Нелинейные свойства гранулированных ВТСП тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.07 ВАК РФ

САНКТ-ПЕТЕРБГРГСКИЯ ГОСУДАРСТВЕННЫЙ ТШШЕСШЙ

___„_УНИВЕРСИТЕТ_

На правах рукописи

МАКСУТОВА ЗУЛЪФИРА TAIMPOBHA

НЕЛИНЕЙНЫЕ СВОЙСТВА. IP АН/ЛИРОВАННЫХ ВТСП Специальность 01.04.07 - фиалка твердого тела

АВТОРЕФЕРАТ

диссертации на соискание ученой степени кандидата физико-ттематических наук

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ 1993

Работа выполнена в Санкт-Петербургском государственном техническом университете.

Научный руководитель: доктор физико-математических

паук В.Ф.Мастеров

Ведущая организация НИИ "Домен"

Защита диссертации состоится * * 1994г.

в чао. на заседании специализированного совета К 063.38.13

Санкт-Петербургского государственного технического университета по адресу: 194251 С.-Петербург. Политехническая. 29< й, Мс

1 /К С,

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке СПбПУ Автореферат разослан " 2-4« ^С^С. 1993 г.

Официальные

оппоненты - цэквор сТизико-математических наук, профессор Р.В.ПархеньеЕ

кандидат физико-математических

наук, цоцент

В.Э.Гасумянц

Ученый секретарь специализированного совета

Ю.Ф.Тнтовеп

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Актуальность теми. Отличительной особенностью высокотемпературных сверхпроводников как керажческих, так и большинства монокристаллическях и пленочных является наличие внутренних джозефсоновских контактов. В керамических образцах джозефсонов-ские контакты образуются на меязеренных границах и, как правило, имеют различные параметры, в зависимости от протяженности границы, ее структуры и т.д. Таким образом, керамический сверхпроводник можно рассматривать, как неупорядоченную множественную джозефсоновскую среду, при этом днозефсоновская связь между отдельными кристаллитами сверхпроводника обуславливает "слабую сверхпроводимость" образца, определящую ее поведение как целого, в слабых магнитных полях. Монокристаллы наиболее распространенных высокотемпературных сверхпроводников У- и 31 -системы также содержат внутренние джозефсоновские переходы. В монокристаллах У-системы такие переходы возникают в плоскостях двойникования. а в В'<- -системе либо на границах эпитакси-альных проростов неосковной фазы /в неоднородных кристаллах/, либо в результате модудяции структуры /в однородных кристаллах Щ £ йг2СаС;120д/. Во всех случаях даозефсоновские переходы определяют свойства сверхпроводника при малых токах и в слабых магнитных полях. Поэтому исследование свойств неупорядоченной или упорядоченной множественной даозефсоновской среды представляет несомненный научный интерес.Кроме того, многие практические применения высокотемпературных сверхпроводников прямо или косвенно также связаны с внутренними дкозефсоновскимя переходами. Одним из основных проявлений множественной дяозефсоноэ-ской среды являются ее нелинейные свойства в относительно слабых магнитных полях, в частности, генерация высших гармоник при воздействии на "слабый" сверхпроводник магнитного поля, изменявшегося по гармоническому закону. Именно этот метод является основным при изучении нелинейных свойств множественной даозефсоновской среды в данной работе.

Цель работы. Экспериментальное изучение нелинейных свойств поли- и монокристаллов высокотемпературных сверхпроводников, помещенных во внешние переменное и постоянные магнитные поля.

1. Для анализа условий генерации высших гармоник и зависимости их от постоянного и переменного магнитного поля предложена модель множественной джозефсоновской среды, как сверхпроводника с усредненными параметрами слабой сверхпроводимости.

2. Впервые обнаружен порог в зависимости амплитуд гармоник от амплитуды переменного магнитного поля при разных значениях температур, а также попарное группирование кривых соседних гармоник: 3-5, 7-9, 11-13 и т.п.

3. Предложен новый метод обнаружения частиц с дробной статистикой -а.пуоп' ов и осуществлен их поиск в материалах ВТСП /высокотемпературный сверхпроводник/.

4. Изучен процесс намагничивания и нелинейный отклик сверхпроводящих керамик различной формы на низкочастотное магнитное поле и показано существенное влияние геометрического фактора образца на зависимость М(Н) .

5. Анизотропные свойства монокристаллических образцов в перпендикулярном магнитном поле Н ]_ от ориентация образца в переменном магнитном поле Н1.

6. Обнаружена и исследована анизотропия нелинейного отклика монокристаллов 31 -системы на воздействие переменного магнитного поля в присутствие постоянного магнитного поля.

Практическая значимости диссертационной работы состоит в следующем:

1. Получены новые экспериментальные факты, предетавляюцие интерес для создающейся теории нелинейных свойств ВТСП. В частности; 1/развита модель множественной джозефсоновской среды для объяснения нелинейных свойств сверхпроводников, содержащих внутренние джозефсоновские переходы; 2/осуществлена попытка обнаружения в высокотемпературных анизотропных сверхпроводниках ВС-системы частиц с дробной статистикой, что позволило в конечном счете исключить возможность образования сверхпроводящего состояния в апуоп. N£>¿«6

2. Для объяснения экспериментальных данных использован метод, основанный на Фурье-анализе нелинейного отклика исследуемого образца на переменное магнитное поле и разработана программа Фурье-анализа, предложенная для расчетов на ЭВМ.

3. Предложен метод измерения постоянного магнитного поля по второй гармонике спектра ВТСП.

4. Используемая экспериментальная установка может быть ре-

ализована:

1/ для экспресс-анализа, позволяющего отличать монокристаяли-ческле образцы от поликристаллических ВТСП; 2/ для определения качества экранов из ВТСП-материалов; 3/ в качестве навигационного прибора, реагирующего на магнитное поле Земли.

Научные положения, выносимте на защиту.

1.Наличие порога в зависимости амплитуд гармоник от амплитуды переменного магнитного поля,обусловлено наличием нелинейного участка на зависимости м(н) в области магнитных полей. соответствующих состоянию слабой сверхпроводимости в неупорядоченном сверхпроводнике.

2. Попарное группирование кривых на зависимостях амплитуд гармоник от амплитуда переменного магнитного поля является следствием определенной зависимости намагниченности от магнитного поля.

3. Внутреннее поле, обусловленное частицами с дробной статистикой, если и существует, то его величина меньше 1СГ3 Э.

4. Вид кривой намагничивания зависит от фактора формы образца неупорядоченного сверхпроводника /от соотношения диаметра и высоты цилиндра/.

5. В присутствии постоянного магнитного поля Н ^ . перпендикулярного переменному Н1. в монокристаллах возникает сильная зависимость амплитуды четных гармоник от ориентации образца в магнитном поле.

'Апробация работы. Основное содержание диссертации отражено в пяти публикациях. Материалы диссертации докладывались на научно-технической конференции "Оксидные магнитные материалы" в Санкт-Петербурге в ноябре 1992 г.

Структуру и объем работы. Диссертация состоит из введения. пяти глав, заключения и списка литературы из 141 наименования. Работа содержит 157 страниц машинописного текста, в том числе 54 рисунка.

СОДЕРЬАЖЗ РАБОТЫ Во ттопенцц обоснована актуальность проводимых нсследо-

ваний, их отличительные особенности, сформулирована цель работы. коротко изложены ее структура и содержание. Отмечены научная новизна, практическая значимость работа, сформулирована основные научные положения, выносимые на защиту.

Первая глава является обзорной. В ней рассматриваются известные экспериментальные данные по исследованию нелинейных свойств ВТСГ1 и дан критический анализ состояния исследований на момент начала работы.

Исходя из анализа литературных данных, делается заключение о том, что целый ряд вопросов в изучении нелинейных свойств множественной джозефсоновской среды, которую представляют собой сверхпроводники, содержащие внутренние джозефсоновсгае контакты. остается нерешенным, и поезде всего, не существует единой теории, объясняющей экспериментальные данные.

Вторая глава посвящена описанию методики эксперимента и. характеристике исследуемзк образцов. Экспериментальная установка представляет собой сбалансированный мост взаимной индуктивности, для возбуждения которого использовался низкочастотный сигнал до 1000 Гц. При помещении образца в установку нарушается баланс схемы и появляется напряжение разбаланса, называемое в дальнейшем откликом образца. Спектральный анализ отклика образца производился с помощью анализатора спектра СК 4-72 и записывался на двухкоординатном графопостроителе. Амплитуда переменного поля Н1 изменялась от 0 до 210 Э. Представленные в диссертации эксперименты проводились при азотной /Т=77 К/ и гелиевой /Т=4,2 К/ температурах. Компенсация поля Земли осуществлялась с помощью трех ортогональных пар катушек Гельмгольца. Применение этих катушек дало возможность помещать образец дополнительно в постоянные магнитные поля Н// и Hj. относительно направления переменного поля Н1. Амплитуда постоянных полей изменялась от 0 до 150 Э. Применение фазового детектора и умножителя частоты позволило регистрировать амплитуду и фазу второй гармоники отклика образца непосредственно на графопостроителе. С помощью интегратора, на вход которого подавался исследуемый сигнал, наблюдалась основная кривая намагничивания м(Н) и петля гистерезиса.

Измерения проводились на керамических образцах ВТСП состава УВа2Си307_ g Дс=92 К/, где Т -критическая температура/ - 1-ая серия и Bi 2-х 2рьх Са2СиЗ®8 /тс=103 к/ ~ 2~ая серия и монокристалпических образца составов Bi^SrgCaCHgOg /Тс=82 К/ -4

3-ья серия и В12$г2Са2Сиз°8 /гс=103 К/ - 4-ая серия. Также использовался керамический порошок образцов 1-ой и 2-ой серий.

3 третьей главе приведены экспериментальные результаты исследований нелинейных свойств гранулированных ВТСП образцов 1-ой серии на низких частотах, проявляющиеся в генерации кратных гармоник в нулевом и конечном магнитных полях при Т=77 К и Т=4,2 К и их обсуждение.

1. Нами наблюдался спектр отклика образцов в переменном магнитном поле. Спектр состоял только из нечетных гарданик вплоть до 43-ей. Обнаружено, что в зависимости амплитуды гармоник от амплитуды переменного поля Н^ /рис.1/ существует порог по Н}. зависящий от номера гармоники, с которой начинается генерация.

2. При включении постоянного поля Н0 в спектре дополнительно появляются четные гармонию!, а зависимость амплитуды четных гармоник от величины возбуждающего сигнала Н-| аналогична зависимости, представленной на рис.1. Наблюдая за поведением второй гармоники в постоянном магнитном поле Н0. нами обнаружено, что зависимость амплитуды второй гармоники от Н0 при заданных значениях переменного поля ^ в диапазоне до 6,5 Э показывает хорошую линейную зависимость. Этот диапазон уменьшается с уменьшением перегенного поля.

3. Зависимость амплитуды гармоник от постоянного поля носит периодический характер, причем число периодов пропорционально номеру гармоники /рис.2/.

4. На рис.1 обращает на себя вникание спаривание гармоник: 3-5, 7-9. 11-13 и т.п. при Т=77 К и при Т=4,2 К.

' Для анализа полученных результатов нами рассматривался цилиндрический образец, помещенный в два магнитных поля: переменное и постоянное. Образец характеризуется некоторыми усредненными параметрами слабой сверхпроводимости и определенной зависимостью ф(н) , где Ф - магнитный поток, проходящий через поперечное сечение образца.

Для расчета зависимость Ф (н) принята нами в форме- ,

а2 + I?

как наилучшая аппроксимация экспериментальных зависимостей в диапазоне используемых наш полей, где й- - некоторая постоянная, имевшая размерность магнитного поля. На рис.3 представлена экспериментальная и теоретическая кривая (II) при О» 5 Э.

Рассмотрим случай, когда амплитуда переменного магнитного

и.

а е. 2

(

о 10 20 5 0 ко /7/,Э Рис.1.Зависимость амплитуды нечетных гармоник для образца ЗГС^СидО^ 5 от переменного магнитного поля Н1 / Н0 = 0 /.

0 12 2 4 5 6 Но,Э Рис.2. Зависимость амплитуды седьмой гармоники от постоянного магнитного поля:

1 - экспериментальная

2 - расчетная.

а е.

* - 2

// //

0,5 II

Рис.3.Экспериментальная зависимость нормированного магнитного потока Ф от внешнего магнитного поля / 1/; Функция / 2/.

О? + Н2

поля ^ шла в сравнении с Н0 и с параметром О. функции Ф(Н) . При вычислении амплитуд четных и нечетных гармоник мы воспользовались табличным результатом, преобразуя который получаем

где = & = ¿' = 2JSoa/Фo,

^о - некоторая величина размерности площади, Ф0 - квант магнитного потока, 1 - номер гармоники.

Отсюда следует, что зависимость амплитуда гармоники от постоянного поля представляет собой последовательность пиков /рис.2/ /за счет косинуса и синуса/. Из условия = 0

определим положения минимумов нечетных гармоник: ск<=^д

откуда следует, что последовательность пиков не является периодической. Однако для большие ^ , когда =[;г(2£Н)У [2(0 +•<)] <<-( имеем % х , т.е. [Я(2к*<)3/[2(й*<)]. Первые пики

у высоких гармоник при малых Н-) расположены периодично с периодом д а? = ) + .

Проведя аналогичные преобразования для четных 0 . получим общую формулу: и,)~Ф(ЧсО , где Ф^1 -¡> -я производная от Ф.

При малых Н1 зависимость ) -й гармоники от Н0 представляет собой 0 -ю производную от основной функции ф(н) .

В случае, если амплитуда переданного поля Н^ велика в сравнении й , амплитуда нечеткой гармонию!

где р = 2з$<,и</<Ро ■

И в этом случав нет периодичности в положении пиков. Однако при больших размерах номеров гармоник |) первые пики можно считать эквидистантными с периодом доС = .1 &/ )

Таким образом, период по Н0 пропорционален Н^ и обратно-пропорционален номеру, гармоники 0 . Как видно из рис.2 наблюдается хорошее согласие экспериментальных результатов с теоре-„ тическими расчетами.

Аналогичным образом объясняются остальные экспериментальные результаты,которые качественно согласуются с предложенной теорией, объясняющих их, как например, особенность связанная с попарным группированием гармоник не монет быть объяснена в рамках предложенной функции Ф(Н) , однако видоизменение ее может привести к наблюдаемому спариванию. Каждый член разложения нечетной функции Ф(Н)в степенной ряд дает вклад во все гармони-

7

ки низшего порядка, и полные амплитуды гармоник определяются распределением значений коэффициентов разложения . Если

в распределении О-гк-м наблюдаются аномалии, например, какие-то коэффициенты обращаются в нуль, то амплитуда соответствующей L -й гармоники определяется следующим коэффициентом CLi+z . т.е. i-я гармоника сближается с (I + 2) -ой.

В четвертой главе приводятся результаты исследований влияния геометрического фактора формы образца на вид зависимости М(Н). В диапазонах переменного магнитного поля ^ от 0 до 150 Э для образцов разной формы были получены кривые намагничивания, имеющие следующие особенности: /рис.4/

-М, o.e.

2

i

о 20 АО 60 80

Рис.4 Зависимость М(н)для разных по размерам образцов

Вг^СИдОг,

1.т= 104 мг; 2.т= 52 ыг; 3. т =. 15 мг;

4. деградированный образец: 5. порошок т = 100 м}

1. Крутизна линейного участка тем выие, чем тоньше образец

2. Чем тоньше образец, тем при меньших полях заканчивает* ся линейный участок.

3. При увеличении поля 1футизна кривой для более тонкого образца уменьшается быстрее, при некотором поле эта 1фивая пересекает соответствующую зависимость для более толстого и щу дальнейшем росте поле приближается к ней, оставаясь ниже ее.

4. Для всех цилиндрических образцов по мере роста поля кривые М(н) постепенно сблиааются, асимптотически приближаясь к кривой М(н)для порошка.

8

f 2

5

5. Для образца из порошка в области полей О < Н ^ 40 э зависимость М(Н)линейна, а вобласти Н ? 40 Э рост ее замедляется и наблюдается отклонение от линейности.

Теоретически полученные результаты можно объяснить следующим образом. При малых полях, меньших некоторого критического поля Нс. образец находится в мейсснеровском состоянии, поле в него не проникает, М линейно зависит от Н. При полях, больших Нс. становится выгодным образование в образце дяозефсоновских вихрей, обусловленных слабыми связями между гранулами. Вследствие пиннинга эти вихри не могут заполнить сразу весь образец. Сначала они возникают в приграничных областях, а по мере роста внешнего поля постепенно проникают внутрь. Магнитное поле выталкивается из гранул, и созданный за счет этого магнитный момент пропорционален внешнему полю с коэффициентом, пропорциональным доле площади сечения, занятой сверхпроводящими гранулами.

Образование вихрей становится выгодным когда внешнее поле НР параллельное оси цилиндра больше Н„ (.1 - п.) , где Н_ -нижнее критическое поле, п. - размагничивающий фактор.

Когда вихри начинают проникать в образец, преодолевая силы пиннинга, появляется центральная область в форме цилиндра, находящаяся в мейсснеровской фазе, а так же внешняя область, пронизанная вихрями, в которой протекают токи, плотность которых равна критической в каждой точке. При увеличении поля вихри проникают все глубже в образец, центральная часть при этом остается в шйсснеровской фазе. Компенсация внешнего поля в ней происходит за счет поверхностных токов, а также макроскопических круговых токов в области занятой вихрями. При некотором значении внешнего поля область шйсснеровской фазы стягивается в точку. Внешнее поле равно тому максимальному значению, которое может быть скомпенсировано полем круговых токов, протекающих во всем объеме цилиндрического образца.

При обсуждении полученных результатов исследований была найдена величина внешнего поля Нтах ~ к , где Ь. - высота образца, при этом магнитный момент единицы объема где Лс - критическая плотность тока, ^ - радиус образца.

С увеличением внешнего поля величины критических токов уменьшаются и кривые Н Ш) для образков разной высоты сближаются. При некотором поле слабые связи между гранулами разрушаются, после чего образцы представляют собой набор сверхпроводящих

цепочек сечением равным одной гранула, а единая для всех образцов кривая М^н)должна выйти на линейный участок, причем на этом участке кривая должна быть обратимой. При Т=77 К разрушение слабых связей происходит при внешнем поле большем критического поля отдельных гранул относительно возникновения в них абрикосовских вихрей. Абрикосовскими вихрями в гранулах и объясняется отклонение всех кривых от прямой линии при полях больтах 40 Э /рис.4/.

Пятая глава посвящена исследованию анизотропии нелинейных свойств монокристаллических образцов Bi.-системы /3-ья серия/, а именно зависимость амплитуды второй гармоники от ориентации образца в постоянном перпендикулярном поле Н i и поиск частиц с дробной статистикой - Claxon'об

При исследовании угловой зависимости проводились измерения, когда образец находился: 1/ только в переменном поле H-jí 2/ в переменном Н1 и постоянном параллельном Н ^-3/ в переменном Н| и постоянном перпендикулярном Hl •

В первых двух случаях наблюдался спектр, аналогичный керамическому. В третьем случае в спектре имеются и четные и нечетные гармоники,но меньшей__амплитуды, чем при том же значении И,, . Вращение образца вокруг Н, приводит к периодическому изменению амплитуд четных гармоник. Зависимость амплитуды второй гармоники выходного сигнала имеет вид косинусоиды.

При помещении монокристаллического образца во внешнее магнитное поле в нем возникают вихри, образованные абрикосовскими контурами в плоскостях а В . а так же даозефсоновскими токами, протекающими по слабым связям между плоскостями.

Рассмотрим случай, когда даозефсоновскими связями между плоскостями afe можно пренебречь. Это допущение имеет место, т. к. резкое уменьшение амплитуд всех гармоник наблюдается в случае, когда магнитный момент образца создается только токами протекающими по слабым связям между плоскостями. В этом случав вихри создаются лишь токами в плоскостях aft . Эти токи, в следствие наклона плоскостей относительно оси 2 /рис.5/, создают магнитное поле Н ' , имеющее компоненту Н,/ вдоль оси S . Таким образом симметрия относительно смены знака поля Нц{И 2) нарушена, что и приводит к возникновению ненулевых четных гармоник.

Для поиска частиц, с дробной статистикой апуоп оЬ были изготовлены "сэндвичи" из чередующихся слоев моно- и поликрис-10

таллических ВТСП. в которых монокристаллические слои должны были играть роль "источников постоянного магнитного поля", а керамические - датчиков /измерителей/ этого поля. Также использовались монокристаллические образцы 3-ей серии сверхпроводника пророщешшми слоями сверхпроводника 2-ой серии. Очевидно, что такая структура является дтозефсоновским контактом $-$'-3 • размеры которого сравнимы с расстоянием между плоскостями Си-0 внутри каждого из сверхпроводников.

Н' г

Рис.5 Магнитное поле Н , создаваемое вихрем, расположенным в плоскости аЬ , составляющей угол ^ с осью 2 .

При использовании "сэндвичей" не ваша относительная ориентация монокрясталличэских образцов, при амплитудном детектировании четных гармоник их полные амплитуды будут складываться из амплитуд гармоник,генерируемых в слоях керамики, прилегающих к монокристаллу. Такой способ эффективен для регистрации поля апуоп'с4 как в случае "ферромагнитного" упорядочения поля апуол'оЬ по плоскостям Си-0 внутри кристалла так и "антиферромагнитного". Если приграничные с джозефсоновским контактом плоскости в 2-х сверхпроводниках не создают одинаковых по величине я противоположног направленных краевых полей, то возможно обнаружение и краевого поля апцоп

В эксперименте наш дополнительно был повышен уровень компенсации выходного сигнала первой гармоники до 60 дБ. Измерительный блок помещался в центре системы, состоящей из 3-х ортогональных пар катушек Гельмгольца, позволявших компенсировать лабораторное пОле с точностью до * 20 кО ыв направлениях перпендикулярных Е,; о точностью до£ 1 в направлении, параллельном й]. Компенсация лабораторного поля проводилась в несколько этапов, окончательно по амплитуде второй гармоники керамического цилиндрического образца V Ьа2Си307. Однако дополнительным критерием "полной" компенсации перпендикулярных соотавляю-

щих лабораторного поля являлось отсутствие угловой зависимости спектра в поле, параллельном Н^.

Поскольку окончательная компенсация внешнего поля проводилась по амплитуде второй гармоники с использованием керамического цилиндрического образца, то очевидно, речь может идти только о нулевом поле в образце, но не в свободном пространстве. Поэтому при помещении образца в измерительную катушку может возникнуть систематическая "разность нулей", обусловленная, например разными размагничивающими факторами образца, датчика поля. Эта систематическая разность приводит к ton^, что значения поля, соответствующие нулю амплитуды второй гармоники для керамического образца и исследуемого монокристаллического образца могут отличаться. В наших экспериментах эта величина не превышала 20 мЗ. Обращает на себя внимание то, что при незначительном поперечном поле Н i появляется зависимость амплитуды четвертой гармоники от ориентации образца. Переворот образца на 180° не приводит ни к смене знака д Н, ни к изменению его величины.

Из приведенных результатов южно сделать вывод: если в образцах Big6|2СаСи2°8 и сУЩеотвУит частицы с дробной статистикой -апуоп'и, то их внутреннее микроскопическое поле меньше 10"3 Э.

Основные выводы.

По результатам проведенных исследований можно сделать следующие выводы:

1. На керамических образцах состава УВаСиО и монокристаллических образцах состава BiSrCaCnO /2:2:1:2/ и /2:2:3:2/ обнаружены и исследованы нелинейные свойства, проявляющиеся в генерации гармоник выходного сигнала и кривых намагничивания М(Н) . Наблюдаемая генерация гармоник в ВТСП не требует подробного анализа микропроцессов в отдельных джозефсоновских контурах. Получаемые в эксперименте зависимости объясняются в рамках представлений о ВТСП как о сверхпроводнике П рода, характеризующимся некоторыми значениями критических полей Нс , Н_ .

Генерация гармоник обусловлена нелинейными м!гнитн§ш свойствами материала выгне некоторого критического поля Нс .

2. В магнитном поле изменяется размагничивающийся фактор гранул. При Н^ Н за счет выталкивания поля из гранул на 12 ^

границы происходит концентрация магнитного поля в джозефссчовс-ких переходах и слабая связь эффективно находится в большем поле, чем Н0. При Н0> Нс часть магнитного потока, огибавшего гранулу входит в нее. Изменяется эффективный размагничивающий фактор гранул. В результате магнитное поле в джозефсоновском переходе увеличивается медленнее, чем внешнее поле Н0.

3. Вид петель гистерезиса, а следовательно, и распределение гармоник нелинейного отклика на гармонически меняющееся поле должны зависеть соответствующим образом от толщины образца.

4. Для процессов намагничивания образцов В^^Б^СаС^Од при Т=77 К можно выделить два вклада - необратимый, связанный с пиннингом вихрей, и обратимый, обусловленный вероятно намагничиванием вихревой решетки.

5. Проведенные эксперименты по изучению поиска состояний

с нарушенной Т-инвариантностыэ на В-кристаллах позволяют заключить, что если внутреннее поле апусшУи существует в высокотемпературных сверхпроводниках, то его величина меньше 10~® 3.

6. Экспериментально исследована зависимость спектрального состава нелинейного отклика ВТСП на внешнее переменное магнитное поле от ориентации образца относительно переменного и постоянного внешних (.агнитных полей. Четные гармоники в случае керамического образца отсутствуют, если постоянное поле перпендикулярно переменному. В случае же кристаллического образца ^2^г2СаСи2®8 амшштУДы четных гармоник периодически меняются при повороте образца вокруг переменного магнитного поля. Предложена теоретическая модель для объяснения этого факта, основанная на учете кристаллической структуры образца.

Основное содержание работы отражено в следующих публикациях:

1. Мастеров В.Ф., Максутова З.Т., Зеликман М.А., Соболевский В.К. Ипатов А.Н., Федоров А.В. Нелинейные свойства гранулированных ВТСП в низкочастотных переменных полях.// ОИТ. 1991,

т.4. № 3, с. 470-481.

2. Аронов А.Г., Мастеров В.Ф., Максутова З.Т., Соболевский В.К. Генерация четных гармоник как способ обнаружения нарушения симметрии обращения времени в высокотемпературных сверхпроводниках. // СФХТ, 1992, т. 5, Л 6, с. 1033-1038.

3. Структурные особенности и исследования приповерхностных свойств сверхпроводящих монокристаллов в системе Ви-Йс- Са-

Си-О. /Шибанова Н.М., Максутова З.Т., Потапов В.В., Соболевский В.К., Лихолит И.Л., Духовская Е.Л., Каможная A.A., Амосова Н.Л., Яковлев D.M. //Материалы научно-технической конференции С.Петербург, ноябрь 1992. - С.Петербург, 1992 г., с. 122-124.

4. Зеликман М.А., Максутова З.Т., Соболевский В.К., Старостина Н.В. Нелинейный отклик сверхпроводящих керамик различной формы на низкочастотное шгнитное поле. /ДТФ, 1993 в печати.

5. Мастеров В.Ф., Максутова З.Т., Зеликдан М.А., Соболевский ' В.К., Старостина Н.В. Анизотропия нелинейных свойств сверхпроводящих криоталлов Bt2^r2^aCH2®8 в магнятн°м поле. //

ОФХТ. 1993, в печати.