Динамическое диссипативное состояние в структурах пониженной размерности тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.07 ВАК РФ

V 296 оГ1102,

АЗДЕШ НАУК УССР <р/2

ДОНЕЦКИЙ ФИЗИКО-ТЕХНИЧЕСКИЙ ИНСТИТУТ

Ла правах р;;копкск Юрий Владимирович

УДК 537.311.31:537.312.62

динлшческое дассшАтавноЕ, состояние в структурах пониженной размерности

01.04.07 - физика твердого тела

АВТОРЕФЕРАТ

диссертации на соискание ученой степени доктора физико-математических- наук

Донецк-19ЙЭ

Работа выполнена в Донецком физико-техническом институте АН УССР.

Социальные оппоненты: доктор физико-математических наук, 4 профессор

В.Ы.СЕИСТУНОВ ' доктор физико-катематических наук

Э.А.МДИЦКИЙ доктор физико-математических наук

Э.Б.СОНИН

Ведущая организация - Институт прикладной физики АН ХСР,

Защита состоится "_"_19_ г. в_часов

на заседании специализированного совета Д 016.32.01 при Донецком физико-техническом институте АН УСС? по адресу: 340114, Донецк-114, ул.Р.Люксембург, 72, ДонШ АН УССР. .

С диссертацией можно'ознакомиться в библиотеке Донецкого физико-технического института АН УССР.

Автореферат разослан "_" _19_ г.

Ученый секретарь специализированного совета Д 016.22.01, доктор фиэико-кагемягических наук

Н.К.ДАНЫ^ИН

общая характеристика работы

Актуальность работы. Для всех наиболее важных элементов традиционной электроники можно создать сверхпроводящие аналоги и сконструировать любое электронное оборудование. Сравнение таких приборов с соответствующими устройствами, работЕГ-лцими при комнатной температуре, показывает, что чувствительность, точность, быстродействие первых, как правило, в .10-100 раз вше. И хотя криогенной электронике еще не удалось в значительных масштабах перейти из лаборатории в практику, она без сомнения перспективна на пути дальнейшего развития электроники в сторону быстродействия и ю:ниа-тюризации. Безусловно,недавно открытые высокотемпературные сверхпроводники будут содействовать успешному осуществлению этой программы.

Низкотемпературная электроника позволяет решить еще одну важную практическую проблему - проблему рассеяния мощности в радиотехнических устройствах. Причины этого состоят в том, что в сверхпроводящих схемах происходят существенно новые (по сравнению с полупроводниковыми устройствами) физические процессы. Особенно это касается систем с пониженной размерностью. Сейчас во многих научных центрах мира проявляется повышенный интерес к их физическим свойствам. Тесная связь теоретических исследований с экспериментальными работами в большой степени способствует успеху в этой области исследований.

Изучению диссипативных процессов в структурах пониженной размерности и эффектов, связанных с ними, посвящена настоящая диссертационная работа. Рассматриваются резистивные токовые состояния двумерных (толщина пленок « ^ , где длина корреляции), квазидвумерных Л, здесь Л - лондоновская глубина про-

никновения) пленок, пленочных систем типа сэндвич, нитевидных проводников. Поскольку перечисленные структуры могут служить и служат основой разнообразных схем в компьютерной продукции, изучение физических процессов, связанных с протеканием тока в них, несомненно актуально. К таким процессам относится вязкое движение квантованных вихрей в плоских сверхпроводящих системах (либо созданных термическим путем,'либо собственным магнитным полем транспортного тока) под действием силы Лоренца, туннелированке электронов с испусканием (поглощением) квазичастиц электродов туннельного перехода

или возбуждений прослойки, рассеяние электронов колеблющимися атомами КЕазиодномерного материала. Нужно сказать, что в пес.леднее время исследования таких процессов являются традиционными для низкотемпературной физики, даже краткое изложение успехов, достигнутых в зтой области, потребовало бы целой монографии. В настоящей работе исследования сверхпроводимости связаны прежде всего с развитием интереса к природе токового состояния плоских сверхпроводников, обнаруживающих фазовый переход Березинского-Костерлица-Тау-лесса, изучением резистивных явлений в пленочных образцах с технологическими неоднородностями. Другой круг вопросов составляют исследования диссипативного токового состояния слоистых твердотельных систем с учетом многочастичных эффектов, елияния флуктуа-ций заряда в системе металлических частиц на электроемкость системы, а также исследование температурной доменной неустойчивости в тонких проводниках при пропускании по ним электрического тока.

Цель диссертационной работы состояла в исследовании механизмов формирования вольт-амперных характеристик (БАХ)в структурах пониженной размерности. Вклад автора характеризуется следующими конкретными задачами:

- изучить явления, обусловливающие деградацию сверхпроводящих свойств пленарных систем ниже температуры топологического фазового' перехода;

- исследсвать роль нестационарных и неравновесных процессов, сопровождающих течение магнитного потока, в сверхпроводящих тонкопленочных образцах с краевыми неоднородностями,в реализации диссипативного токового состояния в этих средах;

- развить и теоретически обосновать метод зондирования различных ветвей спектра квазичастичных возбуждений в пленочных контактах с помощью многочастичного и неупругого туннельного эффекта.

Научная новизна. Обнаружено,что в тонких сверхпроводящих средах возможно наблюдение гелого ряда новых эффектов, связанных с диссипативккм характером протекания транспортного тока через образец. Так, установлено, что резистквное состояние планарных сверхпроводников неустойчиво относительно возмущения плотности вихрессй плазмы плоских флкжсоидов, температура топологического перехода является функцией скорости сверхтекучего переноса заряда, перемещение вихря в неоднородном температурном поле приводит к термоэлектрическому эффекту типа эффекта Тсмсона.

Впервые последовательно изучены процессы, формисувцие ЬАХ пле-

ночных образцов, резистивность которых связана с вязкостным течением собственных вихрей магнитного поля тока в "слабых" по току местах.

Построена теоретическая модель туннельных явлений, основанная на гамильтониане совокупности электронов перехода, взаимодействующих как между собой, так и с решеткой. Определены дополнительные к схеме Коэна, Фаликова, Филлипса операторы, структура которых помимо операторов рождения и уничтожения электронов по раэкьзе стороны барьера содержат также операторы других возбуждений (фононов, электронной плотности). Это позволило наряду с упругим каналом тун-нелирования, который обычно рассматривается для описания туннельных явлений между кристаллами,-определить существенно новые каналы -неупругий и "интерференционный". Разработан эффективный метод расчета ВАХ туннельных структур. Теоретические результаты для избыточных компонент туннельного тока, возникающих благодаря новым каналам, позволили объяснить многочисленные экспериментальные результаты.

При учете электростатического взаимодействия между избыточными плотностями заряда берегов контакта малых размеров вычислен термодинамический потенциал перехода как функция напряжения. Результат позволил проанализировать дифференциальную емкость системы при низких температурах, когда необходим учет дискретности■заряда.

Для исследования в режиме заданного напряжения нелинейных процессов в длинномерных тонких проводниках с током построен функционал (подобный функционалу в термодинамике), позволяющий находить наиболее устойчивые пространственно-неоднородные решения для температурного поля проводника.

Научное и практическое значение. Проблемы, которые рассмотрены в диссертации, затрагивают прежде всего наиболее глубокое свойство сверхпроводников - их способность пропускать электрический ток без сопротивления и важны для правильного понимания магнитодинакических процессов формирования ВАХ сверхпроводящих пленок. Ключевая роль в этой проблеме должна быть отведена специфическим механизмам производства подвижных вихревых образований термическими флуктуацкями в пленарных средах и краевыми дефектами в реальных широкопленочных образцах. Вывод о том, что течение магнитного потока существенно влияет на необратимые процессы теплспроизводства в неравновесных ситуациях представляет интерес для возможности оказывать влияние на динамику резистизного домена с целью генерации низкочастотных

\;лебаний электрического потенциала на образце конечных размеров.

Теоретические результаты для избыточных компонент туннельного возникающих благодаря дополнительным каналам туннелирсвания, "ззеолили объяснить некоторые экспериментальные данные по исследова-

нечетных частей проводимости контактов. Показана полезная для :.;аического материаловедения возможность восстановления особенностей б плотности состояний энергетических спектров электродов по Беду не.тинейностей ВАХ туннелпных структур. Кроме того,развитие физики токопроводяших переходов традиционно определяется потребностями электроники.

Апробация работы. Основные материалы диссертации докладывались ка Всесоюзных совещаниях по физике низких температур - НТ-17 (Донецк, 1972), НТ-18 (Киев, 1974), НТ-19 (Ыинск,1976), НТ-20 (Ыосква, 1979), НТ-23 (Таллин, 1984), НТ-24 (Тбилиси,1986), Всесоюзной конференции "Металлофизика сверхпроводников" (Киев, 1986), Всесоюзном семинаре "Резистивное состояние в сверхпроводниках и джозефсонов-схих переходах" (Черноголовка, 1987).

Структура диссертации. Диссертация состоит из введения, шее— ?и глав, заключения, приложений, библиографии. Работа изложена на 327 страницах машинописного текста, содержит 40 рисунков, в списке литературы' 273 источника.

По теме диссертации имеется 27 публикаций. Список основных работ приведен в конце автореферата. .

СОДЕРЖАНИЕ РАБОТа

Введение диссертации содержит общую характеристику работы, включающую актуальность, новизну, формулировку ее темы и цели, практическую ценность.

Глава I. Природа затухающих потоков, засяг.а в трехмерных образцах и системах пониженной размерности. Наши представления о динамическом диссипативном состоянии и структурах пониженной размерности существенно расширились за счет детальной информации, полученной благодаря применению новых более тонки экспериментальных методов исследования физических процессов, связанных с протеканием тока в них, а также в результате проведения уникглоных теоретических расчетов. Сюда можно отнести значительные успехи в разработке концепции упорядоченного состояния в планарных системах при отлич-. ных от нуля температурах, выявления роли диссипатиЕНОго движения

квантованных вихрей в формировании ВАХ образцов, создание точной термометрии низких температур, прецизионного измерения тока и т.д. В главе суммированы известные представления о возникновении резис-тивного состояния в пленочных сверхпроводниках, когда внешнее магнитное поле отсутствует и электрические явления связаны непосредственно с транспортным током и магнитным полем этого тока.

В трехмерных объектах в результате когерентности фазы среднее по объему значение параметра порядка <^Л> отлично от нуля и частицы конденсата могут удерживаться в состоянии длительного однородного движения. Для плоских же и одномерных систем длинноволновые поперечные флуктуации параметра порядка (длинноволновые флуктуации фазы V ) в заданной точке неограниченно растут с увеличением размеров систем и разрушают дальний порядок при всех ТД}. Физически это соответствует тому, что точкой фазового превращения в них является начало отсчета, Т=0. Однако эксперименты, проводимые на тонких пленках с толщиной с, показывают наличие очень слабо затухающих токов. Как оказывается, подобное состояние в плоских системах при ТУО связано с указанными выше длинноволновыми флуктуациями фазы. Именно, в результате локальной температурной флуктуации становится вероятным такой сдвиг фазы параметра порядка, что эта область будет местом образования вихр&ЕОЙ молекулы с нулевой общей завихренностью. Фазовый переход (переход Березинакого-Костерлица- Тау-лесса) при этом интерпретируется как переход в газе вихревых пар вихрь-антивихрь в момент, когда они диссоциируют, образуя плазму подвижных флюксоидов. В теории температура диссоциации молекул Т^, находится при подсчете среднеквадратичного размера пары </? > из ■условия, что при Т=Т2д <£2>-* <*> . Выше точки перехода Т^ "освободившиеся" флуктувционные образования обусловливают вязкостный отклик току.

Дается исчерпывающее физическое содержание основ феноменологической теории вязкостного процесса, сопровождающего поступательное движение флюксоидов. При этом для щелевого сверхпроводника в модели, в которой остов вихревой нити представляется областью нормальной фазы, изучено электрическое поле как вдали от центра движущейся нити, так и в области кора. Сшивка получившихся выражений определила распределение £ в щелевой ситуации, что позволило оценить вклад в диссипацию энергии, связанный с протеканием тока е сСл-зсту. существования. Оказалось, что джоуле вы потери на единице дл/^и в>г/.-ря ъГ/(( С. - глубина проникновения поля, С,» } г-"'- ^нк,-

•^стсетствугацего количества рассеиваемой энергии нормальными токами з бес^елевсы сверхпроводнике. Поэтому для щелевой сверхпроводимости -.^противление течению потока будет определяться в основном механизмом, связанны/» с релаксацией параметра порядка Л .

Диссипативныо потери в квазидвумерных системах связаны с вязкостным движением вихревых возбуждений, зарождающимися при порого-зом значении тока на боковых поверхностях образцов. Правда такое утверждение относится только к плегкам шириной«/» Л3 ,А Об-

разцы з виде узких полосок <" ) хотя и испытывают переход в реэистивное состояние, сосуществование сверхпроводимости и электрического поля в них обеспечивается наличием в образце ЦПФ-точек, в которых параметр порядка обращается в нуль, а его фаза испытывает скачок на величину, кратную 2 77 .

Динамическое поведение вихрей в широких пленках с идеальными границами при токах, превышающих критическое значение ^ , соответствует ситуации, когда момент проникновения нитей с одной стороны края" пленки (по всей ее длине) сопровождается зарождением вихрей тока противоположного знака с другой. Под действием транспортного тока вихревые образования будут двигаться к центру пленки со скоростью и там аннигилироэать. Однако реальные пленки характеризуются наличием многочисленных краевых нгоднородностеЯ. Ясно, что они модулируют от точки к точке величину потенциального барье- " ра Вина-Ливингстона и служат источниками собственных вихрей тока. Б результате проникновение магнитного потока б пленки должно носить неоднородный по длине образца характер с одновременны!,: формированием в местах проникноЕения_ локального состояния, характеризующегося наличием полей И и £ и, соответственно, выделением тепла. О такой резистивной области можно говорить как о тепло-электромагнитном домене (ТЭУД). Представление о Т2Щ необходимо связызать с пленочными" сверхпроводниками, относящимися к разряду мягких, т.е. к образцам с малым пиннингом.

Для описания явления разрушения сверхпроводящего состояния в реальных широких тонких пленках развит феноменологический подход. В этом подходе чгосри в области реоистивностк рассматриваются как совокупность большого числа одинаковых частиц, взаимодействующих между собой. Для каждой такой частицы записываются свои уравнения движения. При этом вводится понятие функции распределения микросостояний, записывается для нее уравнение временной эволюции и задача сводится к гидродинамическому приближении. Получены уравнения

для таких гидродинамических характеристик ансамбля вихрей, как плотность и непрерывная скорость течения магнитного потока. Показано, что существуют два различных класса явлений, определяющих поведение вихревых нитей в неизотермической ситуации, и, соответственно этим двум классам явлений может быть сопоставлена своя сила, действующая на флюксоид со стороны температурного поля. Обе эти силы определяются градиентом температуры, различны по сг-оей величине и противоположны по знаку. Один класс явлений отвечает случая, когда вихри, зарождаясь на нагретом крае образца, поглощают тепло и переносят его на охлажденную сторону, где, исчезая, вьделяют энергию. Подобные вихревые процессы связаны со способностью флюк-соидов переносить избыточную энтропию обусловливаются термодинамической силой - £ . Другой класс явлений связан с подстраи-ванием конфигурации нитей потока к неоднородному распределению температуры. Это обстоятельство иллюстрирует рис.1, на котором приведена зависимость энергии вихревой линии У.(х) (^(х)=£с(Т) + л К , где дК - энергия взаимодействия вихря с границами образца, £ = = (¿п (А/-!)- собственная энергия флюксоида;

здесь ф - квант магнитного потока; с изменением координаты х между боковыми поверхностями, ограничивающими образец в однородной (а) и неоднородной (б) ситуациях. Б последнем случае состояние сверхпроводника будет характеризоваться градиентом, плотности вихрей |%(х) , задаваемым динамической силой -7!/ и величиной стталкива-тельного взаимодействия между вихрями. Поэтому, когда вихри, генерируемые слабым местом пленки, разогреют прилегающую к нему область в направлении перпендикулярно току, под действием этой динамической силы, они начнут "сваливаться" в зону пониженного значения параметра порядка, локализуя тем самым область тепловыделения. Разовьется температурная неустойчивость. В этом случае проблема равновесия самоподогревающейся диссипативной и сверхпроводящей областей требует привлечения уравнения теплового баланса пленки.

• В общем, случае, когда сверхпроводник помещен б поле, превышающее первое критическое значение Нс2, нз основании результатов линейной термодинамики необратимых процессов получено, что при наличии неоднородности, происходящей от температуры, диссипативнся функция $ в уравнении теплопроводности наряду с джоулерым нагревом определяет дополнительное тепловвдгление, происходящее от градиента температуры и имеющее вид члсног!, определявши теневые эффекты в неоднородно нагретом нормальном прсЕ0дн::ке при ьаличкк

пнеикего магнитного поля. Исходя из выражения для 0 , определен коэффициент Томссна ^ , где 7Г - константа

лслла) сверхпроводника_в смешанном состоянии и дополнительное теп-лспроизводство ^Т) ^(Т Физический смысл появле-

ния л С1 заключается в следующем. При движении вихря на передней его границе сверхпроводящая фаза переходит в нормальную, а на задней стенке она восстанавливается. Поэтому движению вихря можно сопоставить источник тепла на переднем крае и сток на его задней границе. В изотермической ситуации мощность источника равна мощности стока. 11х можно определить как / . где £ = время, за которое вихрь проходит мимо фиксированной точки. В неравномерно нагретом сверхпроводнике мощность источника равна Тл * а мощность стока . Т.к. температуры переднего Т^ и заднего Т, фронта вихря отличаются незначительно, разность Тп -Т Д.. .выраженная через температуру и VТ в центре вихря, задает искомое теплопроизводство. В зависимости от рельефа температуры, а также направления вектора знак д может быть как положительным, так и отрицательным.

В этой главе, основываясь на модели кинетического разрушения куперовских пар, показано также, что для нитевидных сверхпроводников при рассыотрении криткчес.слгэ состояния ьСлизи верхнего критического поля .К £ необходим учет парамагнитного эффекта. Такой под-хсд дает возможность количественно описать максимальную токонесущую способность композитных сверхпроводников в магнитном поле.

Глава Л. Дисспгтатквное токовое состояние планасных сверхтгро-гсдниксе г учетом луктуапконнкх явлений. Лля плоских сверхпроводя-ту с 7 ;-сз: ихн-го-.ие региссирноетв при Т > "Г,^ обусловлено наличием неспасенных насей, плотность которых п -V ^ где определяет максимальный размер е^е не разорвавшихся пар (в теории Хостерлпца - аналог корреляционного радиуса). Ери этом ВАХ

имеет линейный характер, а сопротивление пленки описывается двумя подгоночными параметрами.

.Ниже !,<-. устойчивость двумерного сверхпотока заряда определяется энергетическим барьером, препятствующим образованию большого количества.подвижных вихрей различней полярности. Действительно, при наличии тока энергия диполя вихрь-антивихрь, ориентированного поперек направления скорости гК движения конденсата,определяется

выражегаем . £ =ге„'р+ ,

где- энергия, связанная с образованием пара екхпя, /? ;■>

т — масса электрона. Это соотношение задает ту минимальную работу, которую необходимо затратить на создание вихревой молекулы размера (I . Она имеет вид потенциального барьера с высотой

(Р

где значение . отвечает местоположению максимума функции £ (С). Поэтому в токовом состоянии казвдую точку двумерного счерхгроБздни-ка следует рассматривать как источник вихревых флуктуация различной полярности, ответственных за деградацию, сверхпроводящих свойств образца. Обильность этих источников определяется числом пар Г , проходящих в единицу времени на единице площади через размер А„ . Проявлением этого обстоятельства является резистивный характер протекания тока через образец без каких-либо пороговых эффектов. Ъ принципе в данном случае определение критического тока зависит от чувствительности того вольтметра, с помощью которого можно заметт-первые признаки напряжения на образце.

Чтобы полнее представить ход процесса диссоциации диполей, е том числе его скорость, необходимо кинетическое рассмотрение эволюции молекул из вихрей, поскольку имеется целая критическая область значений И вокруг граничного размера, флуктуационное развитие пар в которой может перебросить их обратно в докритическую область. Пары же, прошедшие эту область, будут поставщиками свободных Еихре".. Все эти процессы позволяет учесть соответствующее уравнение §окке-ра-Пданка для функции распределения <?(&) пар по их размерам, являющимися гиббсовскими зародышами при фазовом переходе первого рода. В модели невзаимодействующих между собой пар для темпа прстав-ки зародышей критического размера имее&

г м* ¿ь м. \

I =п.„ехр } ^ (1)

НА т).

где ¿с — плотность тока распаривания, «£ - коэффициент порядка единица, - коэффициент диффузии вихрей, 1с(*) - функция Бесселя от мнимого аргумента. Результат учитывает статистический характер зарождения пар под произвольными углами к направлению сверхто-та ] * '

Процесс установления равновесия в плазме свободных вихрей, .образующихся в-результате распада вихревых пар, описывается ураэненкя-

** ¿п- г

- Г - "У П П

Сít

лля плотностей п , гг флюксоидов различной полярности. Второй член правой части задает убьшь свободных флюксоидов благодаря их р^комбинации. Этот процесс сопровождается образованием пары вихрей ^ нулевой общей завгепзенностью. Коэффициент рекомбинации , вычисленный непосредственно по диаметру рекомбинации при столкнове-:-:;:и вихрей, - З^ /кТ .Б установившемся режиме темп разрыва пар равен темпу рекомбинации свободных вихрей, который согласно •.£) пропорционален квадрату плотно ;ти п - гь . Отсюда находим,"что плотность равновесной плазмы ±

= 2 [г(т, Л/?] (3)

Явная зависимость числа подвижных флюксоидов в низкотемпературной фазе от величины транспортного тока определяет неомическое поведение БАХ { V" л0 ) планарнм* сверхпроводников. Для температур ниже Т^ , исключая область непосредственно прилегающую кТг7), где нельзя обойтись без ренормгруппового анализа, обнаружено, „что^, еид нелинейности Ю повторяет известный ход зависимости

( 3 / 5С ) а (Т) (а (ти + ^"/2 кТ * - сопротивление пленки в нормальном состоянии в пересчете на квадрат( ее площади, - . ток распаривания) со множителем 2 ехр (а(т)) •

преде та вляэдиы собой комбинацию параметров пленки.

Система уравнений (1-3) привлечена для исследования устойчивости резистивного состояния пленки относительно малых возмущений плотности фишксоидов. Физическая предпосылка возникновения неустойчивости скрыта в чувствительности Г к плотности п.-п*-иъ~ . с увеличением п, эа счет наличия нормального кора понижается как реальная плотность конденсата (п,е- > ¿(п) -

функция, характеризующая изменение п% в зависимости от числа остовов п ), так и "я , и эффективный заряд вихря ,

>\ ). 5 результате вариация скорости генерации 'вихре бык флук-туаций за счет изменения плотности свободных вихрей ( 2 Г/%п ) оказывается противоположной по знаку вариации скорости убыли флюксоидов благодаря их рекомбинации.'Поэтому переход пленочного образца, из резистивного состояния в нормальное будет определяться уровнем ■ возмущений и б пленке. Допустим, что благодаря действию внутренних кли внешних факторов в пленке возрастает плотность п . Это приведет к снижению , т.е. начальные возмущения плотности вихревой плазмы зададут отличное от начального значение скоростей постав-

- 13 -

ки свободных вихрей. При плотностях тока

этот процесс может развиваться лавинообразно и привести к скачкам на вольт-амперных кривых двумерных сверхпроводников.

В соотношении (4) величина / является, решением у] ЗЕнения

1 " \ 57 о^.к~Т 2 индекс у и J £ означает, что они взяты при п - п -0 , величина з характеризует степень отклонения изменения п3 в зависимое':", от числа остовов вихрей от прямо пропорциональной зависимости.

Используя этот результат, нетрудно оценить значение тока неустойчивости при любой температуре. Вблизи Т^ при * = ~ II • Фоновое значение плотности плазмы вихрей, при котором будет происходить развитие малых возмущений, чг^^Ю .

Как уже указывалось в теории температура диссоциации молекул газа вихрей находится при подсчете среднеквадратичного размера пары из условия, что при Т«Т ^Я"">со ..При наличии же сверхтекучей скорости, как. ясно из сказанного выше, всегда есть пары, размеры которых в процессе роста пройдут черад критическое значение. Это, с одной стороны, приводит к размытию фазового перехода, а с другой- свидетельствует о том, что можно говорить лишь о существовании некоторой характерной точки Т,^ (%) (будем по-прежнему называть ее точкой перехода) на шкале температур, в которой может наблюдаться резкое изменение гь5 . Фаоовую диаграмму точка Т - скорость можно построить, исходя-из условия, что фазовый переход осуществляется тогда, когда с повышением температуры</?"> = = . Найдено, что по мере увеличения "¡^ эта точка сдвигается в сторону меньших значений температур при малых токах — я^ , а при больших - пропорционально.первой степени тК .

Подтверждением правильности развиваемых представлений служит расчет магнитного отклика на термоэлектрическое поле в тонких сверхпроводящих пленках ниже Т^ . Известно, что перекрестные градиент температуры и электрическое поле создают в пленарном сверхпроводнике выше Т,^ дисбаланс между числом свободных термически возбужденных вихрей и антивихреЯ и, как результат на масытабй, сраьккмсу. со средним расстоянием ме»ду вихрями, возникает намагниченность к ,

т * — 1*1 —

перпендикулярная к плоскости пленки. Поскольку выражение дам Ь .определяется плотностью плазмы свободных вихрей, ниже точки перехода термоэлектрический магнитный потек Ф(т) как функция температуры г-удег определяться величинами Г к . Полученная формула обнаруживает согласие с известными экспериментальными результатами по измерению Ф(т). Найдено, что ниже Т,^ Ф „как функция безразмер-. кой величины х = имеет вид Ф(х)~х £п х . где 9 - 3 -

- 2(Т-Т;-а)/(Тс - Тп) - критическая температура ЕШЛ)

Глава ц. Резистивные токовые состояния широких тонкогпгеночных сверхпроводников с краевыми дефектами. Роль неоднородности края пленочного сверхпроводника сводится к локальному понижению потенциального барьера для вхождения линий магнитного потока. В случае мягких сверхпроводящих материалов это приводит к ситуации, когда под действием тока "Зс(т) ( Ус - ток исчезновения барьера для проникновения вихря а идеальную шенну) сверхпроводимость нарушается локально за счет вхождения и последующего движения собственные вихрей тока. Существенно, что образовавшаяся резистквная область, несмотря на ввделение тепла в ней, будет находиться в равновесии со сверхпроводящей фазой остальной части образца. Математическое рассмотрение такой задачи соответствует совместному решении стационарного уравнения теплового баланса, записанного для пленки с В -образным источником тепла внутри нее и уравнения диффузионного типа для продольного электрического поля в'резистивной области. Условием, появления напряжения на образце является условие существования устойчивых решений уравнения, определяющего максимальное значение приведенной температуры - 1~Тт /Тс в центре Т5ЗД. Это уравнение при выполнении неравенства на параметры исследуемых образцов <<г ^ ( Ур - ток пкннинга) и на температуру £ = (±-Т /Т;)<г £ имеет вид

к(?е-г)

С5)

где со= i -Т0/7С ( Т0 — температура термостата), А — коэффициент теплоотдачи. Левая часть уравнения представляет собой локальный теплоотвод, правая - локальное теплопроизводство.

Для исследования решений уравнения (5) использован графический способ (см.рис.2). Б самом общем случае имеем три точки пересечения прямой теплоотзодз и кривой теплопроизводства , У). Е режиме с заданным током решение, отвечающее среднему из трех: значений приведенной температуры, неустойчиво относительно малых воз-

мущений Т. Действительно, если каким-^либо образом реализовалась ситуация со значением "с - Тг , то флуктуация ДТ>0 привела бы превышению теплоотдачи над тепловыделением и система "скатилась" бы в распределение, задаваемое ^ . При АХ <0 в образце обязательным образом установится состояние с Т в центре домена.

В зависимости от температуры термостата и токов БАХ одного V, того же образца будут существенно различаться мекду собой. Так, в области < г (момент У-Т0 характеризует собой начало Фст.-мирования диссипативного участка ВАХ; ^ соответствует ситуации, когда прямая теплоотвода и кривая ^J имеют в точке пересечения общую касательную) напряжение на пленке будет возрастать постепенно. При У- на ВАХ должен наблюдаться скачок напряжения, поскольку в этот момент резко изменяется область, занимаемая тепловым доменом - в центре домена устанавливается значение 2 = > Т . Дальнейшее увеличение тока от У- приведет к постепенному росту гс„ , т.е. размера домена.

Одноступенчатый характер прямого хода нарушается при токах УУ2р" У 2/2 . Эта граничная величина соответствует моменту прохождения точки перегиба кривой теплоЕвделения , У) в верхнюю полуплоскость. Поведение функции ^(ъ^) при гарантирует две ступеньки напряжения, причем первую из них непосредственно в момент формирования ВАХ. Действительно, согласно рис.26, температурная неустойчивость впервые проявит себя при токе, когда и^'с.-г) будут пересекаться в точке % .

При малых /с„ и больших токах в центре резистивной области может образоваться нормальная прослойка ( Т А Тс , рис.2в).

Необходимо отметить, что для вида ВАХ важен также обмен энергией образца с подложкой и хладагентом. Эта. зависимость будет проявляться, если образцы напылять как на микропокровные стекла, так и на монокристалл синтетического сапфира, и если ВАХ получать с образцов, находящихся в газообразном или жидком гелии. При усилении обмена энергией с окружающей средой с понижением температуры ВАХ будут изменяться от сильно нелинейного вида к кусочно-непрерывному.

Все типы ВАХ нашли- свое отражение в эксперименте по изучении резистивных состояний пленочных образцов,сопровождающих-лекальное разрушение сверхпроводимости в "слабом" по току месте.

При исследовании ВАХ сверхпроводящих каналов на резиотиьнсм участке еще в 1968 г. была обнаружена генерация эдектремзгнитыыг

:^ний. Объяснение экспериментальных результатов нашло в модели, -:гласно которой вдоль образцов устанавливается структура фазового узсслоения с чередованием квазинормальных (ЦПФ) и сверхпроводящих властей. При некото]5ых токах эта структура может оказаться дйна-\:;:ческой, что должно привести к наблюдаемым колебаниям электричес-.<:го потенциала на образце конечной длины. Экспериментально наблюдается узкополосная и широкополосная генерация. Первый вид колебаний может быть сопостаапен с регулярным движением периодической структуры ЦП£, второй - с апериодическими процессами, связанными со взаимодействием ЦПФ со стопорами в образце.

Генерацию электрических колебаний можно наблюдать и в пленочных образцах с ТЬ'.Д, инициированными преднамеренно в однородных пленках тепловыми импульсами, следующими через определенные промежутки времени. Б этом случае магнитодинамическое происхождение ТсЬЩ будет обязано собственньа: вихрям тока, превышающего £ в месте расположения нагревателя, а их движение может быть обеспечено термоэлектрическим эффектом. Для комбинированных сверхпроводников термоэлектрическая константа, определяющая эффект Томсона,задается нормальной матрицей, а для сверхпроводника в смешанном состоянии -константой Холла и 5у, • Кроме того, представление о переносе вихрями избыточной энтропии позволяет рассматривать новый механизм, ответственный за динамический режим И31.Д,- механизм, связанный с увлечением движущейся вихревой структурой устойчивых температурных доменов в анизотропных пленочных сверхпроводниках. Б образце с сильной анизотропией тока пиннинга (^ г¿Jpк ) устойчивость ТЫЩ можно поддерживать составляющей тока ¿к , а движение вихрей вдоль оси X задавать поперечной составляющей ^ . В общем случае скорость домена представляется в виде суммы ..

ф 61 *(тит

двух слагаемых, отвечающих соответственно учету тепла Томсона и дополнительному тепловыделению д в ( £(т) _ некоторая функция температуры). Экспериментально разделить скорости и можно изменением направления магнитного поля €н на противоположное. Вклады и становятся одного порядка при V ¿< -1- • Сле-

довательно, движением Т31.Д б сверхпроводнике, находящемся в смешанном состоянии, эффективнее управлять составляющей тока } . При этом дополнительным фактором, регулирующим частоту колебаний элект-

рического потенциала на образце конечной длины, вызываемых динамической структурой чередующихся ТЭЗД, может являться и плотность вихревой решетки,входящая в определение jy .

Когда тепловой домен, образованный в однородной части пленки в результате внешнего нагрева встречает при своем поступательном движении неоднородность, он может локализоваться на ней. С целью изучения, каким образом дополнительное тепловыделение на неоднородности, стабилизирующее РД и термоэлектрические эффекты, препятстЕую-щие локализации, будут конкурировать друг с другом и каким образом это скажется на положении хв центра домена относительно места расположения неоднородности при полной потере скорости, получено уравнение, определяющее скорость РД. Исходным является нестационарное уравнение теплопроводности для усредненной по поперечному сечению температуры Т(х, i} с дополнительным слагаемым л Г (х,Т), под которым понимается функция, характеризующая избыточное тепловцде-ление (дР>0 ) или избыточную теплоотдачу ( л Г <0 ) в области неоднородности. Учет этого члена приводит к соотношению.

XB = %-f лГ(х1) £ dK , г K-dT/olx . (6)

где второе слагаемое обусловлено силой, действующей на домен, когда он приближается к неоднородности ( К - теплопроводность). Если возбуждение домена происходит слева от места расположения дефекта пленки, то, налетая на неоднородность своим передним фронтом, на котором &к<0 , при &Р>0 ■ ИЛД должен увеличивать свою скорость. С момента прохождения центра над неоднородностью вклад, второго слагаемого в (6) изменяет знак (задний фронт границы раздела резистивной и сверхпроводящей фаз характеризуется S > О ) и содействует локализации домена. Условию остановки температурного всплеска соответствует уравнение Х0 = 0.

Представляя д f~ ¡(¿'¿р)Р через параметр Ге - отдаление тепловыделения на неоднородности к тепловыделению зо всем домене,-обнаружено, что в комбинированных сверхпроводниках зацепление РД в виде области течения квантованных вихрей будет происходить прл некотором пороговом значении транспортного тока. Если же возбужденный ГокЦ состоит из двух областей - нормальной и резистивной (область больших токов)то такой домен локализуется на очень незначительных неоднородностях ( Q <<i).

При хорошем теплоотводе и больших транспортных токах движущаяся строчка в районе Т,..,^, которую uozv.o трактовать как бегущую

волну потока (ВВП), может трансформироваться в линию стоячей волны потока (СВП), характеризующуюся осцилляциями магнитного поля с переменой знака в пучностях СВП. Модель такой трансформации базируется на двух, представлениях - представлении о переносе энтропии ¿у, нормальной сердцевиной движущегося вихря и представлении о критическом размере флуктуационной пары вихрь-антивихрь. Поскольку плотность энтропии в коре вихря выше, чем в окружающей сверхпроводящей фазе, движению вихря необходимо сопоставить перенос тепла ,

Зто тепло выделится при аннигиляции. Температура Тт в месте аннигиляции может при этом повыситься до значения, определяющего возможность зарождения новой пары вихрь-антивихрь. Эта пара будет ориентирована поперек тока и задает вихри противоположной полярности, двигающиеся навстречу флюксоидам, преодолевшим краевой энергетический барьер. Если при каждом акте аннигиляции будет происходить рождение новой пары, то произойдет образование СВП. Реализация СВП будет облегчена, если время релаксации температуры Тт к свое!^ равновесному значению превосходило время аннигиляции вихрей . Это требование накладывает ограничение на скорость движения вихря снизу. Именно, чтобы время Т было меньше ■ , вихревым образованиям необходимо двигаться со скоростью ~ Ю^см/с. Если принять критический размер вновь рожденной пары равным 2 ^(тт ) , минимальное значение плотности тока, при котором ВВП может трансформироваться в СВП оценивается как £ ~ 10 « На ВАК процессу транс, формации ВВП в СВП должен соответствовать скачок напряжения. Это связано с тем, что переходный процесс, сопровождающийся скачком магнитного потока, развивается быстро.

Согласно развиваемым представлениям режим СВП может возникать как этап развития резистивности в широких сверхпроводящих пленках, промежуточный между режимом течения'потока и нормальным состоянием. Модель СВП позволяет объяснить такие экспериментальные факты, как величину избыточного сверхтока линейного участка ВАХ, следующего за скачком напряжения, и отсутствие движения потока в резистивной области.

Глава 1У. Диссготативное протекание тока в туннельных пленочных структурах. Исследованию токового состояния в туннельной структуре с точки зрения появления на ВАХ контактов внутренних микроскопических взаимодействий посвящена эта глава Диссертации. С этой целью модельная схема расчета туннельного тока, предложенная Коэном, Фа-ликовым и £иллипсом, обобщена на случай основного гамильтониана со-

- 19 -

вокупности электронов проводимости перехода. Каждое конкретное взаимодействие электронов с элементарными возбуждениями определило дополнительный к обычному туннельному гамильтониану И^ НТо + Ит(т , оператор НТ1=НТ£+ , структура которых помимо операторов рождения: и уничтожения; электронов по разные стороны барьера содержит также оператор другого возбуждения. Выражение для тока в таком случае задается упругими, чисто неупругими процессами туннелирования (эти механизмы приводят соответственно к токам Уаа и ) и "интерференционным" каналом- туннелирования (вклад ). Иллюстрацией упругого Сс сохранением энергии) туннелироеяния может служить гра-

-1 , где р — линия функции Грина» налетащего на

барьер, ^ - прошедвего сквозь нега. Таг факт, что химический потенциал: левого электрода смещен относительно правого, определен пунктирной линией, исходящей из туннельной вершины, обозначенной кружком и означающей матричный элементТ-- теории Казна к др.. Если на .графике линиям приписывать функции Грина невзаимодействующих электронов, упругий процесс определит лишь одночастичный вклад Уа -Чтобы получить более детальную структуру ВАХ упругого ганала туннелирования, нулевке функции Грина должны быть заменены на полные. Б этом случае .У = ♦ д Уоо , где в нижайшем порядке по константе взаимодействия электронов с возбуждениями собственно-энергетический вклад дЗ^д возникает как следствие испускания к поглощения возбуждения внутри электрода. Диаграмма ртсго вклада в указанной приближении изображается как р Г —, где волнистой лини:« со—

р р-Р "О

поставляется (ситуация, когда злектрон-фононкое взаимодействие можно учитывать лишь б одной гз материалов перехода) +■ функция Грина фанснов С к - волновой вектор фансна). Интерференционный канал туннелирования соответствует включении собственно-энергетических фрагментов между двумя нетождественными точками: р г ^ ^

Здесь заштрихо ванный кружок означает новый матричный элемент .

Б кеупругом канале Р—-—за счет передачи части энергия

' возбуждениям в прибарьернам слое для электрона появляется дополнительная возможность просочиться в область другого электрода без сохранения энергии.

Сказалось, интерференпяснный кегапжзг.г тукнелираваниг потеодит

к избыточному току порядка, вкладу в ток за счет собственно-энергетических эффектов. Причем поведение этих избыточных вкладов во многом аналогично: тот и другой токи исчезают в случае симметричного контакта, их первые производные и соответственно) являются нечетными функциями напряжения. Таким образом, исследованием четной и нечетной частей дифференциальной проводимости контакта можно разделить только эффекты, связанные с чисто неупругим рассеянием туннелирующих электронов,и суммарный эффект от интерференционного и многочастичного упругого эуннелирования. Поэтому, чтобы извлечь правильную информацию об энергетическом спектре коллективных возбуждений одного из электродов, необходимо нечетные части туннельных кривых интерпретировать по теоретическим результатам для дог' + (У3 ,

оо ¿0

где (5^ - проводимость контакта без учета взаимодействий в системе, - энергия Ферми, об ~30% волна над £ означает, что плотность состояний, которая входит в определение собственно-энергетической части 2! , в интерференционном канале модулируются некоторой функцией частоты ^ (и>) , е - заряд электрона.

Вклад отрицательный, что объясняется тем, что энергия

электронного возбуждения в реальной структуре определяется уравнением ы-£. - йе 2 = 0. Поэтому туннелирующие электроны имеют меньший импульс (когда /?е2>0 ),чем "голые" частицы той же энергии, в результате чего вероятность их перехода понижается. Интерференционный вклад противоположен по знаку д , что отражает тот простой физический факт, что электрон при туннелировании не может без изменения протащить за собой облако поляризации, которое формируется вокруг него при движении в глубине электрода. Степень "раздевания" характеризует функция •

Для симметричных контактов или близких к симметричным из-за компенсации Д.6^ вкладом <5^0 главный вклад в немонотонную часть зависимости ^(е!?) будут давать чисто неупругие процессы. Для асимметричных переходов с*и легко выделяется из экспериментальных данных, поскольку б^ является четной функцией-напряжения.

Первоначально неупругий туннельный эффект наблюдался в полупроводниковых туннельных диодах, затем был обнаружен в контактах между металлами. После того, как на ВАХ перехода были обнаружены

пики, связанные с рессеянием туннелирутацих электронов на примесях в диэлектрической прослойке, появились многочисленные экспериментальные работы,'в которых туннельный эффект использовался в качестве источника информации об энергетическом спектре вещества, внедренного в барьер. Феноменологический расчет тока для таких процессов был сделан Скалапино и Маркусом.

Выражение для неупругого вклада б^ , возникающего за счет возбуждения фононов электродов гуерехода вблизи нуля температур:

г °

имеет порядок rX~<¿i ( - энергия Дебая) и определяет-

ся весовой функцией %.(<*-') • На производной от четной части проводимости будут проявляться максимумы, отражающие поведение фононной плотности состояний $(<*>) . В некоторых случаях можно получить достаточно подробную информацию из эксперимента, не исследуя функцию . (и) . Так, при внедрении примесей в матрицу основного кристалла •электрода, когда образуются локальные или квазилокальные колебания, удалось получить выражение для неупругого вклада через известную из эксперимента ВАХ контакта без примесей. При этом по форме всплеска производной /d(гI?) , обусловленного деформированным спектром основной матрицы примесью, можно восстановить знак заряда примеси относительно иона решетки.

Дополнительный какал туннелировакия с участием плззмоков также приводит к изломам на ВАХ контакте. Эти изломы наблюдаются при напряжениях v ■ вблизи особенностей плотности состояний коллективных возбуждений и наиболее ярко в виде всплеска выражены на второй производной зависимости vip) . Условием, при котором особенности могут проявиться нэ ВАХ перехода, образованного металлическими электродами, являются большие напряжения. Поскольку частота плазменных волн полупроводника значительно меньше высокочастотных плазменных .колебаний проводников, поэтому расчеты приведены для контактов металл-диэлектрик-полупроводник.

Для перехода, один из электродов которого находится э сверхпроводящей состоянии, мчогочастичкые эффекты частично учтены п известной работе Скалапино, ирифферз, Уилккнса. При определении аналитического зыражения одночастичного туннелирования они учитывали,что эффективная плотность состояний электронов М (uJ) аномальных сверхпроводников эыражтется через параметр энергетической щели

-22Л (oj) . Проводимость контакта в такой приближении пропорциональна /J7(ui). Б результате сопоставление теоретических и экспериментальных результатов для проводимости используется для получения информации о фьнонной плоскости состояний сверхпроводников с сильным злекгрон-фононным взаимодействием. Некой метод дает точность порядка . Последовательный учет многочастичных эффектов на , БАХ перехода аномальный сверхпроводник-диэлектрик-нормальный металл дает, что помимо простой перенормировки характерные изгибы кривой A/T(eff) , возникающие в окрестности особенностей фононного спектра, модулирующие пиками, связанными с A(ul) и - фактора перенормировки.

В этой главе изучено также влияние фшукзуаций заряда в системе малых металлических тел, образующих обычную емкость (частота перескоков фе^ми-частиц через оксидный слой меньше кулоновской энергии /2 Сс , возникающей при изменении числа электронов . в обкладке на единицу; Са— геометрическая емкость контакта, на электроемкость С системы, когда она подключается к источнику тока. С этой целью вычислена большая статсумма Z ансамбля металлических тел при учете электростатического взаимодействия между ними, определен средний заряд и показано, что при низких температурах дифференциальная емкость 'тел, контактирующих друг с другом на малой площади, осциллирует или имеет резонансный характер. Специфика поведения С(Т/~) задается отношением £х к температуре.

Глава У. Диссипативные пространственнее структуры нормального проводника с током. Особого типа нелинейные процессы могут происходить в длинномерных тонких проводниках лри пропускании по ним тока, приводящие я неустойчивости пространственно-однородного распределения удельного сопротивления вследствие реализации пространственно-неоднородных решений для температурного пози проводника. Условие реализации дополнительных (осциллирующих с расстоянием) решений состоит,з характере зависимости теплофизичепких характерно-, тик вещества и коэффициента теплоотдачи от температуры. Ери этом период структуры теплового поля проволоки является функцией напряжения. Б "тепловой области", т.е. в области, где сопротивление металлов линейно зависит от температуры, вдоль всей .длины образца устанавливается единое значение температуры.

Уравнения, описывающие нехинйнке процессы, ойюшо дает множество ршениЕ. Разумеется, не ses они будут обладать устойчи-

востью. Если требуется такие решения ввделить и найти наиболее устойчивые, необходимо решить самостоятельную задачу с использованием нестационарного уравнения. Вместо этого для анализа доменных, состояний металлического проводника построены функционалы ^ и ср (наподобие функционала в термодинамике), удовлетворяющие требованиям минимальности на однородных (^ ) и неоднородных решениях (ф^ ). При этом устойчивость осциллирующего температурного поля исследуется аналитически с помощью вычисления в модельной ситуации этих функционалов и их последующего сравнения. Представляются важными следоющие аспекты проведенного вычисления. Правде всего необходимо, чтобы в районе температуры ванны Т0 удельное сопротивление образца изменялось нелинейным образом с увеличением температуры, а характерная длина изменения температуры Ат превосходила диаметр образца и была бы меньве длины стержня. Поскольку периодическая структура существенным образом задается функцией УУ(Т), определяющей условия теплообмена образца с окружающей средой, нами рассмотрен случай, когда график произведения кУ/ от температуры изображается прямой линией. Последнее удобно с чисто математической точки зрения. Любое отклонение от линейного хода скажется на соотношении между максимальным и минимальным значениями температур осциллирующего теплового поля.

лнализируя результаты вычисления потенциалов ) и Ф (Б) как функцию приложенного поля £ , установлена картина возникновения и исчезновения решений для поля Т(х) (X - ось вдоль образца) з ходе увеличения на образце напряжений. Наибольшее число возможных периодов осцилляции определяется отношением длины стержня к

I лав а 5 а. Роль гопеггхнзети в фсп.гироеании структуры смешанного состояния з_огса.чиченньдс езерхпрозедниках. вблизи огра-!-:кч=ннок образце взаимодействие вихрей происходит не только через сьерхпрозсдних, но и через пустое пространство, что обеспечивает более медленное, чем в толще образца, спадание энергии отталкива-тельного взаимодействия вихрей с расстоянием, лнализируется влияние такого дальнодействия на вихревую решетку, возникающую в сверхпроводнике в форме вытянутого стержня, находящегося во внешнем мзгнитном поле, параллельном оси образца (ось 2 ). Качественная картина распределения вихрей по сечению и толщине сверхпроводника получена в модели прямолинейных нитей. Б указанной модели задача оказывается аналогична задаче о распределении заряда на проводящей

поверхности в форме круга. Выведено соотношение для свободной энергии Г ограниченного сверхпроводника в виде интеграла по объему образца от функции, определенной через плотность тока вокруг зихревой нити. Далее, на основе уравнения линейной электродинамики Лондоков в модификации Де Жена, учитывающей вихрь в образце, с привлечением граничных условий рассчитано распределение тока одиночного вихря. Б координатном пространстве решение ^т, х) - ¿-„(х)-* + д^ (ч^) содержит поправку д ¿(ъ, г) , описывающее искажение в распределении кольцевого тока вихревой нити в слое ~ Л вблизи поверхности сверхпроводника. Здесь ¿о,^) - распределение плотности тока нити, проникающей в бесконечный образец.

Учет этой поправки приводит к избыточному вкладу в свободную энергию, который описывает изменение Г за счет дальнодействующе-го взаимодействия нитей через пространство снаружи образца.

В модели прямолинейных нитей варьирование Р по в определило уравнение, связывающее между собой термодинамическое поле И и индукцию & . Решение полученного уравнения позволяет сделать вывод о том, что вблизи нижнего критического поля в ограниченном сверхпроводнике реализуется состояние с неоднородным распределением индукции. При этом полевая зависимость начальной индукции меняется по линейному закону, в результате чего наклон теоретической кривой намагничивания при нижнем критическом поле будет конечен и определяться параметрами, характеризующими геометрию сверхпроводника.

Таким образом, предположение о неискривленной нити приводит к состоянию с градиентом в функции распределения вихрей по сечению образца. Это означает, что средняя плотность индукции, имея только 2 компоненту, будет функцией расстояния Т . Но тогда, согласно уравнениям Максвелла, за счет радиального изменения Ь3 (*£) должны возникать замкнутые круговые токи вокруг оси цилиндра. Отсюда ясно, что на остовы нитей будет действовать сила Лоренца, стремящаяся перераспределить вихри таким образом, чтобы результирующие токи исчезли. Внутри образца этому процессу ничто не препятствует. Поэтому следует ожидать, что в толще цилиндра картина заполнения нитями сечения будет обычной. В областях, прилегающих .к основаниям цилиндра, определяющим является дальнодействующее расталкивание концов вихревых нитей, стабилизирующее неоднородное распределение. В связи с этик вблизи оснований цилиндра, кроме составляющей индукции вдоль поля должна появиться радиальная составляющая. В этом

случае можно удовлетворить условию равновесия ~1с1 В - О на любом сечгни;и

ССЬОЕНиЕ РЕЗУЛЬТАТУ РАБОТЫ

Главные результаты и еыбоды диссертации суммируются в вид? следующих положений, которые выносятся на защиту:

1. Е стационарном случае, отвечающем непрерывно происходящему процессу фазового перехода Березинского-Костерлица-Таулесса, рассчитан темп поставки Г свободных плоских флюксоидов, отвечающих за деградацию сверхпроводящих свойств система. Зависимость скорости Г от ^ определяет неомическое поведение ВАХ пленарных сверхпроводников, а ее чувствительность к плотности к вихревой "плазмы"-новый тип токовой неустойчивости - неустойчивость резиетивного состояния системы относительно возмущения п в пленке. Найдено пороговое значение тока, при котором система теряет устойчивость и оценено равновесное значение плотности Л0 , на фоне которого развивается неустойчивость.

2. Б случае щелевого сверхпроводника в модели, в которой остов вихревой нити предстааляется трубкой нормальной фазы, рассчитано распределение электрического поля вокруг движущейся нити при температурах, близких к температуре фазоЕого перехода. Оценен вклад

в диссипацию энергии, связанный о протеканием тока в области существования. Он значительно меньше соответствующего вклада для сверхпроводника с парамагнитными примесями (бесцелевая ситуация). Поэтому для щелевой сверхпроводимости основным механизмом диссипации (даже если не учитывать неравновесность функции распределения нормальных возбуждений в коре вихря) является механизм, связанный с релаксацией параметра порядка.

3. Развита теория магнитодкнамичеокого механизмэ формирования 5;¿ч широких сверхпроводящих пленок с краевыми технологическими неодкородностями, локально понижающими барьер для проникновения собственных вихрей магнитного поля тока. Еыведены уравнения вткре-динамики неравновесных процессов течения потока в резистиБНых доменах. Показано, что

- неоднородное температурное поле, установившееся вдоль сверхпроводника, оказывает на магнитную структур}' двойное действие: перегруппировывает вихри в соответствии с потенциалом поля (Еажную роль э этом процессе играет учет энергии взаимодействия вихрей с

границами образцов) и перемещает их от горячего конца к холодному;

- движение вихревой структуры в неоднородном температурном поле приводит к необратимым процессам, которые в диссипативной функции задают дополнительное (к джоулеву) тепловыделение. Это тепловыделение записано в виде слагаемых, определяющих тепловые эффекты Томсона в неоднородно нагретом нормальном проводнике с током при 'наличии внешнего магнитного поля;

- различные гистерезисные типы ВАХ, наблюдаемые экспериментально для широких тонкопленочных образцов, связаны с реализацией локального диссипативного состояния, сопровождающейся развитием температурных неустойчивостей в областях течения потока;

4. Предложена и проанализирована модель увлечения термоэлектрического домена движущейся-вихревой структурой. Показано, что в анизотропных по току сверхпроводниках факторами, эффективно регулирующими динамику ТЗЩ при наличии внешнего магнитного поля, выступают перпендикулярная направлению движения домена составляющая транспортного тока и плотность вихревой решетки. Изучены условия стабилизации доменов на неоднородностях, которые они встречают при своем перемещении вдоль образца.

5. Развит и теоретически обоснован метод зондирования различных квазичастичных возбуждений в электродах туннельных контактов. Этот метод построен на анализе различных (собственно-энергетических, интерференционных, неупругкх) вкладов в туннельный ток в случае взаимодействия туннелирующих ферми-частиц как между собой, так и бозе-возбуждениями и позволяет с помощью ВАХ контактов находить особенности функции плотности фононных состояний, извлекать информацию о локальных и квазилокальных уровнях примесных атомов, о заряде примеси относительно заряда ионов основной матрицы электродов, об особенностях спектра плазмонов. Для осуществления этой программы

а) обычная модельная схема расчета туннельного тока модифицирована на случай различных взаимодействий туннелирующих ферми-частиц с квазичастицами перехода, найдены добавки к туннельному гамильтониану, которые помимо операторов рождения и уничтожения электронов по разные стороны барьера содержат также операторы других возбуждений;

б) получены аналитические выражения для зависимостей в случае, когда электроны в процессе туннелирования сбрасывают "шубу" из квазичастиц, реализуя дополнительные каналы просачивания через

барьер. Вычислены нечетные и четные вклады в проводимость перехода, обусловливающие тонкую структуру ВАХ контактов. Соответствующие теоретические расчеты проведены как для нормальных переходов, так и для контактов, одна из обкладок которых находится в сверхпроводящем состоянии.

6. Если частота перескоков ферми-частиц из одного электрода в другой меньше кулоновсксй энергии /2 С0, возникающей при изменении числа электронов в электроде на единицу, дифференциальная емкость системы двух малых проводников с изменением напряжения осциллирует ( £ <сТ) или на фоне постоянных составляющих имеет особенности резонансного типа (£ >"г).

7. Исследована стационарная задача теплопроводности ограниченного металлического проводника с током. Показано, что учет конечных размеров образца расширяет класс устойчивых решений такой задачи. Условие реализации дополнительных (осциллирующих с расстоянием) решений состоит в нелинейном характере зависимости теплофизи-.ческих характеристик вещества от температуры. Для анализа доменных

. состояний построены и рассчитаны функционалы с£> (наподобие

функционала в термодинамике), удовлетворяющие требованиям минимальности на однородных ( ) к неоднородных ( ) решениях.

8. Рассчитано распределение тока одиночного вихря в ограниченном сверхпрсзсднике, найдгна поправка 2), описывающая искажение в распределении кольцевого тока нити в слое ~~ 2 вблизи поверхности образца.

9. На основании теоретического выражения для свободно" энергии вихрей, учитывающего дальнодействующий характер взаимодействия вихрей через пустое пространство снаружи образца. Проанализирована роль поверхности в формировании структуры смешанного состояния в ограниченных сверхпроводниках.

Сделан выезд о том, что вблизи ижпего критического поля в цилиндрическом сверхпроводнике реализуется состояние с неоднородным распределением индукции. При этом полевая зависимость начальной индукции меняется по линейному закону, з результате чего наклон теоретической кривей намагничивания при нижнем критическом поле будет конечен.

Совокупность этих положений и выводов достаточно широко представляет одно из основных направлений физики низких температур -исследование дисскпатианих токовых состояний, неразнсзесных к нестационарных сзойсть низ:сор2з:.:ерн1Я систем.

Основное содержание диссертации отражено в следующих публикациях:

1. Иванченко D.M..Медведев Ю.В. Возбуждение колебаний плотности носителей' заряда в туннельном контакте // ЮТФ.-1973.-64.!К!.-С.1023~ 1032.

2. Иванченко Ю.Ы..Медведев Ю.В.Влияние колебаний решетки на туннель' ный ток в нормальных металлах//ШЭ1Ф.-1972.-63,И(7) .-С.270-276.

3. Иванченко Ю.М..Кочергин £.В..Медведев Ю.В. Влияние примесей на электронное туннелирование // ФТТ.-1973.-15,15б.-С.1034-1041.

4. Иванченко Ю.М.,Медведев Ю.В..Ксчергнн Е.В. Туннелирование с участием фононов // Ф ТТ.-1974.-16, !,-10.-С. 2396-2398.

5. Иванченко Ю.К..Медведев Ю.В. Решение уравнения для параметра энергетической щели в сверхпроводниках // ФТТ.-1974.-16.Ш. -С. 2457-2459.

6. Иванченко Ю.М., Медведев D.E. Генерация плазменных колебаний в туннельном контакте // Радиотехника и электроника.-1974.-19,№6.-C.I269-I273.

7. Иванченко Ю.М., Кочергин Е.В., Медведев Ю.В. Неупругое туннелирование носителей тока в S - i-ггконтактах //УФЖ.-1974.-19,№9.-С.I496-1503.

8. Белоголовский Ы.А., Иванченко Ю.1и. Медведев Ю.В. Проявление эффектов олектрон-фононного взаимодействия на туннельных кривых нормальных контактов // Письма в КЭ'ХФ.-1975.-21,№12.-С.701-V04.

9. Белоголовский Ы.А., Иванченко Ю.М..Медведев Ю.В. Многочасткчные эффекты туннелирования в твердых телах // ФТТ.-1975.-17,!Я0. -С.2907-2914.

10. Иванченко Ю.М., Медведев Ю.В. Спектроскопия квазичастичных возбуждений s нормальных контактах с помощью многочастичного и неупругого туннельного аффекта // $HT.-I976.-2,?f2.- C.I4I-I78.

11. Белоголовский М.А., Ыедведез Ю.В. Етияние электронного рассеяния на особенности вольт-амперных характеристик туннельных контактов // ФТТ.-1977.-19,У0.-С.1533-1534.

12. BelogolovEkii М.А., Ivanehenkro Yu.M. .Kochergin E.V. .Lisysnskii A.A..Medvecev Yu.Vy Interaction of electrons with phonons and magnetic impurities in'tunneling junctions. Phyp.Stat.Sol.(B).-

1977.-22- H 2 - p. KI7 - '¿22.

13. Иванченко Ю.М..Козинская А.И..Медведев Ю.В.Роль повгрхнссти б форм::роБСНик структуры промежуточного состояния б ограниченных сверхпроводниках вблизи Иа //*TT.-I979.-21 ,-С.3445-3452.

14. Белоголовский U.A., Медведев Ю.В. '1^ннелирование в металлы с плоским участком в зонной структуре // ФТТ.-1981.-23, в.З.-С.916-917. •

15. Иванченко Ю.М., Медведев Ю.В., Михеенко П.Н. Гистересисные явления в тонких сверхпроводящих пленках, связанные с локальным

• дефектом // £ТТ.-1983.-25, в. 3.-С. 763-766.

16. шедведев Ю.В., Хирный 3.1. Резистивность тонкопленочных сверхпроводников в зависимости от их обмена энергией с хладагентом и подложкой // 2TT.-I964.-26, в.4.-С.1163-1167.

17. Иванченко Ю. in., кед веде в Ю.В. Устойчивые неравновесные состояния проводника с током // У£д.-1984.-29,,'ГЗ.-С.413-419.

18. Иванченко Ю.М., кед веде в Ю.Б., Яриш А.Н. Взаимодействие движущегося резистивного домена с локализованными неоднородностями в сверхпроводящих пленках // CHT.-1985.-II,вып.2.-С.132-138.

19. Иванченко Ю.1.1., ¡«едведев Ю.5. ¡..акроскопический квантовый о£фект, обусловленный дискретность» заряда // CHT.-1985.-II,ло

540.

20. Малышев E.H., кедгедев D.E. Транспортные свойства жестких нитевидных сверхпроводников вблизи Мс, // Металлофизика.-1966.-8,?:-6.-C.II5-II6.

21. Иванченко Ю.^1., Козинская А.И., Медведев Ю.Б. Токовое состояние двумерных сверхпроводников // iKT.-I96ö.-12, Е4. - С.363-368.

22. Иванченко D.M., ¡,¡едведев D.B. Кинетика процесса диссоциации вихревых пар в пленарных системах // У£Ж.-1987.-32,"1.-С.107-III.

23. Иванченко D.M., Медведев D.E. Неустойчивость резистивного состояния двумерных сверхпроводников // НЭТС.-1987.-93 ,,76(12).-С.2С32-2036.

24. Иванченко D.M., Медведев Ю.Е.,-Яриз А.Н. Распределение электрического поля вблизи движущегося вихря // £ГГ.-1967.-29,??11 .С. 3518-3520.

25. Иванче::::; Медведев D.E. Динамика течения магнитного потока в резистиЕНых областях сверхпроводящих пленок // УСЙ.-1987.-32,.'?? .-С. IC87-IC93.

26. Иванченко D.M., едведев D.E., Ккелевсккй П.И. Два типа резистивного токового состояния сьерхпроаодящих гленок // У2К,-

1968. -33, Г: 11. -С Л717-1723.

27. Игзнчекко D.M., ..¡ед?ед=г 2.2., Ярка А.Н. Течение готска и дина-гика сезкстиз.чых дс:.:-?:-:с: г? сгерхгроэсднкках // iKT.-I989.-I5, !"7.-С.663-667.

Рис.1. Зависимость энергии вихря V от положения в образце при однородном (а) и неоднородном (б) распределениях температуры.

Рис.2. Температурные зависимости функции тёплоотвода в термостат (прямая) и функций локального тепловыделения резистивного домена при различных значениях транспортного тока. Абсциссы точек пересечения У и Ь определяют

значения температуры в центре домена % ) "»

а - одна ступень на прямом ходе ВАХ, б - две ступени, о -появление в центре резистивного домена нормальной прослойки.