Особенности магнитно-полевой зависимости критического тока сверхпроводящих пленок YBa₂Cu₃O₇₋δ, полученных методом лазерной абляции на подложках SrTiO₃
Представлены результаты исследований магнитно-полевой зависимости плотности критического тока jc(H) YBCO-пленки и рентгеноструктурного анализа. Пленки были выращены методом лазерной абляции на подложке SrTiO₃. Полученные разными методами средние размеры кристаллитов, из которых состоят пленки, значи...
Saved in:
| Date: | 2005 |
|---|---|
| Main Authors: | , , , , , , , , |
| Format: | Article |
| Language: | Russian |
| Published: |
Донецький фізико-технічний інститут ім. О.О. Галкіна НАН України
2005
|
| Series: | Физика и техника высоких давлений |
| Online Access: | http://dspace.nbuv.gov.ua/handle/123456789/70159 |
| Tags: |
Add Tag
No Tags, Be the first to tag this record!
|
| Journal Title: | Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine |
| Cite this: | Особенности магнитно-полевой зависимости критического тока сверхпроводящих пленок YBa₂Cu₃O₇₋δ, полученных методом лазерной абляции на подложках SrTiO₃ / А.И. Коссе, А.Ю. Прохоров, В.А. Хохлов, Г.Е. Шаталова, Н.Е. Письменова, А.В. Семенов, М.П. Черноморец, Д.Г. Ковальчук, Г.Г. Левченко // Физика и техника высоких давлений. — 2005. — Т. 15, № 3. — С. 131-137. — Бібліогр.: 14 назв. — рос. |
Institution
Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine| id |
irk-123456789-70159 |
|---|---|
| record_format |
dspace |
| spelling |
irk-123456789-701592014-10-31T03:01:51Z Особенности магнитно-полевой зависимости критического тока сверхпроводящих пленок YBa₂Cu₃O₇₋δ, полученных методом лазерной абляции на подложках SrTiO₃ Коссе, А.И. Прохоров, А.Ю. Хохлов, В.А. Шаталова, Г.Е. Письменова, Н.Е. Семенов, А.В. Черноморец, М.П. Ковальчук, Д.Г. Левченко, Г.Г. Представлены результаты исследований магнитно-полевой зависимости плотности критического тока jc(H) YBCO-пленки и рентгеноструктурного анализа. Пленки были выращены методом лазерной абляции на подложке SrTiO₃. Полученные разными методами средние размеры кристаллитов, из которых состоят пленки, значительно превышают аналогичный размер, известный из литературы. Обсуждаются возможные причины этих различий. For the YBCO film the results of X-ray diffraction analysis and investigations of magnetic field dependence of critical-current density Jc(H) are represented. The films were grown by the method of laser ablation on SrTiO₃ substrate. The resulted average size of crystallites constituents of the films is much larger than the known from literature. Possible reasons of the differences are discussed. 2005 Article Особенности магнитно-полевой зависимости критического тока сверхпроводящих пленок YBa₂Cu₃O₇₋δ, полученных методом лазерной абляции на подложках SrTiO₃ / А.И. Коссе, А.Ю. Прохоров, В.А. Хохлов, Г.Е. Шаталова, Н.Е. Письменова, А.В. Семенов, М.П. Черноморец, Д.Г. Ковальчук, Г.Г. Левченко // Физика и техника высоких давлений. — 2005. — Т. 15, № 3. — С. 131-137. — Бібліогр.: 14 назв. — рос. 0868-5924 PACS: 74.76.−w, 74.60.−Ge, 61.10.Lx http://dspace.nbuv.gov.ua/handle/123456789/70159 ru Физика и техника высоких давлений Донецький фізико-технічний інститут ім. О.О. Галкіна НАН України |
| institution |
Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine |
| collection |
DSpace DC |
| language |
Russian |
| description |
Представлены результаты исследований магнитно-полевой зависимости плотности критического тока jc(H) YBCO-пленки и рентгеноструктурного анализа. Пленки были выращены методом лазерной абляции на подложке SrTiO₃. Полученные разными методами средние размеры кристаллитов, из которых состоят пленки, значительно превышают аналогичный размер, известный из литературы. Обсуждаются возможные причины этих различий. |
| format |
Article |
| author |
Коссе, А.И. Прохоров, А.Ю. Хохлов, В.А. Шаталова, Г.Е. Письменова, Н.Е. Семенов, А.В. Черноморец, М.П. Ковальчук, Д.Г. Левченко, Г.Г. |
| spellingShingle |
Коссе, А.И. Прохоров, А.Ю. Хохлов, В.А. Шаталова, Г.Е. Письменова, Н.Е. Семенов, А.В. Черноморец, М.П. Ковальчук, Д.Г. Левченко, Г.Г. Особенности магнитно-полевой зависимости критического тока сверхпроводящих пленок YBa₂Cu₃O₇₋δ, полученных методом лазерной абляции на подложках SrTiO₃ Физика и техника высоких давлений |
| author_facet |
Коссе, А.И. Прохоров, А.Ю. Хохлов, В.А. Шаталова, Г.Е. Письменова, Н.Е. Семенов, А.В. Черноморец, М.П. Ковальчук, Д.Г. Левченко, Г.Г. |
| author_sort |
Коссе, А.И. |
| title |
Особенности магнитно-полевой зависимости критического тока сверхпроводящих пленок YBa₂Cu₃O₇₋δ, полученных методом лазерной абляции на подложках SrTiO₃ |
| title_short |
Особенности магнитно-полевой зависимости критического тока сверхпроводящих пленок YBa₂Cu₃O₇₋δ, полученных методом лазерной абляции на подложках SrTiO₃ |
| title_full |
Особенности магнитно-полевой зависимости критического тока сверхпроводящих пленок YBa₂Cu₃O₇₋δ, полученных методом лазерной абляции на подложках SrTiO₃ |
| title_fullStr |
Особенности магнитно-полевой зависимости критического тока сверхпроводящих пленок YBa₂Cu₃O₇₋δ, полученных методом лазерной абляции на подложках SrTiO₃ |
| title_full_unstemmed |
Особенности магнитно-полевой зависимости критического тока сверхпроводящих пленок YBa₂Cu₃O₇₋δ, полученных методом лазерной абляции на подложках SrTiO₃ |
| title_sort |
особенности магнитно-полевой зависимости критического тока сверхпроводящих пленок yba₂cu₃o₇₋δ, полученных методом лазерной абляции на подложках srtio₃ |
| publisher |
Донецький фізико-технічний інститут ім. О.О. Галкіна НАН України |
| publishDate |
2005 |
| url |
http://dspace.nbuv.gov.ua/handle/123456789/70159 |
| citation_txt |
Особенности магнитно-полевой зависимости критического тока сверхпроводящих пленок YBa₂Cu₃O₇₋δ, полученных методом лазерной абляции на подложках SrTiO₃ / А.И. Коссе, А.Ю. Прохоров, В.А. Хохлов, Г.Е. Шаталова, Н.Е. Письменова, А.В. Семенов, М.П. Черноморец, Д.Г. Ковальчук, Г.Г. Левченко // Физика и техника высоких давлений. — 2005. — Т. 15, № 3. — С. 131-137. — Бібліогр.: 14 назв. — рос. |
| series |
Физика и техника высоких давлений |
| work_keys_str_mv |
AT kosseai osobennostimagnitnopolevojzavisimostikritičeskogotokasverhprovodâŝihplenokyba2cu3o7dpolučennyhmetodomlazernojablâciinapodložkahsrtio3 AT prohorovaû osobennostimagnitnopolevojzavisimostikritičeskogotokasverhprovodâŝihplenokyba2cu3o7dpolučennyhmetodomlazernojablâciinapodložkahsrtio3 AT hohlovva osobennostimagnitnopolevojzavisimostikritičeskogotokasverhprovodâŝihplenokyba2cu3o7dpolučennyhmetodomlazernojablâciinapodložkahsrtio3 AT šatalovage osobennostimagnitnopolevojzavisimostikritičeskogotokasverhprovodâŝihplenokyba2cu3o7dpolučennyhmetodomlazernojablâciinapodložkahsrtio3 AT pisʹmenovane osobennostimagnitnopolevojzavisimostikritičeskogotokasverhprovodâŝihplenokyba2cu3o7dpolučennyhmetodomlazernojablâciinapodložkahsrtio3 AT semenovav osobennostimagnitnopolevojzavisimostikritičeskogotokasverhprovodâŝihplenokyba2cu3o7dpolučennyhmetodomlazernojablâciinapodložkahsrtio3 AT černomorecmp osobennostimagnitnopolevojzavisimostikritičeskogotokasverhprovodâŝihplenokyba2cu3o7dpolučennyhmetodomlazernojablâciinapodložkahsrtio3 AT kovalʹčukdg osobennostimagnitnopolevojzavisimostikritičeskogotokasverhprovodâŝihplenokyba2cu3o7dpolučennyhmetodomlazernojablâciinapodložkahsrtio3 AT levčenkogg osobennostimagnitnopolevojzavisimostikritičeskogotokasverhprovodâŝihplenokyba2cu3o7dpolučennyhmetodomlazernojablâciinapodložkahsrtio3 |
| first_indexed |
2025-07-05T19:27:05Z |
| last_indexed |
2025-07-05T19:27:05Z |
| _version_ |
1836836324514988032 |
| fulltext |
Физика и техника высоких давлений 2005, том 15, № 3
131
PACS: 74.76.−w, 74.60.−Ge, 61.10.Lx
А.И. Коссе1, А.Ю. Прохоров1, В.А. Хохлов1, Г.Е. Шаталова1,
Н.Е. Письменова1, А.В. Семенов2, М.П. Черноморец2, Д.Г. Ковальчук2,
Г.Г. Левченко1
ОСОБЕННОСТИ МАГНИТНО-ПОЛЕВОЙ ЗАВИСИМОСТИ
КРИТИЧЕСКОГО ТОКА СВЕРХПРОВОДЯЩИХ ПЛЕНОК YBa2Cu3O7−δ,
ПОЛУЧЕННЫХ МЕТОДОМ ЛАЗЕРНОЙ АБЛЯЦИИ
НА ПОДЛОЖКАХ SrTiO3
1Донецкий физико-технический институт им. А.А. Галкина НАН Украины
ул. Р. Люксембург, 72, г. Донецк, 83114, Украина
E-mail: ayup@levch.fti.ac.donetsk.ua
2Институт физики НАН Украины
пр. Науки, 46, г. Киев, 03028, Украина
E-mail: semenov@iop.kiev.ua
Статья поступила в редакцию 20 апреля 2005 года
Представлены результаты исследований магнитно-полевой зависимости плотно-
сти критического тока jc(H) YBCO-пленки и рентгеноструктурного анализа.
Пленки были выращены методом лазерной абляции на подложке SrTiO3. Получен-
ные разными методами средние размеры кристаллитов, из которых состоят
пленки, значительно превышают аналогичный размер, известный из литературы.
Обсуждаются возможные причины этих различий.
Считается, что большое количество краевых и винтовых дислокаций
(~ 1011 cm−2), возникающих в YBCO-пленках в процессе роста, является
причиной значительных (~ (1−4)·106 A/cm2 при 77 K) плотностей критиче-
ского тока jc, наблюдаемых в таких образцах [1−3]. Эпитаксиальные пленки
YBCO растут в виде кристаллитов, которые при исследовании поверхности
с помощью atomic force microscope визуально проявляются в виде «остров-
ков». Средний размер поверхностных островков, в зависимости от особен-
ностей процесса напыления, составляет от 100 nm [4] до 2.5 µm (при спи-
ральном росте островка с винтовой дислокацией в центре и несколькими
краевыми ближе к периферии) [5]. Островки разделены малоугловыми гра-
ницами (МУГ), представляющими собой относительно упорядоченные ряды
краевых дислокаций [3,6]. Дислокации имеют несверхпроводящие ядра ра-
диусом rc ~ 1 nm, окруженные областью с подавленным параметром поряд-
Физика и техника высоких давлений 2005, том 15, № 3
132
ка, которые и являются сильными центрами пиннинга для вихрей. В то же
время промежутки между ядрами дислокаций внутри МУГ «прозрачны» для
сверхпроводящего тока с плотностью, меньшей или порядка критической
плотности тока распаривания [7].
Магнитно-полевые зависимости плотности критического тока jc в эпитак-
сиальных пленках YBCO, выращенных по различным методикам и на раз-
личных подложках, исследованы в ряде работ [4,5,8,9]. В них изучены зави-
симости jc от величины внешнего магнитного поля, приложенного перпен-
дикулярно пленке (Н||С). Во всех работах отмечена независимость jc(H)/jc(0)
от поля при Н < Hm
* (так называемое «плато», или «полка»), где величина Hm
*
при Т = 4.2 K может достигать ~ 500 Oe и убывает с ростом температуры
пропорционально (1 − T/Tc)
1/2.
Как показано в [8], в эпитаксиальных YBCO-пленках возможны два основ-
ных механизма, ограничивающих jc. Это механизмы коллективного депиннинга
вихрей со случайной сетки МУГ и распаривания сверхпроводящего тока (огра-
ниченной прозрачности) в отдельных перколирующих среднеугловых грани-
цах. В работах [8,9] теоретически и экспериментально показано, что при малых
полях должна существовать область с jc = const, которая при увеличении Н
выше Hm
* переходит в зависимость jc(H,τ)/jc(0,τ) ~ ln(H*/H), где Н* − харак-
теристическое поле, а τ = (1 − T/Tc). Авторы [8] предположили, что резкий
переход от плато к логарифмической зависимости на кривой jc(H) подтвер-
ждает существование контролируемого прозрачностью границ ограничения
jc в низкополевой области, переходящего в механизм коллективного депин-
нинга при увеличении поля. В случае, когда последний механизм ограничи-
вает jc во всем диапазоне полей, реальная структура кристаллитов может
быть получена из измерений j(H,T) путем определенной процедуры фитинга
экспериментальных кривых [9].
В настоящей работе исследована YBCO-пленка толщиной 100 nm, полу-
ченная методом лазерного импульсного напыления на подложку SrTiO3.
Измерения плотности критического тока jc и температуры сверхпроводяще-
го перехода Tc проводили бесконтактным методом магнитной восприимчивости
на частоте 937 Hz в диапазоне возбуждающих полей Нас = 0−60 Oe. Приме-
нимость этой методики для определения jc обоснована в [10,11] с использо-
ванием модели Бина [12]. Плотность критического тока определяли по фор-
муле jc = 1.03Hm/d, где Hm – амплитуда поля Hac, при которой величина
мнимой части восприимчивости χ′′(Т) достигает максимума, а d – толщина
пленки. Величина внешнего постоянного магнитного поля Hdc изменялась в
пределах 0−400 Oe. Целью настоящей работы было определение размеров
кристаллитов в исследуемой пленке с помощью теории, предложенной в ра-
ботах [8,9].
Зависимость критического тока, нормированного на величину jc(0), в
функции внешнего магнитного поля Hdc при температуре 77 K представлена
Физика и техника высоких давлений 2005, том 15, № 3
133
на рис. 1. Видно, что эта зависи-
мость также имеет «полочку» при-
мерно до 20 Oe, а затем достаточно
резко начинает убывать с ростом Hdc
по закону jc(H)/jc(0) = αln(H*/H).
Необходимо отметить, что приве-
денную на рис. 1 зависимость можно
разделить на два участка (см. кри-
вые 1, 2). Величина τ при 77 K рав-
на 0.139. Значения α, найденные
нами, несколько меньше, чем в
[8,9] при такой же величине τ, а
значение Н* по порядку величины
совпадает с данными этих работ.
Главной отличительной особенно-
стью наших результатов от извест-
ных в литературе является малое
значение поля перехода H*m ~ 20 Oe от «полочки» к логарифмической зави-
симости по сравнению с [4,5,9], где значения H*m при Т = 77 K лежат в ин-
тервале 100−200 Oe. Согласно теоретическому анализу работ [8,9] это озна-
чает, что размеры кристаллитов, образующих пленку, должны быть значи-
тельно больше, чем в пленках, исследованных в [4,5,9]. Второй особенно-
стью наших данных является заметное изменение параметров α и Н* лога-
рифмической зависимости jc(H) вблизи поля Н = 200 Oe.
Теория, представленная в работах [8,9], основана на двух предположени-
ях: 1) вихри пиннингуются на расположенных в МУГ краевых дислокациях,
окружающих кристаллиты; 2) магнитная индукция B в пленке совпадает с
внешним полем Н, поскольку размагничивающий фактор пленки практически
равен 1. Критический ток в этой модели определяется из условия коллектив-
ного депиннинга вихрей из комплекса краевых дислокаций в МУГ:
( ) 0p
p L c
n
F F j
n
− = , (1)
где np – число вихрей, запиннингованных на дислокациях, n – общее число
вихрей в пленке, Fp – сила пиннинга, FL(jc) – сила Лоренца, равная Ф0jc/C. Ав-
торами [8,9] было получено следующее выражение для нормированной зави-
симости плотности критического тока в функции внешнего магнитного поля:
( )( , )
(0, ) ( )
pc
c
n Hj H
j n H
τ
=
τ
. (2)
Таким образом, зависимость плотности критического тока от поля про-
порциональна np(H)/n(H). Смысл этого выражения заключается в том, что,
0.1 1 10 100
0.4
0.6
0.8
1.0
1.2
2
1
j c(H
)/j
c(0
)
Hdc, Oe
Рис. 1. Зависимость jc(H)/jc(0) от Н. Сплош-
ные линии − результаты фитирования
экспериментальной кривой по формуле
jc(H)/jc(0) = αln(H*/H); штриховая линия –
фитинг по формуле (4): 1 − α = 0.17, H* =
= 7068; 2 − α = 0.2, H* = 4080
Физика и техника высоких давлений 2005, том 15, № 3
134
когда число вихрей в пленке достигнет определенного значения (при отсут-
ствии центров пиннинга), они образуют гексагональную решетку с парамет-
ром a = (Ф0/Н)1/2. При наличии центров пиннинга решетка искажается таким
образом, что часть вихрей размещается в центрах пиннинга при наименьшем
отклонении от положений, соответствующих узлам правильной решетки, а
некоторые вихри вынуждены занимать положение вне центров пиннинга.
Количество незапиннингованных вихрей определяется конфигурацией рас-
пределения центров пиннинга в образце и параметром а, зависящим от поля.
В результате отношение np/n становится зависящим от поля. Таким образом,
отношение np/n, а следовательно, и jc(H,τ)/jc(0,τ) будет определяться разме-
рами и формой кристаллитов, образующих пленку, их взаимной ориентаци-
ей и величиной а, напрямую связанной с величиной внешнего поля.
Вероятность распределения размеров кристаллитов L в пленке была взята
авторами [8,9] в виде
1
1( ) e
( )
LP L L
ν−
ν− −µµ
=
Γ ν
, (3)
где L – размер кристаллитов; µ = 〈L〉/σ2 (σ − ширина функции распределе-
ния); Γ(ν) – полная гамма-функция; ν = µ〈L〉. Окончательное выражение для
отношения np/n принимает вид
21/ 2
* 1/ 2 ( , )1 1 ( )
( )
pn xf d x
n
− Γ ν ν= − − −
Γ ν
21/ 2 1/ 2 1/ 2
* 1/ 2 ( , ) ( 1, )( )
( )
x x xf d x
− − − Γ ν ν − ν Γ ν − ν −
Γ ν
. (4)
Здесь d
* = d/〈L〉 (d – расстояние между дислокациями); х = Н/Н0τ (Н0 =
= 8 2
cr Φ0/(ξ2
0〈L〉), rc – радиус кора дислокации ~ 1 nm); Г(ν, νх–1/2) – неполная
гамма-функция.
В результате фитирования экспериментальной кривой функцией (4) (см.
штриховую линию на рис. 1) мы получили значения параметров: Н0 = 111 Oe,
ν = 3; d
* = 2.1·10−2. Отсюда следуют физические параметры: 〈L〉 = 600 nm;
d = 13 nm. Размер кристаллитов 〈L〉 существенно превышает полученное в
[6] значение 〈L〉 = 280 nm.
Из полученных измерений можно также оценить число дислокаций в
пленке и угол разориентации между кристаллитами. Предположим, что
пленка состоит из кристаллитов квадратной формы со стороной 〈L〉 и пло-
щадью 〈L〉2. Тогда на каждой стороне квадрата находится 〈L〉/(d/2) дислока-
ций, принадлежащих двум граничащим друг с другом кристаллитам. Общее
количество дислокаций в пленке будет ndisl = 2/(d〈L〉). В нашем случае ndisl =
Физика и техника высоких давлений 2005, том 15, № 3
135
= [2/(13·600)]⋅1014 = 2.5·1010 cm−2. Эта величина примерно на порядок мень-
ше количества краевых дислокаций, обычно определяемых с помощью элек-
тронной микроскопии высокого разрешения (~ 1011–1012 cm−2 [3,6]). Зная
величину d, можно определить угол разориентации таких блоков, используя
соотношение Франка d = b/sinθ. Здесь b – вектор Бюргерса, примерно рав-
ный параметру решетки пленки вдоль осей а и b (~ 0.4 nm); θ = 1.75°.
Естественным желанием было определить размеры кристаллитов нашей
пленки непосредственно из рентгеноструктурных измерений и сравнить их со
значениями, полученными из магнитных измерений. Однако существуют очень
большие сложности для рентгеновских исследований столь тонких пленок. Так,
при толщине пленки d = 100 nm количество YBCO слишком мало, а пленка на-
пылена на подложку SrTiO3, параметры ячейки которой очень близки к пара-
метрам YBCO. В результате рефлексы от пленки и подложки практически на-
кладываются друг на друга и имеют почти одинаковую амплитуду. Поэтому
для оценки величины кристаллитов мы взяли пленку толщиной d = 200 nm, из-
готовленную по той же технологии, что и исследованная нами пленка. Такой
толщины пленки оказалось достаточно для оценки размера кристаллитов в ней.
Как известно, дислокации относятся к дефектам кристаллического строе-
ния, которые характеризуются дальнодействующими полями смещения ато-
мов из узлов кристаллической решетки. Поля смещений вызывают вариа-
цию межплоскостного расстояния совокупности плоскостей {hkl} по срав-
нению с идеальным значением d = d0 ± ∆d, что приводит к так называемому
физическому уширению линий рентгенограммы исследуемого вещества.
Кроме физических факторов, на ширину линии оказывает влияние геомет-
рия съемки. Таким образом, профиль рентгеновского дифракционного мак-
симума h(2θ) представляет собой свертку функций физического f(2θ) и ин-
струментального g(2θ) профилей. Аппроксимация известными функциями
экспериментально полученных профилей дифракционных максимумов об-
разца и эталона позволяет определить величину физического уширения β и в
результате количественно оценить параметры тонкой структуры. Используя
формулу Селякова D = 0.94λ/βcosθ, можно найти величину областей коге-
рентного рассеяния, которые в нашем случае являются кристаллитами, свя-
занными между собой МУГ дислокаций.
Рентгеновские исследования пленок были проведены на дифрактометре
ДРОН-3 с использованием фильтрованного излучения Сu Kα. Присутствие
на рентгенограмме рефлексов двух типов (00l) и (h0l) позволило определить
размеры областей когерентного рассеяния как в направлении, перпендику-
лярном поверхности пленки, так и в ее плоскости. В качестве эталона был
взят монокристалл кварца. При обработке профилей дифракционных макси-
мумов эталона и пленки наилучшая аппроксимация достигалась при исполь-
зовании функции Лоренца. В этом случае, как известно [13], величина физи-
ческого уширения находится как разность между экспериментальной и ин-
струментальной ширинами.
Физика и техника высоких давлений 2005, том 15, № 3
136
а б
Рис. 2. Аппроксимация профилей дифракционных максимумов 003 (а) и 203 (б)
Эксперимент показал, что отражения от системы плоскостей (00l) имеют
большую ширину. Это свидетельствует о малой толщине регулярного кри-
сталлического слоя пленки. Результат обработки профиля рефлекса (003)
приведен на рис. 2,а. Сложная форма линии является следствием наложения
отражений от пленки и подложки. Расчеты показали, что толщина ненарушен-
ного слоя (при общей толщине пленки ~ 100 nm) составляет порядка 50 nm
(большая шероховатость поверхности).
Анализ профиля отражения (203) со смешанными индексами позволяет
оценить средние размеры блоков в плоскости пленки. Как видно из рис. 2,б,
соответствующий пик имеет существенно меньшую ширину, что свидетель-
ствует о больших размерах областей когерентного рассеяния рентгеновских
лучей в этом направлении. Количественные оценки дают величину блоков,
равную 360 ± 30 nm. Нужно отметить, что указанный размер блоков мини-
мальный. Если бы можно было учесть напряжения второго и третьего рода,
возникающие в этих кристаллитах во время их роста, то ширина линии была
бы еще меньше [14]. Отсюда следует, что истинный размер кристаллитов на
самом деле больше, чем 360 ± 30 nm, и может приблизиться к величине 〈L〉,
оцененной из магнитных измерений.
Таким образом, несмотря на то, что в результате магнитных и рентгено-
структурных исследований на наших пленках мы получили различные зна-
чения для среднего размера кристаллитов пленки 〈L〉, оба они намного пре-
восходят величины (50−200 nm), известные из литературы [6,7]. Критиче-
ский ток наших пленок обычно составляет jc(77 K) ≅ 2−3·106 A/cm2, т.е. сов-
падает с литературными данными. В то же время спадание jc(T) с увеличе-
нием внешнего поля в нашей пленке начинается раньше, чем наблюдалось в
других исследованиях. Это указывает на меньшее количество сильных цен-
тров пиннинга в нашей пленке, что подтверждается большим расстоянием
между дислокациями.
Физика и техника высоких давлений 2005, том 15, № 3
137
1. Ch. Gerber, D. Anselmetti, J.G. Bernorz, J. Mannhart, D.J. Schlomm, Nature 350,
279 (1991).
2. J.M. Huijbregtse, B. Dam, R.C.F. van der Geest, F.C. Klaassen, R. Elberse, J.H. Rector,
R. Griessen, Phys. Rev. B62, 1338 (2000).
3. В.М. Пан, Успехи физ. мет. 1, 49 (2000).
4. E. Mezzetti, R. Gerbaldo, G. Ghigo, L. Gozzelino, B. Minetti, C. Camerlingo, A. Monaco,
G. Cuttone, A. Rovelli, Phys. Rev. B60, 7623 (1999).
5. B. Dam, J.M. Huijbregtse, F.С. Klaassen, R.C.F. van der Geest, G. Doornbos, J.H. Rector,
A.M. Testa, S. Freisem, J.C. Martinez, B. Stäuble-Pűmpin, R. Griessen, Nature 399,
439 (1999).
6. V.L. Svechnikov, V.M. Pan, Ch. Traeholt, H. Zandbergen, IEEE Trans. Appl.
Supercond. 7, 1396 (1997).
7. Э.А. Пашицкий, В.И. Вакарюк, С.М. Рябченко, Ю.В. Федотов, ФНТ 27, 131
(2001).
8. Ю.В. Федотов, С.М. Рябченко, Э.А. Пашицкий, А.В. Семенов, В.И. Вакарюк,
В.М. Пан, В.С. Флис, ФНТ 28, 245 (2002).
9. V.M. Pan, E.A. Pashitskii, S.M. Ryabchenko, V.A. Komashko, A.V. Pan, S.X. Dou,
A.V. Semenov, K.G. Tretiachenko, Yu.V. Fedotov, IEEE Trans. Appl. Supercond. 13,
3714 (2003).
10. J.R. Clem, A. Sanchez, Phys. Rev. B50, 9355 (1994).
11. M. Wurlitzer, M. Lorenz, K. Zimmer, P. Esquinazi, Phys. Rev. B55, 11816 (1995).
12. C.P. Bean, Rev. Mod. Phys. 36, 31 (1964).
13. С.С. Горелик, Ю.А. Скаков, Л.Н. Расторгуев, Рентгенографический и электрон-
но-оптический анализ, МИСИС, Москва (1994).
14. А.И. Китайгородский, Рентгеноструктурный анализ мелкокристаллических и
аморфных тел, Гостехтеоретиздат, Москва (1952).
A.I. Kosse, A.Yu. Prokhorov, V.A. Khokhlov, G.Ye. Shatalova, N.Ye. Pis’menova,
A.V. Semenov, M.P. Chernomorets, D.G. Kovalchuk, G.G. Levchenko
PECULIARITIES OF THE MAGNETIC-FIELD DEPENDENCE
OF CRITICAL CURRENT OF THE YBa2Cu3O7−δ FILMS PREPARED
BY LASER ABLATION ON SrTiO3 SUBSTRATES
For the YBCO film the results of X-ray diffraction analysis and investigations of mag-
netic-field dependence of critical-current density Jc(H) are represented. The films were
grown by the method of laser ablation on SrTiO3 substrate. The resulted average size of
crystallites constituents of the films is much larger than the known from literature. Possi-
ble reasons of the differences are discussed.
Fig. 1. Dependence of jc(H)/jc(0) on Н. Solid lines − results of experimental line fitting by
the formula jc(H)/jc(0) = αln(H*/H); dotted line − fitting by formula (4): 1 − α = 0.17,
H* = 7068; 2 − α = 0.2, H* = 4080
Fig. 2. Approximation of profiles of diffraction maxima 003 (а) and 203 (б)
|