PDF《高温超导体磁通动力学和混合态相图（ ！）》

D6, 等人还证明了在 E(. 3*B>

薄膜上, 厚度 为邻近铜氧层间距( 1&

AL ,M 左右, 称为 F) K (*N6<

厚度 )的涡旋饼系统是 ./ 磁通运动的主体 [.8] &

与磁通玻璃理论相类似的, 如果钉扎中心是柱 状的, 则在低温下就是冻结的玻色玻璃态&

在集体蠕 动的理论出现后, 3(* 6<

等人 [A, 9O] 把磁通体系考虑 成A/ 均匀的介质中的 9/ 弹性线组成的弹性体, 对 弹性体理论做了大量的工作, 推导出了不同的蠕动 区域, 对应的蠕动常数 '

0 9

2 8 ( 单涡旋蠕动 ) , '

0 A

2 . ( 小磁通束蠕动 ) , '

0 8

2 O ( 大磁通束蠕动) &

蠕 动常数还会随着维度的改变而改变&

有兴趣的读者 可以参阅 3(* 6<

等人写的一篇著名的评论性文 章[A] &

图8- 较厚( A111P)的和超薄 (9=P)?3@B 薄膜的 , ) - 耗散关系分别用 A/ 涡旋玻璃模型 ( 在有限温度下 融化 )和./ 模型( 在零温融化 )标度后的结果 [.=] (很明显, 厚膜的数据满足 A/ 模型, 而超薄膜的数据满 足./ 模型) Q- 磁弛豫、 非线性

1 (-) 关系和 '

指数 上 节提到高温超导体磁通运动的热激活能

1 (-) *9 % -'

中有个关键的 '

指数, 它直接决定了在 涡旋玻璃态时的磁通运动耗散行为&

按照涡旋玻璃 理论 [9>

, .L] 和集体蠕动的理论 [9O] , 磁通蠕动过程是在 A/ 的超导介质中由热激发而出现的涡旋线环(RH) 式和 (26) 式, 得到 [>

2] .

6 ( -+ (., /) 0:

3 !4.&

(2B) 从上式中可以看出, 如果能剔除量子隧道效应在低 温下对 .#

6 的影响, .#

6 延伸到零温度下的值就给 出了本征钉扎势的大小 -+ (. . /, /) &

假设 -+ (., /) 在一段温度内几乎保持为常数, 则.#

6 对.曲线 的斜率就给出了 !4 值, 而4值又几乎是一个常数, 因此 ! 值就被确定下来&

C,DE246 ) [>

2] 和铊钡钙铜 氧(F(E4424 ) [>

G, >

0] 薄膜在低磁场中的 ! 值, 发现对 于三维性较强的钇钡铜氧( DE24>

,DE246 ) , 在中 温区和 2―4 F 磁场下, !(/&

B―/&

0, 而对于二维性 较强的铊钡钙铜氧 (F(E4424) , 在中温区低磁场的情 况下, !(/&

2―/&

4, 磁通运动为弹性运动, 当磁场超 过几千高斯后, ! 变成负值, 磁通运动变成塑性形 式, 反映一个磁场诱导的磁通维度的转变 [>

0] &

・ ! * ・ 评- 述! # 卷($%%&

年) '

期! 0- 12-

23 ! # $ 广义反演方法0+1'

. 023&

4&

) 在常规超导体中, 一般认为

4513 临界态模型 是严格成立的, 即表示从总磁场强度 ! 计算出来的 电流密度 就是临界电流密度

2 - 这种假设在磁通 运动微弱时是成立的, 但是对于具有强磁通运动特 性的高温超导体就不再适用了- 在高温超导体中, 测 量到的电流仅仅反映的是弛豫后的电流 , 它一般 远离真正的临界电流

2 - ('

) 式就反映了 和

2 的 这种关系- 在('

) 式中, 未知参量太多, 因此要得到 诸如真正的临界电流

2 (#)和本征钉扎势 $2 (#) 就需要一定的反演方法- 67058853,92(312: 和;

53 等人于 '

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