................9

5.

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

Клема..........................................................

...................13

Розділ ІІ. Методична

частина...............................................................18

1. Методика вимірювання поверхневого імпедансу і аналіз вимог до

вимірювальних

резонаторів....................................................

..

2. Атестація плівок по НВЧ

втратам...........................................18

3. 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.

| | |Кількість| | | | |

|З’єднання |ТС, К | |(a,b, нм |((, нм |( a,b, нм|(((, нм |

| | |CuO-шарів| | | | |

|La1.85Sr0.15Cu|40 |1 |80 |430 |3,7 |0,7 |

|O4 | | | | | | |

|YBa2Cu3O7 |95 |2 |27 |180 |3,1 |0,4 |

|Bi2Sr2CaCu2O8 |95 |2 |25 |500 |3,8-1,8 |0,2 |

|Bi2Sr2Ca2Cu3O1|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

[pic].

(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 ).

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 [pic] 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

[pic]

(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

[pic].

(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:

[pic].

(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

[pic]

(1.5.7)

Друге критичне поле Нс2 надпровідника другого роду пов’язане з полем

Нст співвідношенням

[pic]

(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>z) та враховуючи, що k=(((k , вираз (1.5.8)

матиме вигляд :

[pic],

(1.6.9)

де (k — комплексна глибина проникнення електромагнiтного поля в

надпровiдник, згiдно моделi Коффi-Клема [8] :

[pic],

(1.6.10)

де ((t) — глибина проникнення постiйного магнiтного поля :

[pic],

(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 :

[pic],

(1.6.12)

[pic]

З (1.6.6) при [pic]

[pic], (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)<<2(n((0( для тонкої надпровідникової плівки згідно (1.6.8)-(1.6.12)

має вигляд:

[pic],

(1.6.14)

Розділ ІІ. Методична частина.

2.1. Методика вимірювання поверхневого імпедансу і аналіз вимог до

вимірювальних резонаторів.

Основним елементом вимірювальної схеми є резонатор об’ємний[6], або

діелектричний, частина поверхні якого представляє собою поверхню

досліджуваного матеріалу. На основі роботи [7] комплексна частота

[pic][pic] власних коливань резонатора в наближенні малості втрат

електромагнітної енергії з врахуванням діелектрика визначається

співвідношенням

[pic]

(2.1.1)

де Н[pic] і Н[pic] - магнітне поле і його тангенціальна компонента для

резонатора з ідеально провідними стінками; [pic]0[pic] - 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

[pic] (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

[pic]

(2.1.3)

де G - геометричний фактор для використовуваного типу коливань

вимірювального резонатора,

[pic]

(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 [pic]0[pic], то активна і реактивна компоненти

поверхневого імпеданса ВТНП-матеріала вираховується[pic]по результатам

вимірів добротностей і резонансних частот слідуючим чином:

[pic]

(2.1.5)

[pic]

де[pic][pic]- 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:

[pic]

(2.1.6)

В відношені коефіцієнта к=к(1-Q0/Qd) необхідно замітити слідуюче: по-

перше, цим коефіцієнтом визначається чутливість вимірювального резонатора

к=([pic]Q/Q)/([pic]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:

[pic]

(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<

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

матеріалами є мідь і берилій. В дальнійшому при створенні відповідних

технологій перевагу буде віддано ВТНП-матеріалам з різним значенням

критичних температур. Крім того, при створенні вимірювального резонатора

вибір типа резонатора і його геометричних розмірів повинен забеспечувати

приємливі значення коефіцієнта к.

2.2. Атестація плівок по НВЧ втратам.

Величина НВЧ поверхневого імпедансу Zs=Rs+jXs є одною з найважливіших

характеристик матеріала провідників полоскових ліній. Основні методи

вимірювання поверхневого імпедансу були розроблені раніше при дослідженні

НТНП. З відкриттям ВТНП вони отримали подальший розвиток і пов’язані з

пошуками шляхів застосування ВТНП в мікроелектроніці НВЧ.

Методики вимірювання поверхневого імпедансу повинні забеспечувати

можливість дослідження в широких температурних (4.2 - 300К) і частотних

діапазонах. Однак неможливо проводити дослідження поверхневого імпеданса

відразу в широкому діапазоні частот без втрат точності. Оскільки основними

є резонансні методи, то дослідження проводяться тільки на одній фіксованій

резонансній частоті, що забеспечує їх високу точність.

Відомі також нерезонансні методики вимірювання імпедансу

надпровідників, які основані на вимірюванні коефіцієнтів проходження і фази

електромагнітної хвилі, яка пройшла через досліджувану плівку на

діелектричній підкладці. Однак вони не забеспечують необхідну точність

результатів.

Резонансні методи [9] визначення поверхневого імпеданса основані на

вимірюванні добротності Q і резонансної частоти f0 вимірювального

резонатора. При цьому вимірювання Q дають інформацію про активну частину

поверхневого імпедансу, а вимірювання f0 - про його реактивну частину.

Конструкція вимірювальних резонаторів визначається діапазоном довжин хвиль

і геометрією досліджуваного зразка.

В сантиметровому і міліметровому діапазоні хвиль використовується

метод об’ємного резонатора. Він, по суті, є універсальним методом

вимірювання параметрів речовин в області НВЧ.

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 Rs:

Q0=[pic]

(2.2.1.)

де Q0- власна добротність коливань в резонаторі;

[pic]-магнітна проникність;

[pic]-кругова частота.

При вимірюванні поверхневого опору ВТНП в міліметровому діапазоні

використовується циліндричний об’ємний резонатор з модою H011 , 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 розробці методик вимірювання поверхневого опору керамік і плівок

ВТНП використовувався прохідний мідний слабозв’язаний резонатор з робочою

модою ТЕ011. Другі моди подавлялись спеціальними методами. Як відомо,

власна добротність коливань резонатора, виготовленого повністю з одного

матеріала, з ТЕ011 модою може бути виражена у вигляді[pic]

[pic]

(2.2.2)

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

[pic] (2.2.3)

де Rsm, Rsc - поверхневий опір метала і надпровідника відповідно;

r01=3.832;

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

Із виразу (2.2.3) можна отримать

[pic]

(2.2.4)

де Qm - власна добротність резонатора ,виконаного цілком із нормального

метала;

В - коефіцієнт геометрії і частоти резонатора.

Виразимо Rsc із (2.2.4)

[pic]

(2.2.5)

де Qс - 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 Qm i Rsm ), а потім, вимірюючи температрний хід

добротності резонатора з зразком ВТНП, визначити величину Rsc.

2.3. Hадпровідні магніти. Розрахунок надпровідних соленоїдів.

Відкриття сплавів з високими критичними полями призвело до створення

потужних соленоїдів і магнітів з надпровідними обмотками. Повна відсутність

електричного опору відрізняє надпровідні магніти від пристроїв з

нормальними обмотками для отримання магнітного поля.

Подібно до постійних магнітів надпровідні магніти є конденсаторами

магнітної енергії, але набагато потужнішими. К.к.д. надпровідних магнітів

може бути доведений до 100 %, в той час як к.к.д. звичайних магнітів при

генерації магнітного поля в неперервному режимі прямує до нуля.

Звільнення від громіздких джерел живлення і систем водяного

охолодження робить надпровідні магніти портативними і значно, що також дуже

важливо, знижує іх собівартісь.

Надпровідний соленоїд відрізняється від звичайного, по - перше, тим,

що електричний опір його обмотки рівний нулю, і, по - друге, тим, що ри де-

якому значенні струму, який називається критичним і являється функцією

магнітного поля, надпровідність зникає.

Для розрахунку надпровідного соленоїда

використовуємо основну формулу соленоїда [19]:

[pic][pic]

(2.3.1)

Н0 - напруженність магнітного поля в ценрі соленоїда, W - потужність, яка

затрачується, ( - коефіцієнт заповнення, ( - питомий опір, Gi - форм

-фактор, величина якого залежить від форми обмотки, у1 - внутрішній радіус

обмотки. Для простоти дивимось круглу циліндричну котушку з прямокутним

осьовим перерізом ( рис.3.2.1). Введемо фактор

[pic]

(2.3.2)

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

[pic] ,

(2.3.3)

де І=j(A - ефективний струм в надпровідному проводі. Формфактор задається

слідуючою формулою

[pic].

(2.3.4)

Співвідношення (2.3.3) є аналогом основної формули соленоїда. Також

для зручності розрахунків побудовані графіки [ 19 ].

[pic]

2. 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

[pic], (2.2.1)

[pic]

|[pic] | |

| | |

| | |

| | |

| |[pic] |

Рис. 2.2.2. Вимірювання власної добротності резонатора.

Висновки.

1. Проведений огляд літератури на тему дипломної роботи « Дослідження

поверхневого імпедансу високотемпературних надпровідників ».

2. Проведено ознайомлення з структурною схемою майбутньої установки по

дослідженню поверхневого імпедансу високотемпературних

надпровідників.

3. 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

6. Ван Дузер Т., Тернер Ч.У. Физические основы сверхпро водниковых

устройств и цепей.- Пер. с англ. М.: Радио и связь, 1984, 344с.

6. 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.Лихарев К.К., Семенов В.К. Новые возможности для сверхпроводниковой

электроники.-Сер. Сверхпроводимость,М.: ВИНИТИ, т.1, 1988.

12. Вендик О.Г.. Письма в ЖТФ, 1989, т. 15, №8, с.72.

12. Вендик О.Г.. Письма в ЖТФ,1988, т. 14, №12, с.1098.

13. Киттель Ч.. Введение в физику твердого тела. М.: Наука, 1978.-792с.

14. Вендик О.Г.. Сверхпроводимость: физика, химия, техника. 1990, т.3, №10,

с. 2133.

15. Буккель В.. Сверхпродимость. М.: Мир,1975, с. 179-185, 193-199.

16. Давыдов А.С.. Высокотемпературная сверхпроводимость. К.: Наукова думка,

1990, с.9-13, 104.

17. Мелков Г.А., Касаткин А.Л., Малышев В.Ю. Физика низких температур,

1994, т.20, №9, с. 868

-----------------------

Cu2

O2

Y

O3

Ba

O4

O1

Cu1

[pic]

z

(S

x

[pic]

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

[pic]

Структура поля Спрощена

схема вимірювальної

оснастки

Вхідний і вихідний хвильоводи

Отвори зв’язку

ВТНП-плівка

[pic]

[pic]

Рис 2.1.1. Прохідний мідний резонатор з заміщаємою торцевою стінкою