Magnetic Flux Trapping in Granular HTSC near Superconducting Transition
magnetic_materials_in_electrical_industry说明书
Cdertuasitlaecde, a~p-atnod
date account of the nervous system and behaviour of
this large group.
J. GREEN
Sound Production and Sound Reception by Insects
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超导现象的基本特征
超导体（英文名：superconductor），又称为超导材料，指在某一温度下，电阻为零的导体。
在实验中，若导体电阻的测量值低于10-25Ω，可以认为电阻为零。
超导体不仅具有零电阻的特性，另一个重要特征是完全抗磁性。
基本特性超导体具有三个基本特性：完全电导性、完全抗磁性、通量量子化。
完全导电性完全导电性又称零电阻效应，指温度降低至某一温度以下，电阻突然消失的现象。
完全导电性适用于直流电，超导体在处于交变电流或交变磁场的情况下，会出现交流损耗，且频率越高，损耗越大。
交流损耗是超导体实际应用中需要解决的一个重要问题，在宏观上，交流损耗由超导材料内部产生的感应电场与感生电流密度不同引起；在微观上，交流损耗由量子化磁通线粘滞运动引起。
交流损耗是表征超导材料性能的一个重要参数，如果交流损耗能够降低，则可以降低超导装置的制冷费用，提高运行的稳定性。
完全抗磁性完全抗磁性又称迈斯纳效应，“抗磁性”指在磁场强度低于临界值的情况下，磁力线无法穿过超导体，超导体内部磁场为零的现象，“完全”指降低温度达到超导态、施加磁场两项操作的顺序可以颠倒。
完全抗磁性的原因是，超导体表面能够产生一个无损耗的抗磁超导电流，这一电流产生的磁场，抵消了超导体内部的磁场。
超导体电阻为零的特性为人们所熟知，但超导体并不等同于理想导体。
从电磁理论出发，可以推导出如下结论：若先将理想导体冷却至低温，再置于磁场中，理想导体内部磁场为零；但若先将理想导体置于磁场中，再冷却至低温，理想导体内部磁场不为零。
对于超导体而言，降低温度达到超导态、施加磁场这两种操作，无论其顺序如何，超导体超导体内部磁场始终为零，这是完全抗磁性的核心，也是超导体区别于理想导体的关键。
[4]通量量子化通量量子化又称约瑟夫森效应，指当两层超导体之间的绝缘层薄至原子尺寸时，电子对可以穿过绝缘层产生隧道电流的现象，即在超导体（superconductor）—绝缘体（insulator）—超导体（superconductor）结构可以产生超导电流。
逆磁致伸缩效应
逆磁致伸缩效应逆磁致伸缩效应（inverse magnetostriction effect）是指在外加磁场下产生的应变效应。
这一效应最早由美国物理学家W. J. Gore在1911年发现，其后又被多位科学家进行了深入的研究。
逆磁致伸缩效应在材料科学、电子工程、物理学等领域都有着广泛的应用。
一、逆磁致伸缩效应的基本原理逆磁致伸缩效应是指在外加磁场下，材料会发生形变。
这种形变是由于材料中存在着自发极化，并且自发极化方向与外加磁场方向垂直，导致了材料结构的略微改变。
这种改变可以通过测量材料长度或体积的变化来表征。
二、逆磁致伸缩效应的实验方法为了测量逆磁致伸缩效应，通常需要使用一些实验方法来进行测试。
其中最常用的方法是通过光栅干涉仪来测量样品长度的变化。
具体操作流程如下：1. 将待测试样品固定在一个支架上，并将支架放置在光栅干涉仪中。
2. 在样品上施加一个恒定的磁场，并测量样品长度的变化。
3. 测量得到的长度变化将被转换为电信号，并通过光栅干涉仪进行放大和处理。
4. 最终，可以得到逆磁致伸缩效应的相关数据，如应变值、材料系数等等。
三、逆磁致伸缩效应的应用逆磁致伸缩效应在材料科学、电子工程和物理学等领域都有着广泛的应用。
以下是一些具体的例子：1. 磁性记忆合金磁性记忆合金是一种利用逆磁致伸缩效应制成的材料。
这种合金可以在外加磁场下发生形变，并且能够记录下外加磁场的信息。
因此，它被广泛地应用于机械传感器、精密驱动装置等领域。
2. 磁致伸缩陶瓷磁致伸缩陶瓷也是一种利用逆磁致伸缩效应制成的材料。
这种材料可以在外加电场或者外加磁场下发生形变，因此被广泛地应用于精密控制系统、智能材料等领域。
3. 磁致伸缩传感器磁致伸缩传感器是一种利用逆磁致伸缩效应制成的传感器。
这种传感器可以测量外加磁场的强度，并将其转换为电信号输出。
因此，它被广泛地应用于物理学、电子工程等领域。
四、逆磁致伸缩效应的发展前景逆磁致伸缩效应作为一种新型的材料效应，在未来有着广阔的发展前景。
铁基超导
铁基超导超导是物理世界中最奇妙的现象之一。
正常情况下，电子在金属中运动时，会因为金属晶格的不完整性（如缺陷或杂质等）而发生弹跳损耗能量，即有电阻。
而超导状态下，电子能毫无羁绊地前行。
这是因为当低于某个特定温度时，电子即成对，这时金属要想阻碍电子运动，就需要先拆散电子对，而低于某个温度时，能量就会不足以拆散电子对，因此电子对就能流畅运动。
传统的解释常规超导体的超导电性的微观理论预言，超导体的最高温度不会超过麦克米兰极限的39K。
在以往的研究中，只有1987年发现的铜氧化合物超导体打破了这一极限，被称为高温超导体。
最近，在铁基磷族化合物中发现的超导电性其超导临界温度可达55K，同样突破了传统理论预言的麦克米兰极限。
这是第一个非铜基的高温超导体，掀起了高温超导研究的又一次热潮。
铁基超导的研究进入了一个空前发展的阶段，各国都在进行这一新材料的研究，铁基超导体薄膜研究进展与铁基超导体大同位素效应就是其中的热点。
从2008年新的铁基高温超导体发现以来，铁基超导薄膜的研究进展相对缓慢。
这是因为较难精确控制人们所需要的亚稳相中的多元素配比、以及多种热力学相之间的互相竞争。
由于元素配比和不同热力学相竞争所导致的较少量的杂质，在块状材料的合成中有时可以接受，但对低维的薄膜材料却不能允许。
迄今已发现四种主要晶体结构的铁基超导体，包括含砷或磷（chalcogens）的1111相、122相、111相，以及含氧硫族元素（pnictogens）的11相。
它们都具有超导的Fe-X （X为As、P、Se、S或Te等）层，且前三类超导体中这些层由La-O等隔离层隔开，而超导的11相FeSe、Fe(Se,Te)只有Fe-X层，晶体结构最简单。
目前人们只得到了11相的单相、外延、超导薄膜。
而对含砷的铁基超导体而言，经过近两年的探索，仍未能得到单相的超导薄膜。
中国科学院物理研究所/北京凝聚态物理国家实验室(筹)超导实验室的曹立新副研究员带领博士生韩烨、李位勇，与相关科研人员合作，在国际上率先制备出单相的外延FeSe超导薄膜（第十届全国超导薄膜和超导电子器件学术研讨会，大连，2008年10月11日-15日），率先发表文章（Journal of Physics: Condensed Matter 21, 235702, 2009），并申请了国家专利。
超顺磁性[教材]
![超顺磁性[教材]](https://img.taocdn.com/s3/m/a49d191f773231126edb6f1aff00bed5b9f3733b.png)
基本定义超顺磁性（superparamagnetism）：如果磁性材料是一单畴颗粒的集合体，对于每一个颗粒而言，由于磁性原子或离子之间的交换作用很强，磁矩之间将平行取向，而且磁矩取向在由磁晶各向异性所决定的易磁化方向上，但是颗粒与颗粒之间由于易磁化方向不同，磁矩的取向也就不同。
现在，如果进一步减小颗粒的尺寸即体积，因为总的磁晶各向异性能正比于K1V，热扰动能正比于kT（K1是磁晶各向异性常数，V是颗粒体积，k是玻尔兹曼常数，T是样品的绝对温度），颗粒体积减小到某一数值时，热扰动能将与总的磁晶各向异性能相当，这样，颗粒内的磁矩方向就可能随着时间的推移，整体保持平行地在一个易磁化方向和另一个易磁化方向之间反复变化。
从单畴颗粒集合体看，不同颗粒的磁矩取向每时每刻都在变换方向，这种磁性的特点和正常顺磁性的情况很相似，但是也不尽相同。
因为在正常顺磁体中，每个原子或离子的磁矩只有几个玻尔磁子，但是对于直径5nm的特定球形颗粒集合体而言，每个颗粒可能包含了5000个以上的原子，颗粒的总磁矩有可能大于10000个玻尔磁子。
所以把单畴颗粒集合体的这种磁性称为超顺磁性[1]。
编辑本段特点介绍超顺磁性行为有两个最重要的特点：一是如果以磁化强度M为纵坐标，以H/T为横坐标作图（H是所施加的磁场强度，T是绝对温度），则在单畴颗粒集合体出现超顺磁性的温度范围内，分别在不同的温度下测量其磁化曲线，这些磁化曲线必定是重合在一起的。
二是不会出现磁滞，即集合体的剩磁和矫顽力都为零。
重要性对于磁性颗粒集合体来说，有两个物理量非常重要：一是出现超顺磁性的临界尺寸（直径）Dp。
如果颗粒系统的温度保持恒定，则只有当颗粒尺寸D≤Dp才有可能呈现超顺磁性。
该直径小于单畴颗粒的临界直径。
二是截止温度TB，对于足够小的磁性颗粒，存在一特征温度TB，当温度T＜TB时，颗粒呈现强磁性（铁磁性或亚铁磁性）；T≥TB时，颗粒呈现超顺磁性。
超顺磁的必要条件有两个：一个是测MT曲线的零场冷（ZFC）和场冷（FC）曲线，两曲线会分叉，在ZFC曲线有一个峰值，对应超顺磁的冻结温度，并且该峰值会随着测量的频率变化而发生移动。
磁性测量中ZFC和FC数据的获得与解释
1957年，χ－T低温极大值（CuMn，AgMn）
J. Owen & M. E. Browne, V. Arp & A. F. Kip, J. Phys. Chem. Solids, 2 (1957) 85
统一理论
?, ?, ? (?) ?
EA
Ising、Heisenberg、XY、 Bethe Lattice、Mattis、SK、 Random Bond…
单个Fe、Mn原子的各向异性
Science, 315 (2007.08.31) 1199-1203
三、Fe原子（团）更分叉
混磁性、自旋玻璃（SG）
非线性磁化率的实验 1979年～1980年，（Y. Miyako, et al） J. Phys. Soc. Japan, 46 (1979) 1951 J. Phys. Soc. Japan, 47 (1979) 335 J. Phys. Soc. Japan, 48 (1980) 329 综述： K. Binder & A. P. Young, Rev. Mod. Phys., 58 (1986) 801 Magnetic Susceptibility of Superconductor and Other Spin Systems Eds. R. A. Hein, T. L. Francavilla & D. H. Liebenberd, 1991, New York
三、Fe原子（团）更分叉
临界浓度、交换相互作用
近藤效应：稀释磁性合金电阻率－温度曲线极小值 1964年，始作俑者不是Jun Kondo（近藤 淳） J. Kondo, Prog. Theor. Phys., 32 (1964) 37 1931年，AuFe（J. W. Shih） Phys. Rev., 38 (1931) 2051 1951年，R－T低温极大值（AgMn）
超导磁强计
高温超导量子干涉磁强计的发展现状及其应用作为20世纪物理学的重要发现之一的超导电性,在1911年被荷兰物理学家卡末林一昂内斯发现以后，科学家们就对超导电性的实际应用提出了许多设想，并积极开发它的应用领域，超导传感器是最有希望的应用领域之一。
超导传感器的核心是基于隧道效应的超导量子干涉器件(SUPerCondUetingqUantUmdeVices,常缩写为SQlnD).SQUID实质上是将磁通转变成电压的磁通传感器，以它为基础可派生出多种传感器和测量仪器。
超导量子干涉磁强计工作的基础是“隧道效应”，SQUID就其功能来讲，是一种磁通传感器，不仅可以用来测量磁通量的变化，而且还可以测量能转换成磁通的其他物理量，如电流、电压、电阻、电感、磁感应强度、磁场梯度、磁化率、温度、位移等。
SQUID配上输入和读出电路，就构成磁强计，它的灵敏度、动态范围、频率响应、响应时间比同类仪器高几个数量级。
一、超导测量仪器的技术研究发展历程：自20世纪80年代发现了能工作于液氮温度(77K)的铜氧化物高温超导体后，由于液氮相对于液氮的廉价和使用上的方便，给高温超导体SQInD的应用提供了较多有利条件，国际上又掀起了高温超导体量子干涉(高TCSQUID)磁强计的研制和应用的热潮。
随着高温超导薄膜技术的发展，外延生长高温超导薄膜的技术逐渐成熟，发展出了多种人工可控的采用高性能外延超导薄膜制备JOSePhSon结及SQUTD器件的技术。
为了提高SQUID的磁场灵敏度，无论是deSQUID或rfSQUTD,都采用具有较大磁聚焦面积的方垫圈结构,有的还用高温超导薄膜做出磁通变换器、大面积磁聚焦器等与SQInD器件配合到一起,共同组成SQUTD 磁强计的探头。
在电子线路方面与低温SQUTD相比，也做了很多改进和提高。
使磁强计的性能指标可以满足许多弱磁性测量应用的需要。
如图：SQUTD磁强计在不同应用中的磁场灵敏度和频率范围现在，国外已有多家小型公司可以提供商品化的高温超导SQUT0这样性能的高温超导SQUID系统已经被用在了生物磁测量、地磁测量、无损探伤、扫描SQUID显微镜及实验室的弱磁测量等多个方面。
磁隧道结
图2
磁隧道结的制备和性质测量
为了使两个铁磁层 的磁化强 度能够平行或反平 行排列 , 可 以采用如下 方法 : (1)沉积钉扎层；(2)沉积 MnFe等反铁磁藕合层；(3)两个铁磁层分别选 用矫顽力不同的材料 , 如 CoFe和 NiFe；(4)通过控制制备条件使铁磁层具有 不同的矫顽力。 测量隧道结的输运特性需采用电流垂直膜面 (CPP)方式。因此隧道结的 制备常采用两种特别技术 , 一是光刻，另一种是原位掩膜。光刻的优点是结 的数目和尺寸比较容易控制 , 但制备过程较复杂。
应用和展望
谢谢观看！
2015年9月15日
结构简介
磁隧道结（MTJs）
在两块铁磁薄片之间夹一 层厚度约为0.1nm的极薄绝缘层， 构成所谓的结元件。
磁电阻效应TMR
在铁磁材料中，由于量子力学交换作用，铁磁金 属的 3d轨道局 域电子能带发生劈裂，使费米(Fermi)面附近自旋向上和向下的电子具 有不同的能态密度。 在 MTJs中，TMR效应的产生机理是自旋相关 的隧穿效应。MTJs 的一般结构为铁磁层 /非磁绝缘 层 /铁磁层(FM/I/FM) 的三明治结构。 饱和磁化时，两铁磁层的磁化方向互相平行，而通常两铁磁层的矫顽 力不同，因此反向磁化时，矫顽力小的铁磁层磁 化矢量首先翻转，使 得两铁磁层的磁化方向变成反 平行。电子从一个磁性层隧穿到另一个 磁性层的隧 穿几率与两磁性层的磁化方向有关。
图1
如图1所示,若两层磁化方向互相平行， 则在一个磁性层中，多数自旋子带的电子将 进入另一磁性层中多数自旋子带的空态，少 数自旋子带的电子也将进入另一磁性层中少 数自旋子带的空态，总的隧穿电流较大；若 两磁性层的磁化方向反平行，情况则刚好相 反，即在一个磁性层中，多数自旋子带的电 子将进入另一磁性层中少数自旋子带的空态, 而少数自旋子带的电子也将进入另一磁性层 中多数自旋子带的空态,这种状态的隧穿电 流比较小。 因此,隧穿电导随着两铁磁层磁化方向 的改变而变化，磁化矢量平行时的电导高于 反平行时的电导。
物理实验报告英文版7
iv
Table of Contents
Title Page Authorization Page Signature Page Acknowledgements Table of Contents List of Figures List of Tables Abstract Chapter1 Introduction 1.1 Structure of Carbon Nanotubes . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1.2 Electronic properties of Carbon Nanotubes . . . . . . . . . . . . . . Chapter2 Superconductivity in 0.4nm Carbon Nanotubes array 2.1 The band structure of 0.4nm Carbon Nanotubes . . . . . . . . . . 2.2 Meissner effect in 0.4nm Carbon Nanotubes array . . . . . . . . . 2.3 The model of coupled one-dimensional superconducting wires . . . 2.4 Motivation and scope of the thesis . . . . . . . . . . . . . . . . . . i ii iii iv v vii xi xii 1 3 4 8 9 9 12 13
July 2008, Hong Kong
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新型磁性隧道结材料及其隧穿磁电阻效应
（ 中 国 科 学 院 物 理 研 究 所 ，北 京 １ ０ ０ ０ ０ ０ ）
摘 要 ：典型 的磁性 隧道结是“ 三 明治 ” 结构 ，即由上下两个铁磁 电极以及 中间厚度 为 １ ｎ ｍ量 级的绝缘 势垒层构 成。 当外 加
磁场使两铁磁 电极的磁矩 由平行 态向反平行态 翻转 时 ，隧穿 电阻会发 生低电阻态 向高 电阻态的转变。 自从 １ ９ ９ ５年发现 室温隧 穿磁 电阻 （ Ｔ ＭＲ） 以来 ，非 晶势 垒的 Ａ Ｉ Ｏ 磁性隧道结在 磁性随机存储器 （ ＭＲＡ Ｍ） 和磁硬盘磁读 头（ Ｒ ｅ ａ ｄ Ｈ ｅ ａ ｄ ）中得 到了广泛 的 应用 ，２ ０ ０ ７年室温 下其 磁电阻 比值可 达到 ８ ０ ％ 。下一代 高速 、低功耗 、高性能 的 自旋电子学器件 的发 展 ，迫切需要更高 的室 温Ｔ ＭＲ比值和新型的调制结 构。２ ０ ０ １年通过第 一性 原理计算发现 ：由于 Ｍｇ Ｏ（ ０ ０ １ ） 势垒对不 同对称性 的 自旋极化 电子具有 自 旋过滤 （ Ｓ ｐ ｉ ｎ Ｆ ｉ ｌ ｔ ｅ ｒ ） 效应 ， 单 晶外 延的 Ｆ ｅ （ ０ ０ １ ） ／ Ｍｇ Ｏ（ ０ ０ １ ） ／ Ｆ ｅ （ ｏ ０ １ ） 磁 性隧道结的 Ｔ ＭＲ比值 可超过 １ ０ ０ ０ ％ ，随后 ２ ０ ０ ４年 在单 晶或 多晶的 Ｍｇ Ｏ磁性隧道结 中获得室温约 ２ ０ ０ ％的 Ｔ ＭＲ比值 ，２ ０ ０ ８年更是在赝 自旋 阀结构 ｃ ｏ Ｆ ｅ Ｂ ／ Ｍｇ ０ ／ ｃ ｏ Ｆ ｅ Ｂ磁性 隧道结 中 获得高达 ６ ０ ４ ％ 的室温 Ｔ ＭＲ比值。伴随着新 势垒材料的不断发 现和各 种磁性隧道结结构 的优化 ，共振 隧穿 和 自旋依 赖 的库仑 阻塞磁 电阻等新效 应以及磁性传感器 、磁性随机存储 器和 自旋纳米振荡 器及微波检 测器等 新器件 逐渐成为 科学和 工业界所关
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1Magnetic Flux Trapping in Granular HTSC
near Superconducting Transition
A. A. Sukhanov, V. I. Omelchenko, G. A. OrlovaInstitute of Radioengineering and Electronics RAS, 141190, Vvedenskogo sq. 1, Fryazino, Moscow dist., Russiae-mail: sukh@ms.ire.rssi.ru___________________________________________________________________
AbstractThe temperature and field dependences of the trapped magnetic fields and of the frozenmagnetoresistance of (Pb)Bi-Sr-Ca-Cu-O ceramics and Bi-based magnetron films are investigated.It is found that in the resistive transition region of granular Bi-HTSC the trapped magnetic fieldsbecome highly inhomogeneous and alternating in sign at scale of less than 50 µm. Unlike ceramicthe films have critical temperature of trapping lower than the upper temperature ofmagnetoresistance disappearance. The experimental results are explained by a model in which themagnetic fields are trapped in superconducting loops embedded in Josephson weak links medium.The loops nature which is essentially different for films and ceramics is discussed. Observedtemperature and field dependences of trapped field are in good agreement with those calculated fornormal law of the loops distribution on critical fields.
Keywords: granular HTSC, magnetic field trapping, magnetoresistance______________________________________________________________________________________________
1. IntroductionMagnetic flux trapping (MFT) in aresistive transition region of granular HTSC isnot studied enough up to now. The mainreason of this is that in this case the magneticfields trapped in superconducting regions areclosed through normal regions of the HTSC.As a result the arising trapped magnetic fields(TMF) must be sign-varying and can beunobserved by Hall probe and magnetometerSQUID .
Fortunately, in granular superconductorsthese sign-varying TMF destroy thesuperconductivity of weak links network andso give rise to frozen magnetoresistance(FMR) [1] and the latter can be used for MFTinvestigations in the region of resistivetransition of granular HTSC [2]. Below we present the results ofcomparative study of the temperature and fielddependences of FMR and TMF in (Pb)Bi-ceramics and Bi-based magnetron-sputteredfilms near superconducting transition region. 22. Samples and measuring
techniques.Two HTSC systems with extendedresistive transition were studied: ceramics ofnominal composition Pb0.5Bi2Sr2Ca2Cu3O11
with upper transition temperature
Tc = 108-110 K and width of transition∆Tc = 10-15 K and magnetron-sputtered films
of nominal composition Bi2Sr2Ca2Cu3O10 withTc = 80-82 K and ∆Tc = 20-40 K. The ceramics samples dimensions were3 * 4 * 8 mm3, films dimensions -3 µm * 4 mm * 8 mm.The MFT was realized by applying themagnetic fields of magnitude Hi = 1-200 Oe.In ZFC regime the field pulses duration was 30sec. Measurements of magnetic field and meanvalue of TMF were made by Hall probe withsensitivity area of 150 * 450 µm2. Thethreshold sensitivity and experimental error ofHall apparatus were 0.1 Oe. The resistivitymeasurements were made by the four-pointmethod with device sensitivity of 10-5 Ω.
3. Results and DiscussionThe resistive transition width in studiedsamples essentially increases (by 20-30 K) as aresult of MFT or application of the magneticfield H = 20-200 Oe. Moreover the FMRreaches the values equal to amagnetoresistance caused in ceramics by fieldH = 20 Oe at T = 77.4 K and in filmsH = 100 Oe at T = 10 K ( Fig. 1), while theaverages of TMF measured by Hall probe arenegligible (< 0.1 Oe).
Fig. 1. Temperature dependences of the Bi-HTSC film resistance. 1 - resistance in zero field,2 and 3 - magnetoresistance for H = 40 Oe andH = 95 Oe, 4 and 5 - FMR for Hi = 200 Oe at heatingfrom 5 K in FC and ZFC regimes.
It means that the local TMF whichdetermine the FMR in the granular systems arereally rather high (~100 Oe) and sign-varyingat scale of less than 50 µm.The sign-varying TMF can becharacterized by an effective value Hteff equalto an external field that causes the samemagnetoresistance as the trapped fields do.Using this definition the dependencesHteff(Hi,T) were determined from FMR andmagnetoresistance measurements (Fig. 2). The other typical feature of films FMRand magnetoresistance dependences ontemperature is that the FMR and hence TMFdisappear at temperature Ttc which is lower by
~10 K than the temperature ofmagnetoresistance disappearance Tmc (Fig. 1).In ceramics the temperatures of FMR andmagnetoresistance disappearance coincide,however critical temperature of trapping Ttc asdetermined from Hteff(T) turns out to beby 3-5 K higher than Tmc .