Исследование распределения магнитного потока в сверхпроводниках второгорода методом поверхностного ЭПР зонда тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.07 ВАК РФ

ГБ ОД

I 3 Казанский государственный университет

им.в.и.ульянова-ленина

на правах рукописи

ХАСАНОВ РУСТЕМ ИХФОВИЧ

ИССЛЕДОВАНИЕ РАСПРЕДЕЛЕНИЯ МАГНИТНОГО ПОТОКА В СВЕРХПРОВОДНИКАХ ВТОРОГО РОДА МЕТОДОМ ПОВЕРХНОСТНОГО ЭПР ЗОНДА

01.04.07- физика твердого тела

автореферат диссертации на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук

казань - 1996 г.

Работа выполнена в Казанском физико-техническом институте им. Е.К. Завойского Казанского Научного Центра Российской Академии Наук

Научные руководители: доктор физико-математических наук,

Г.Б.Тейтельбаум

кандидат физико-математических наук, Ю.И.Таланов

Официальные оппоненты: доктор физико-математических наук,

профессор В.А.Голенищев-Кутузов

доктор физико-математических наук, доцент С.Л.Царевский

Ведущая организация: Институт радиотехники и электроники

Российской Академии Наук

Защита состоится <5 иф^ср 1996 г. в 7Г часов на заседании специализированного Совета Д.053.29.02 при Казанском государственном университете им.В.И.Ульянова-Ленина (420008, Казань, ул.Ленина 18).

С диссертацией можно ознакомиться в научной библиотеке университета.

/•

Автореферат разослан О ^ддбг.

Ученый секретарь специализированного Совета, доктор физико-математических наук, профессор

Л.К.Аминов

Общая характеристика работы

Актуальность темы. Интерес к исследованию сверхпроводников связан прежде всего с перспективностью их использования в различных областях техники. Основным препятствием, ограничивающим практическое применение сверхпроводников, является необходимость их охлаждения до очень низких температур. Казалось, что данную проблему удалось разрешить после того, как была открыта высокотемпературная сверхпроводимость, сначала - при температуре ЗОК в системе £аВаСиО, затем - при 90К в соединении УВа^СщОх и при 110К в Ва^г^Са^СщО^ . Однако по прошествии вот уже почти десяти лет проблема реального использования высокотемпературных сверхпроводников (ВТСП) остается пока открытой. Основным препятствием для их практического использования является малая величина критического тока (Зс) данных соединений, которая оказалась на несколько порядков меньше, чем в обычных "низкотемпературных" сверхпроводниках. Невозможность достижения больших значений критического тока привела к тому, что в настоящее время практическое применение ВТСП-соединений ограничено областями слаботочной техники и микроэлектроники. В связи с этим при исследовании ВТСП наибольшее внимание начинает уделяться тем областям, интерес к которым в обычных "низкотемпературных" сверхпроводниках проявлялся достаточно слабо. В частности становится актуальной проблема поиска других механизмов захвата потока (кроме пиннинга), благодаря которым оказалось бы возможным пропускать через сверхпроводник значительный ток.

Наметившаяся в последнее время в технике устройств на основе сверхпроводников тенденция к миниатюризации привела к тому, что все шире начинают использоваться сверхпроводящие образцы в виде тонких пленок, тонких дисков и полос. В отличие от массивных, в подобного рода образцах большую роль играют эффекты, обусловленные формой. Они проявляются в специфическом распределении по сверхпроводнику магнитного поля, транспортного тока, обуславливают гистерезисное поведение. То есть, фактически, определяют конкретный вид реализующегося в образце сверхпроводящего состояния. Однако до недавнего времени существовало очень мало экспериментальных и теоретических работ, посвященных исследованию влияния формы сверхпроводников на сверхпроводящее состояние.

Одним из наиболее эффективных способов получения информации

о том, как форма образца влияет на сверхпроводящее состояние, а также о механизмах захвата потока, является исследование распределения магнитного поля в сверхпроводнике.

Целью настоящей диссертационной работы явилось определение распределения магнитного потока за пределами и внутри сверхпро-

перпендикулярное магнитное поле при наличии объемного пиннинга, а также в условиях, когда пиннияг становится неэффективным или отсутствует.

Из широкого набора методов, применяемых для исследования распределения магнитного поля по сверхпроводнику, в качестве основных в настоящей работе использовались методы, которые можно условно объединить под общим названием: "методы поверхностного ЭПР зонда". Это — метод декорирования поверхности сверхпроводника слоем парамагнитного вещества (ЭПР декорирование), заключающийся в извлечении информации о распределении поля внутри сверхпроводника из формы сигнала ЭПР от парамагнитного слоя, нанесенного на его поверхность и разработанный нами метод подвижного спинового зонда, суть которого заключается в получении информации о величине локального поля из сдвига сигнала ЭПР от парамагнитного микрозонда, перемещаемого над поверхностью сверхпроводника. Метод ЭПР декорирования был предложен Дульчием с соавторами [1] для изучения распределения магнитного поля внутри идеальной вихревой решетки. Однако, особенности метода и существование нескольких источников неоднородного магнитного поля не позволяют однозначно интерпретировать получаемые результаты. Поэтому, одной из задач настоящей работы была задача определения природы и величины пространственного масштаба неоднородности магнитного поля вблизи поверхности сверхпроводника, и влияние этой неоднородности на ЭПР-спектр парамагнитного вещества, нанесенного на его поверхность.

Научная новизна и практическая значимость. В ходе выполнения диссертационной работы получен ряд новых результатов:

1. Определены причины возникновения и величина пространственного масштаба неоднороднодности магнитного поля на поверхности монокристалла УВа^СщОх, возникающей при протяжке магнитного поля.

2. Методом подвижного спинового зонда определено распределе-

ТШеющего форму тонкой полосы и помещенного в

ние магнитного потока в сверхпроводнике в перпендикулярном поле, возникающее при изменении поля и протекании транспортного тока.

3. Определено распределение магнитного потока в сверхпроводнике при наличии геометрического поверхностного барьера.

4. Расчитано распределение перпендикулярной компоненты магнитного поля внутри сверхпроводящей полосы конечных размеров и за ее пределами для случая полного проникновения магнитного поля.

5. Разработан метод подвижного зонда, позволяющий измерять распределение магнитного поля вблизи сверхпроводящего образца. Апробация работы. Основные материалы диссертации докладывались на Международной конференции по высокотемпературной сверхпроводимости (г.Гренобль, Франция 1994г.) и на XXVII Международном конгресее AMPERE (г.Казань, 1994г.).

Публикации. Основное содержание диссертации изложено в 7 публикациях, список которых приведен в конце автореферата. Структура и объем работы. Диссертация состоит из введения, четырех глав, основных выводов и списка цитированной литературы. Ее полный объем, включая 38 рисунков, 3 таблицы и 80 наименований цитированной литературы, составляет 121 страницу.

Содержание работы

Во введении показана актуальность исследования, сформулированы цель и основные задачи работы, обоснован выбор объектов и методов измерения.

Первая глава посвящена описанию образцов и методики эксперимента. В качестве образцов использовались монокристаллы высокотемпературных сверхпроводников состава УВа^СщОх и Bi^SriCaCu^Oy. Приведены размеры исследованных кристаллов и параметры их сверхпроводящих переходов. Описана процедура, применявшаяся для улутшения критических параметров и гомогенизации монокристаллов УВа,2СщОх.

Приведена блок-схема, конструкция низкотемпературной части и описана работа установки, изготовленной для измерения параметров сверхпроводящего перехода малых образцов методом высокочастотной магнитной восприимчивости. Особенность установки заключается в применении плоской катушки, поэтому ее чувствительность определяется не объемом, а площадью накладываемого на катушку сверхпроводящего образца. Это делает установку особенно удобной при работе с монокристаллами ВТСП (обычно имеющими форму тон-

ких пластин) и тонкими пленками. Чувствительность установки такова, что позволяет измерять переход из нормального состояния в сверхпроводящее на плоском образце размерами меньше, чем 0.5x0.5 мм.

Кратко изложены характеристики использованного ЭПР спектрометра (ВЁГ1-4185). Описана криогенная техника, использованная для работы в области температур от 6К до ЗООК.

Приведена блок-схема и описана работа стабилизатора температуры, изготовленного по схеме пропорционально-интегрально-дифференциального регулятора, позволяющего поддерживать в процессе измерения температуру с точностью ±0.1К.

Вторая глава посвящена исследованию сверхпроводников методом декорирования их поверхности слоем парамагнитного вещества.

В качестве парамагнитного вещества был использован органический радикал дифенилпикрилгидразил (ДФПГ), который наносился тонким слоем непосредственно на поверхность сверхпроводника или через прослойку из парафина из раствора в ацетоне. При частоте измерения 9.4Ггц резонансное поле свободного ДФПГ составляло приблизительно Яд о =3320Гс (свободным здесь и дальше будет называться слой ДФПГ, по соседству с которым отсутствуют всякого рода магнитные тела, приводящие к искажению сигнала ЭПР от парамагнитного слоя).

При температуре выше критической сигнал ЭПР от слоя ДФПГ совпадает с таковым для свободного ДФПГ. При Т< Тс для случая, когда внешнее магнитное поле направлено перпендикулярно плоской поверхности кристалла (перпендикулярная ориентация), параметры сигнала зависят от температуры, поля замораживания (Нсо), расстояния от парамагнитного слоя до поверхности кристалла. Сигнал уширяется и смещается относительно положения Нца, причем ушире-ние и сдвиг сигнала зависят от величины поля замораживания (рис.1).

Для того, чтобы выяснить, чем определяется неравномерное распределение магнитного поля вблизи сверхпроводника, по методике, предложенной в работе [2], была проведена оценка пространственного масштаба неоднородности магнитного поля на поверхности сверхпроводника из зависимостей максимальной ширины и сдвига сигнала от расстояния между парамагнитным слоем и поверхностью образца. Установлено, что величина пространственного масштаба неоднородности совпадает с размерами самого кристалла. Показано, что эта неоднородность не связана с искажениями магнитного поля в преде-

3800 3600

О

3400

3200 - * *

гЧ- + + + +

3000 l_.___.__i_<_i_._i_._:

0 2000 4000 6000

Hco. Гс

Рис. 1: Зависимость положения сигнала ЭПР (Яд) от поля замораживания (Нсо) для различных расстояний между слоем ДФПГ и поверхностью кристалла YBa2Cu3Ox (Y151). (+) D = О/jm; (Л) D = ЭО^гм; (о) D = 170/ш. Пунктирные линии соответствуют Ясо = Яд0 и Яд = Ядо.

лах идеальной вихревой решетки и эффектами диамагнетизма. Возникновение такого рода неоднородности связано с образованием внутри сверхпроводника градиентов плотности вихрей, возникающих в результате протяжки внешнего магнитного поля.

В рамках модели критического состояния Вина [3] качественно объяснены наблюдаемые экспериментальные зависимости ширины и сдвига сигнала от поля замораживания, а также проведена оценка величины плотности критического тока (jc) в широком диапазоне температур. Для сравнения были проведены оценки jc из петель намагничивания, измеренных на SQUID - магнетометре.

Показано, что в случае, когда внешнее поле направлено параллельно плоской поверхности кристалла (параллельная ориентация), поле вблизи поверхности сверхпроводника полностью однородно и по величине совпадает с внешним. Поэтому сигнал ЭПР от парамагнитного слоя, нанесенного на плоскую поверхность кристалла, не меняется при переходе образца в сверхпроводящее состояние. Искажения сигнала в данной ориентации могут быть вызваны попаданием ДФПГ на различного рода поверхностные дефекты.

Исследована ситуация, когда после охлаждения в поле Hco = Нцо в перпендикулярной ориентации, производился поворот образца в параллельную. Показано, что в этом случае происходит захват магнит-

+ + + + "И|- ; -

-и

к л * А AZ

D О О OGC^V

• i* О О £

А А А

я- -

¡4 1 ■■ 1 i + 1 + + + 1.1

4100

3100

О 3600

-

2600

10

1, минуты

J_I I I I

Рис. 2: Резонансные поля хорошо различимых крайних линий спектра ЭПР от слоя ДФПГ нанесенного на поверхность монокристалла УВа2СизОх (У39), возникающие после поворота из перпендикулярной ориентации в параллельную в различные моменты времени, (о) Т = 55К; (+) Т = 37К; (□) Т = 31К.

ного потока образцом. Захват потока происходит вследствие того, что после поворота вихри, располагавшиеся перпендикулярно плоской поверхности кристалла, не могут мгновенно покинуть образец или развернуться на 90°, так как атому препятствует сила пиннинга, удерживающая их на местах. Соответственно, поле вблизи поверхности сверхпроводника складывается из внешнего (параллельного плоскости кристалла) и захваченного (Нгет) полей. Поэтому спектр ЭПР от слоя ДФПГ представлял собой набор перекрывающихся линий, расположенных в области полей вблизи Нгет. Диапазон полей, в котором наблюдаются сигналы, определяется величиной захваченного поля и лежит в пределах от Яд о — а ■ Нгет до Нц о + а ■ Нгет, где а - коэффициент меньше единицы. Из анализа экспериментальных зависимостей (рис.2) следует, что уменьшение разброса полей со временем, возникающее в результате релаксации захваченного потока, на больших участках логарифмическое, что коррелирует с законом Кима-Андерсона и позволяет оценить величину энергии пиннинга в широком диапазоне температур.

Третья глава посвящена исследованию распределения магнитного потока в сверхпроводнике в виде тонкой полосы в перпендикулярном магнитном поле.

В начале данной главы описывается методика исследования рас-

100 0

и

С-1

- -100

ей

К

<1

1 -200 -300

-2-10 1 2 у, мм

Рис. 3: Зависимость сдвига сигнала от положения зонда после охлаждения в нулевом поле до температуры 64К. Расстояние между линией движения зонда и поверхностью кристалла УВа2Си3Ох (У93) - Ю^м. Сплошная линия - результат расчета по модернизированной модели из [4] и [5]. Пунктирными линиями отмечены границы кристалла, непрерывная прямая линия соответствует ДНи = 0.

пределения магнитного ноля вблизи сверхпроводящего образца при помощи подвижного спинового микрозонда. Величина поля в месте расположения зонда определялась по сдвигу сигнала ЭПР от зонда, перемещаемого над поверхностью кристалла. Ширина и форма сигнала ЭПР от зонда несут в себе информацию о величине разброса магнитных полей в пределах зонда.

Приведена конструкция приставки к спектрометру ЭПР для перемещения парамагнитного зонда относительно сверхпроводящего образца. Максимальная длина перемещения ЭПР зонда составляла 5мм, при точности ±5мкм. В качестве ЭПР зонда использовался поликристаллический кусочек ДФПГ размером 0.1x0.2x0.02 мм3.

При помощи метода подвижного ЭПР зонда исследовано распределение магнитного потока в тонкой сверхпроводящей полосе в перпендикулярном магнитном поле (рис.3). Установлено, что это распределение не может быть описано в рамках модели критического состояния Бина, так как, во-первых размах полей внутри сверхпроводника оказывается в несколько раз больше, чем это должно быть в соответствии с биновской моделью; во-вторых форма профиля также

отличается от таковой в модели Вина, а именно значение градиента йН/йу внутри кристалла не постоянно, максимальная величина градиента наблюдается вблизи центра образца (рис.3).

Из анализа полученных экспериментальных данных была выбрана -aдeкв&тнaя-^^opexинecкaяJ^IOдeль. Данная модель была предложена Брандтом и Инденбомом [4] и независимо от жх^елздовым,-Клемомг Мак-Элфрешем и Дарвиным [5]. Они расчитали распределение тока и поля в тонкой бесконечно длинной сверхпроводящей полосе, помещенной в изменяющееся магнитное поле перпендикулярное ее плоской поверхности. В отличие от Бина, авторы работ [4] и [5] рассматривали двумерную задачу, то есть учитывали не только вариацию компоненты поля параллельной внешнему, но и градиент тангенциальной компоненты поля, возникающей вследствие изгиба силовых линий вблизи плоских поверхностей сверхпроводника.

Для того, чтобы использовать последнюю модель для анализа экспериментальных результатов, необходимо было внести дополнения, учитывающие конечные размеры исследуемых образцов, а также провести расчеты полей как внутри, так и за пределами сверхпроводника, и установить взаимосвязь между ними.

Расчеты проведены для случая полного проникновения магнитного поля в сверхпроводник, то есть когда по всему сечению образца течет ток с плотностью равной критической (как показал анализ именно такой случай реализуется в наших экспериментах). Профили потока были получены путем интегрирования по распределению тока по всему сечению образца то есть с учетом двух конечных размеров полосы — ширины и толщины, в отличие от [4] и [5], где учитывалась только ширина бесконечно тонкой полосы. Показано, что в предельных случаях — тонкая пленка в перпендикулярном поле и бесконечная полоса в параллельном магнитном поле, расчетные формулы совпадают с результатами Брандта [4] и Бина [3]. Из расчетов также следует, что в случае полного проникновения распределение поля снаружи сверхпроводника жестко связано с профилем магнитного потока внутри. Следовательно, сдвиг сигнала от спинового зонда при его движении над поверхностью сверхпроводящего образца отражает распределение магнитного потока внутри него.

При подгонке теоретических расчетов к экспериментальным данным удается извлечь величину плотности критического тока. Сравнение величины критического тока с jc, вычисленными с использованием модели Бина, показывает, что последняя дает завышенные

0 150 Е-.

tr

1 <

I 0

-150

-2.0 -1.0 0.0 1.0 2.0 у, MM

Рис. 4: Зависимость сдвига сигнала от положения зонда при Т = 64К и фиксированном расстоянии между линией движения зонда и поверхностью кристалла УВа^СщОх (У93) z = 10/ш: (о) непосредственно после охлаждения в нулевом поле, (•) после охлаждения в нулевом поле с последующим его увеличением до 3420Гс, (+) после охлаждения в поле 3420Гс.

значения jc.

Исследовано распределение поля в полосе, возникающее в результате сложной магнитной предистории. Как видно из рисунка 4, если после увеличения магнитного поля до некоторой величины (На) начать его уменьшать, то пространство впутри кристалла можно разделить на 2 части: область, в которой профиль потока обусловлен вошедшими при увеличении поля вихрями, и область, из которой произошел выход вихрей при уменьшении поля. Находя из данной зависимости (рис.4) расстояние от центра кристалла до границы между этими областями (b) и зная величину максимального поля На, по модели [4] можно оценить величину критического тока более точно, чем это было проделано выше. В этом случае не требуется подгонки теоретических расчетов к экспериментальным данным, так как величина jc напрямую связана с b и с разницей между полями Нй и Hrо-

Показано, что при пропускании через сверхпроводник транспортного тока (jt), в направлении перпендикулярном магнитному полю, картина распределения магнитного поля над образцом заметно отличается от наблюдающейся в бестоковом случае (jt = 0). При вклю-

у, мм у, мм

Рис. 5: Зависимость сдвига сигнала от положения зонда, после охлаждения монокристалла В^Бг^СаСи^Оу (В1З) в нулевом поле (И) и в поле ббООГс (о), до температуры: (а) Т = 45К; (б) Т = 29К; (в) Т = 27К; (г) Т = 24К. На рисунках (а) и (в) непрерывными и пунктирной кривыми представлены результаты расчетов.

чении тока распределение становится асимметричным, и с ростом отношения ¿г/Зс асимметрия увеличивается.

Четвертая глава посвящена исследованию распределения магнитного потока в сверхпроводнике в условиях отсутствия или неэффективности объемного пиннинга.

Выбор в качестве образцов монокристаллов В^Зг^СаСи^Оу обусловлен тем, что на фазовой диаграмме данного соединения существует широкая область температур и полей, в которой величина энергии пиннинга сравнима с температурой, и реализуется, так называемый, режим "течения потока". Это делает его удобным объектом для изучения процессов, происходящих в сверхпроводнике в отсутствие объемного пиннинга.

В настоящей работе установлено, что только при самых низких температурах (рис.бг) распределение магнитного потока в монокри-

сталле Лг^ГгСаСигО соответствует тому, что должно наблюдаться при наличии в сверхпроводнике только объемного пиннинга. При высоких температурах Т=45К (рис.5а) распределение потока по образцу соответствует случаю, когда объемный пиннинг неэффективен, и обусловлено наличием геометрического поверхностного барьера, возникающего в сверхпроводниках прямоугольного сечения в перпендикулярном магнитном поле.

Показано, что с увеличением температуры изменяется механизм захвата магнитного потока. Проведено наблюдение трансформации формы распределения магнитного потока при переходе от критического состояния с объемным пиннингом, к состоянию с захватом потока геометрическим поверхностным барьером (рис.56, 5в).

Проведены расчеты профиля потока внутри сверхпроводника и за его пределами при наличии только геометрического поверхностного барьера и для случая одновременного действия краевого барьера и объемного шшнинга (рис 5а, 5в). В результате анализа экспериментальных зависимостей была определена температурная зависимость первого критического поля Нс\ для кристалла -Вг^т^СаСг^Оу. В заключении подводятся основные результаты данной работы, которые имеют два аспекта: методический и физический.

К методическим следует отнести разработку метода подвижного зонда, позволяющего измерять распределение магнитного поля не только вблизи сверхпроводящих образцов, как это было проделано в настоящей работе, но и в непосредственной близости от любых магнитных тел, приводящих к искажению внешних магнитных полей. Разрешающая способность данного метода ~0.1 Гс. Важной особенностью метода является то, что отсчет поля производится не от нуля, а от резонансного поля парамагнитного зонда, что дает возможность проводить измерения в достаточно высоких полях без потери высокой разрешающей способности.

К физическим аспектам можно отнести следующие результаты: 1. Экспериментально установлено, что пространственный масштаб неоднородности магнитного поля на поверхности сверхпроводника (кристалла УВа^СщОх) совпадает с размерами самого кристалла. Образование такого рода неоднородности объяснено возникновением в сверхпроводнике критического состояния.

2. Показано, что для перпендикулярной геометрии (тонкая полоска в перпендикулярном магнитном поле), критическое состояние не может быть описано в рамках простой биновской модели, а ее ис-

пользование приводит к большим ошибкам в определении величин захваченного потока и критического тока. Установлено, что в данной геометрии для описания критического состояния более адекватной является модель, предложенная в работах [4] и [5], учитывающая --двумерныйхарактер в распределении тока и поля.

3. Показано, что п р о ri у с к а ни е~ч е р е з-св е р хл р о во^ршк т р ан с п о р т н о -го тока в направлении перпендикулярном магнитному полю приводит к тому, что распределение магнитного поля над образцом существенно трансформируется — становится асимметричным.

4. Показано, как меняется распределение магнитного поля в сверхпроводящей полосе при ослаблении объемного пиннинга. Определен вид этого распределения в условиях полной неэффективности пиннинга, когда захват потока обусловлен наличием поверхностного барьера "геометрического типа".

5. Расчитано распределение перпендикулярной компоненты магнитного поля внутри сверхпроводящей полосы конечных размеров и за ее пределами для случая полного проникновения магнитного поля.

Список основных публикаций по теме диссертации

[Al] С.Г.Львов, Ю.И.Таланов, Р.И.Хасанов, В.А.Шустов. Микроволновые свойства монокристаллов YВачСщОх и их корреляция с поведением сопротивления и восприимчивости в окрестности сверхпроводящего перехода // Сверхпроводимость: физика, химия, техника, 1993, т.6, в.6, с.1175-1188,

[А2] R.I.Khasanov, Yu.M.Vashakidze, Yu.I.Talaiiov. ESR investigation of the superconducting critical state in УВа^СщО,; single crystals //. Physica C, 1993, v.218, n.1/2, p.51-58.

[A3] R.I.Khasanov Yi.I.Talanov, Yu.M.Vashakidze, G.B.Teitel'baum. Critical state in УВа.2СщОх strip in a perpendicular magnetic field as reveald by scanning EPR probe // Physica C, 1995, v.242, p.333-341.

[A4] Ю.М.Вашакидзе, Ю.И.Таланов, Г.Б.Тейтельбаум, Р.И.Хасанов. Исследование критического состояния сверхпроводящей пластины в перпендикулярном магнитном поле методом подвижного спинового зонда // Сверхпроводимость: физика, химия, техника, 1994, т.7, в.4, с.672-677.

[А5] R.I.Khasanov, Yu.I.Talanov, Yu.M.Vashakidze, G.B.Teitel'baum. The critical state of superconducting strip in perpendicular magnetic field as revealed moving ESR-probe // Physica C, 1994, v.235-240, p.2935-2936.

[A6] Р.И.Хасанов, Ю.И.Таланов, Г.В.Тейтельбаум. Исследование распределения магнитного потока в полосе с током в перпендикулярном магнитном поле. Метод подвижного спинового зонда// Сверхпроводимость: физика, химия, техника, 1996, т.9, в печати.

[А7] G.B.Teitel'baum, R.I.Khasanov, Yu.I.Talanov. The ESR - tomography of a critical state in high-Tc superconductors// Abstracts of XXVII Congress AMPERE (Kazan, August 21 - 24, 1994), p. 1006.

Список цитированной литературы

[1] B.Rakvin, M.Pozek, A.Dulcic. EPR detection of the flux distribution in ceramic high-T superconductors// Solid State Communication, 1989, v.72, p.199-201.

[2] N.Bontemps, D.Davidov and P.Monod. Determination of the spatial length scale of the magnetic-ficld distribution in the УВа^СщОх ceramics by surface EPR // Physical Review B, 1991, v.43, p.11512-11514.

[3] C.P.Bean. Magnetization of High-Field Superconductors // Reviews of Modern Physics, 1964, v,36, p.31-39.

[4] E.H.Brandt and M.Indenbom. Type-II superconductor strip with current in a perpendicular magnetic field // Physical Review B, 1993, v.48, p.12893-12906.

[5] E.Zeldov, J.R.Clem, M.McElfresh and M.Darvin. Magnetization and transport currents in thin superconducting films// 1994, Physical Review B, v.49, p.9802-9822.