Вихревая резистивность широких сверхпроводящих пленок, обусловленная магнитным полем транспортного тока
В широком температурном диапазоне экспериментально исследованы резистивные свойства вихревых сверхпроводящих пленок. Показано, что в сверхпроводящих пленках, ширина w которых на порядок больше глубины λ⊥(T) проникновения магнитного поля (w/λ⊥(T) > 10), дифференциальное сопротивление линейного вих...
Gespeichert in:
| Veröffentlicht in: | Физика низких температур |
|---|---|
| Datum: | 2010 |
| 1. Verfasser: | |
| Format: | Artikel |
| Sprache: | Russian |
| Veröffentlicht: |
Фізико-технічний інститут низьких температур ім. Б.І. Вєркіна НАН України
2010
|
| Schlagworte: | |
| Online Zugang: | https://nasplib.isofts.kiev.ua/handle/123456789/117547 |
| Tags: |
Tag hinzufügen
Keine Tags, Fügen Sie den ersten Tag hinzu!
|
| Назва журналу: | Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine |
| Zitieren: | Вихревая резистивность широких сверхпроводящих пленок, обусловленная магнитным полем транспортного тока / И.В. Золочевский // Физика низких температур. — 2010. — Т. 36, № 12. — С. 1291–1294. — Бібліогр.: 7 назв. — рос. |
Institution
Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine| id |
nasplib_isofts_kiev_ua-123456789-117547 |
|---|---|
| record_format |
dspace |
| spelling |
Золочевский, И.В. 2017-05-24T05:58:33Z 2017-05-24T05:58:33Z 2010 Вихревая резистивность широких сверхпроводящих пленок, обусловленная магнитным полем транспортного тока / И.В. Золочевский // Физика низких температур. — 2010. — Т. 36, № 12. — С. 1291–1294. — Бібліогр.: 7 назв. — рос. 0132-6414 PACS: 74.40.–n https://nasplib.isofts.kiev.ua/handle/123456789/117547 В широком температурном диапазоне экспериментально исследованы резистивные свойства вихревых сверхпроводящих пленок. Показано, что в сверхпроводящих пленках, ширина w которых на порядок больше глубины λ⊥(T) проникновения магнитного поля (w/λ⊥(T) > 10), дифференциальное сопротивление линейного вихревого участка вольт-амперной характеристики (ВАХ) не зависит от температуры, что согласуется с моделью вихревого резистивного состояния Асламазова–Лемпицкого. Однако в непосредственной близости от Tc в области, где эффективный размер вихря и антивихря, создающих в составе цепочек токовую резистивность пленки, превышает половину ширины пленки 4 < w/λ⊥(T) < 8, наблюдается резкое увеличение дифференциального сопротивления вихревого участка ВАХ при T→Tc, не описанное современными теориями. В широкому температурному діапазоні експериментально досліджено резистивні властивості вихорових надпровідних плівок. Показано, що в надпровідних плівках, ширина w яких на порядок більша за глибину λ⊥(T) проникнення магнітного поля (w/λ⊥(T) > 10), диференціальний опір лінійної вихорової ділянки вольт-амперної характеристики (ВАХ) не залежить від температури, що узгоджується з моделлю вихорового резистивного стану Асламазова–Лемпицького. Однак у безпосередній близькості від Tc в області, де ефективний розмір вихору та антивихору, які в складі ланцюжків створюють струмову резистивність, перевищує половину ширини плівки 4 < w / λ⊥(T ) < 8, спостерігається різке збільшення диференціального опору вихорової ділянки ВАХ при T→Tc, не описане сучасними теоріями. The resistive properties of vortex superconducting films are investigated experimentally in a wide temperature range. It is shown that in superconducting films, whose width w is an order of magnitude greater than the depth λ⊥(T ) of magnetic field penetration (w / λ⊥(T ) > 10 ), the differential resistance of the linear vortex part of IVC is independent of temperature, which is consistent with the Aslamazov–Lempitskyi model of vortex-resistive state. In the immediate vicinity of Tc , however in the area where the effective sizes of vortex and antivortex, that induce a film dcresistivity of in the chains are more than half width of the film with 4 < w / λ⊥(T ) < 8 , the differential resistance of the linear vortex portion in IVC increases sharply at T →Tc . This phenomenon has not been described by current theories. Автор выражает благодарность Е.В. Безуглому за полезную дискуссию и ценные замечания в ходе написания данной статьи. ru Фізико-технічний інститут низьких температур ім. Б.І. Вєркіна НАН України Физика низких температур Свеpхпpоводимость, в том числе высокотемпеpатуpная Вихревая резистивность широких сверхпроводящих пленок, обусловленная магнитным полем транспортного тока Vortex resistivity of wide superconducting films due to the magnetic field of the transport current Article published earlier |
| institution |
Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine |
| collection |
DSpace DC |
| title |
Вихревая резистивность широких сверхпроводящих пленок, обусловленная магнитным полем транспортного тока |
| spellingShingle |
Вихревая резистивность широких сверхпроводящих пленок, обусловленная магнитным полем транспортного тока Золочевский, И.В. Свеpхпpоводимость, в том числе высокотемпеpатуpная |
| title_short |
Вихревая резистивность широких сверхпроводящих пленок, обусловленная магнитным полем транспортного тока |
| title_full |
Вихревая резистивность широких сверхпроводящих пленок, обусловленная магнитным полем транспортного тока |
| title_fullStr |
Вихревая резистивность широких сверхпроводящих пленок, обусловленная магнитным полем транспортного тока |
| title_full_unstemmed |
Вихревая резистивность широких сверхпроводящих пленок, обусловленная магнитным полем транспортного тока |
| title_sort |
вихревая резистивность широких сверхпроводящих пленок, обусловленная магнитным полем транспортного тока |
| author |
Золочевский, И.В. |
| author_facet |
Золочевский, И.В. |
| topic |
Свеpхпpоводимость, в том числе высокотемпеpатуpная |
| topic_facet |
Свеpхпpоводимость, в том числе высокотемпеpатуpная |
| publishDate |
2010 |
| language |
Russian |
| container_title |
Физика низких температур |
| publisher |
Фізико-технічний інститут низьких температур ім. Б.І. Вєркіна НАН України |
| format |
Article |
| title_alt |
Vortex resistivity of wide superconducting films due to the magnetic field of the transport current |
| description |
В широком температурном диапазоне экспериментально исследованы резистивные свойства вихревых сверхпроводящих пленок. Показано, что в сверхпроводящих пленках, ширина w которых на порядок больше глубины λ⊥(T) проникновения магнитного поля (w/λ⊥(T) > 10), дифференциальное сопротивление линейного вихревого участка вольт-амперной характеристики (ВАХ) не зависит от температуры, что согласуется с моделью вихревого резистивного состояния Асламазова–Лемпицкого. Однако в непосредственной близости от Tc в области, где эффективный размер вихря и антивихря, создающих в составе цепочек токовую резистивность пленки, превышает половину ширины пленки 4 < w/λ⊥(T) < 8, наблюдается резкое увеличение дифференциального сопротивления вихревого участка ВАХ при T→Tc, не описанное современными теориями.
В широкому температурному діапазоні експериментально досліджено резистивні властивості вихорових надпровідних плівок. Показано, що в надпровідних плівках, ширина w яких на порядок більша за глибину λ⊥(T) проникнення магнітного поля (w/λ⊥(T) > 10), диференціальний опір лінійної вихорової ділянки вольт-амперної характеристики (ВАХ) не залежить від температури, що узгоджується з моделлю вихорового резистивного стану Асламазова–Лемпицького. Однак у безпосередній близькості від Tc в області, де ефективний розмір вихору та антивихору, які в складі ланцюжків створюють струмову резистивність, перевищує половину ширини плівки 4 < w / λ⊥(T ) < 8, спостерігається різке збільшення диференціального опору вихорової ділянки ВАХ при T→Tc, не описане сучасними теоріями.
The resistive properties of vortex superconducting films are investigated experimentally in a wide temperature range. It is shown that in superconducting films, whose width w is an order of magnitude greater than the depth λ⊥(T ) of magnetic field penetration (w / λ⊥(T ) > 10 ), the differential resistance of the linear vortex part of IVC is independent of temperature, which is consistent with the Aslamazov–Lempitskyi model of vortex-resistive state. In the immediate vicinity of Tc , however in the area where the effective sizes of vortex and antivortex, that induce a film dcresistivity of in the chains are more than half width of the film with 4 < w / λ⊥(T ) < 8 , the differential resistance of the linear vortex portion in IVC increases sharply at T →Tc . This phenomenon has not been described by current theories.
|
| issn |
0132-6414 |
| url |
https://nasplib.isofts.kiev.ua/handle/123456789/117547 |
| citation_txt |
Вихревая резистивность широких сверхпроводящих пленок, обусловленная магнитным полем транспортного тока / И.В. Золочевский // Физика низких температур. — 2010. — Т. 36, № 12. — С. 1291–1294. — Бібліогр.: 7 назв. — рос. |
| work_keys_str_mv |
AT zoločevskiiiv vihrevaârezistivnostʹširokihsverhprovodâŝihplenokobuslovlennaâmagnitnympolemtransportnogotoka AT zoločevskiiiv vortexresistivityofwidesuperconductingfilmsduetothemagneticfieldofthetransportcurrent |
| first_indexed |
2025-11-26T09:51:56Z |
| last_indexed |
2025-11-26T09:51:56Z |
| _version_ |
1850618194248597504 |
| fulltext |
© И.В. Золочевский, 2010
Физика низких температур, 2010, т. 36, № 12, c. 1291–1294
Вихревая резистивность широких сверхпроводящих
пленок, обусловленная магнитным полем
транспортного тока
И.В. Золочевский
Физико-технический институт низких температур им. Б.И. Веркина НАН Украины
пр. Ленина, 47, г. Харьков, 61103, Украина
E-mail: zolochevskii@ilt.kharkov.ua
Статья поступила в редакцию 7 мая 2010 г.
В широком температурном диапазоне экспериментально исследованы резистивные свойства вихревых
сверхпроводящих пленок. Показано, что в сверхпроводящих пленках, ширина w которых на порядок
больше глубины λ⊥(T) проникновения магнитного поля (w/λ⊥(T) > 10), дифференциальное сопротивле-
ние линейного вихревого участка вольт-амперной характеристики (ВАХ) не зависит от температуры, что
согласуется с моделью вихревого резистивного состояния Асламазова–Лемпицкого. Однако в непосред-
ственной близости от cT в области, где эффективный размер вихря и антивихря, создающих в составе
цепочек токовую резистивность пленки, превышает половину ширины пленки 4 < w/λ⊥(T) < 8, наблюда-
ется резкое увеличение дифференциального сопротивления вихревого участка ВАХ при T→Tc, не опи-
санное современными теориями.
В широкому температурному діапазоні експериментально досліджено резистивні властивості вихоро-
вих надпровідних плівок. Показано, що в надпровідних плівках, ширина w яких на порядок більша за
глибину λ⊥(T) проникнення магнітного поля (w/λ⊥(T) > 10), диференціальний опір лінійної вихорової ді-
лянки вольт-амперної характеристики (ВАХ) не залежить від температури, що узгоджується з моделлю
вихорового резистивного стану Асламазова–Лемпицького. Однак у безпосередній близькості від cT в
області, де ефективний розмір вихору та антивихору, які в складі ланцюжків створюють струмову резис-
тивність, перевищує половину ширини плівки 4 / ( ) 8,w T⊥< λ < спостерігається різке збільшення дифе-
ренціального опору вихорової ділянки ВАХ при T→Tc, не описане сучасними теоріями.
PACS: 74.40.–n Флуктуационные явления.
Ключевые слова: широкая сверхпроводящая пленка, вихревой участок вольт-амперной характеристики,
асимптотические формулы теории вихревого резистивного состояния Асламазова–Лемпицкого.
Вихревая резистивность, обусловленная собствен-
ным магнитным полем транспортного тока, изучается
уже более 40 лет. К сожалению, экспериментальные
работы, выполненные несколько десятилетий тому
назад, зачастую дают не совсем верные представления
об этом явлении. Это связано, прежде всего, с качест-
вом пленок и эффективностью их теплового согласо-
вания с подложкой [1]. До настоящего времени нет
законченной и общепризнанной теории этого явления.
Однако теоретическая модель вихревого резистивного
состояния Асламазова–Лемпицкого (АЛ) [2], по наше-
му мнению, может претендовать на адекватное описа-
ние вихревого резистивного состояния, обусловленно-
го движением вихрей собственного магнитного поля
тока в широкой пленке. Экспериментальные исследо-
вания резистивных переходов в широких пленках [3,4]
подтвердили модельные представления АЛ [2] о неод-
нородном распределения тока как в докритическом,
так и в вихревом состоянии. Однако эти же исследова-
ния привели к существенным уточнениям основных
положений теории АЛ. Оказалось [4], что вихревая ре-
зистивность возникает только при достаточно большой
ширине пленки 4 ( )w T⊥> λ , а при максимальном токе
существования пирл-абрикосовской вихревой резистив-
ности [2,4] mI широкая пленка переходит не в нор-
мальное состояние, а в безвихревое состояние с ли-
ниями проскальзывания фазы (ЛПФ).
И.В. Золочевский
1292 Физика низких температур, 2010, т. 36, № 12
В настоящей работе представлены результаты экс-
периментального исследования участка вольт-ампер-
ной характеристики (ВАХ) широких сверхпроводящих
пленок, который обусловлен движением пирл-абрико-
совских вихрей, а также проведен анализ этих резуль-
татов на основе теории АЛ [2].
Исследованы сверхпроводящие тонкие пленки оло-
ва, приготовленные по оригинальной технологии [4],
которая обеспечила минимизацию дефектов как на
краю пленки, так и в ее объеме. Это обеспечило соот-
ветствие экспериментального значения критического
тока AL
cI теории АЛ [2], так как теоретическое значе-
ние барьера Бина–Ливингстона, определяющего AL
cI ,
достижимо лишь для «отполированного» края пленки
[5]. Оловянные пленки напылялись на подложки из
полированного монокристаллического кварца, что по-
зволило создать эффективное тепловое согласование
пленки с подложкой [1]. При измерении ВАХ образцы
помещались в двойной экран из отожженного пермал-
лоя. В районе образца значение магнитного поля было:
4
vert 7·10Н −= Э, 3
hor. 6,5·10Н −= Э.
Теория вихревого резистивного состояния АЛ не
дает резкого кроссовера ВАХ от линейной зависимо-
сти к нелинейной. Однако экспериментальные вихре-
вые области ВАХ широких пленок обнаруживают как
линейный, так и нелинейный участок. Особенно на-
глядно это проявляется в не очень широких пленках
( / 2 ~ 5w ⊥λ ).
Так, например, в образце SnW10 (ширина которого
7,3w = мкм, длина 88L = мкм, толщина 181d = нм,
4,2 0,487R = Ом и 3,809сТ = К) вблизи cT участки
ВАХ, обусловленные движением вихрей, являются ис-
ключительно линейными [4], при этом величина
m cI I− довольно мала. И это неудивительно. Ведь чем
уже пленка, тем более однородно распределен в ней
ток. И тогда даже небольшого возрастания тока при
cI I> достаточно, чтобы она заполнилась вихрями, и
плотность тока в центре пленки достигла критического
значения.
В тонких широких пленках магнитное поле тока по-
рождает на ее краях цепочки пирл-абрикосовских вих-
рей, движение которых поперек пленки приводит к
появлению сопротивления.
В работе [2] на основе асимптотического анализа
обобщенного уравнения Лондонов получены формулы,
которые описывают вихревой участок ВАХ широкой
пленки. Так, например, для начального участка ВАХ
пленки при малой надкритичности ( c cI I I− ) имеем
линейную асимптотическую формулу:
0 ( ) /c cV V I I I= − , (1)
где 2 2 3
0 08 ( ) / ( )cV I T L T w c= Φ η , L — длина пленки,
Φ0 — квант магнитного потока.
Выражение для максимального тока существования
вихревой резистивности ( )mI T получено в виде [2]:
( 1/2)
1( ) ( ) ln (2 / ( ))GL
m cI T C I T w T−
⊥= λ . (2)
Здесь 1С — численный (подгоночный ) коэффициент,
( )GL
cI T — ток распаривания Гинзбурга–Ландау.
Когда величина полного тока в пленке достигает
значения ( )mI T , нарушается картина стационарного
вязкого течения жидкости вихрей от краев пленки (где
они зарождаются) к ее средине (где происходит анни-
гиляция вихрей). Хотя расстояние между вихрями еще
велико, создаваемая ими посредине пленки плотность
тока становится равной плотности тока распаривания.
В этом месте возникает неустойчивость, аналогичная
той, которая возникла на краю пленки при критиче-
ском токе. Однако в результате развития неустойчиво-
сти посредине пленки не могут образоваться цепочки
вихрей, как это имело место вблизи края пленки при
токе cI . На ВАХ пленки при mI I= наблюдается ска-
чок напряжения и возникает ЛПФ [4].
В работе [2] предполагается, что величина ( )mI T
значительно превосходит значение ( )cI T . В то же
время сопротивление пленки mR при токе mI до обра-
зования в ней ЛПФ еще мало по сравнению с нормаль-
ным сопротивлением пленки nR . Используя известные
выражения для коэффициента вязкости тока [6,7], име-
ем оценку:
2 2 2
2 0 / nC d cη = Φ ρ ξ , (3)
где nρ — удельное сопротивление пленки в нор-
мальном состоянии, 2С — численный коэффициент,
( )Tξ — длина когерентности.
С учетом выражения (3) для коэффициента вязкости
асимптотическая формула для начального участка ВАХ
широкой пленки при малой надкритичности ( )c cI I I−
будет иметь следующий вид:
2 3
0(8 / ) ( )c cV L w c I I I= Φ η − =
1 1
2 (1 / ) ( )c c cC A T T I I I− −= − − . (4)
Здесь /n nR L wd= ρ — сопротивление пленки в нор-
мальном состоянии, 2
08 (0) /nA R c w= ξ Φ .
Напряжение при токе mI с учетом формулы (4) бу-
дет равно:
1 1
2 (1 / ) ( )mL c c m cV C A T T I I I− −= − − . (5)
Выражение для дифференциального сопротивления ли-
нейной асимптотики вихревого участка ВАХ будет
иметь следующий вид:
1 1
2/ ( ) (1 / )dL mL m c c cR V I I C A T T I− −= − = − . (6)
Для достаточно широких пленок ( / 2 5w ⊥λ > ) крити-
ческий ток в теории АЛ можно представить следую-
щим образом [2]:
1/21,5 (0)( (0) / ) (1 / )AL GL
c c c cI I I w T T⊥= = πλ − . (7)
Вихревая резистивность широких сверхпроводящих пленок
Физика низких температур, 2010, т. 36, № 12 1293
С учетом (6) и (7), дифференциальное сопротивление
линейной асимптотики для довольно широких пленок
можно представить в следующем виде:
1 1 AL
2 (1 / )dL c cR C A T T I− −= − =
1 1/2
21,5 (0)( (0) / )GL
cC AI w−
⊥= πλ . (8)
Из (8) видно, что дифференциальное сопротивление
dLR линейного вихревого участка ВАХ для достаточ-
но широких пленок, критический ток ( )AL
cI T которых
соответствует теории АЛ, не должно зависеть от тем-
пературы. В непосредственной близости от cT выра-
жение для критического тока широкой пленки имеет
следующий вид [4]:
3/2(0)(1 / )c c cI I T T= − . (9)
Дифференциальное сопротивление линейной асим-
птотики в этом случае будет выглядеть следующим
образом:
1 1/2
2 (1 / ) (0)dL c cR C A T T I−= − . (10)
Согласно формуле (10), при приближении к cT диффе-
ренциальное сопротивление dLR линейного вихревого
участка ВАХ должно уменьшаться.
На рис. 1 приведены температурные зависимости
дифференциального сопротивления ( )dLR T . Видно,
что при достаточно низких температурах cros2T T< ,
когда / ( )w T⊥λ велико и ( ) ( )AL
c cI T I T= , эксперимен-
тальные значения дифференциального сопротивления
линейного участка ВАХ не зависят от T . При этом
прямая 1, рассчитанная по формуле (8) из теории вих-
ревого резистивного состояния АЛ, достаточно хорошо
совпадает с экспериментальными значениями ( )dLR T .
При повышении температуры cT T→ происходит
уменьшение ( )dLR T , при этом наблюдается хорошее
совпадение с теоретической кривой (см. рис. 1, кри-
вая 2), рассчитанной по формуле (10). Интересно отме-
тить, что хотя теория АЛ не предполагает наличие за-
висимости для критического тока широкой пленки,
представленной формулой (9), тем не менее ее исполь-
зование в формуле (10) из теории АЛ дает хорошее
совпадение с экспериментом.
В непосредственной близости от cT при повыше-
нии температуры наблюдается достаточно резкое уве-
личение экспериментальных значений дифференциаль-
ного сопротивления пленки. Интересно отметить, что
такое возрастание ( )dLR T происходит при / ( ) 8w T⊥λ <
(см. рис. 1), а вихревое состояние в пленке возникает
при / ( ) 4w T⊥λ > и cros1T T< [4]. Здесь cros1T — тем-
пература перехода узкий канал–вихревая пленка.
Исследуемые нами образцы находились под влия-
нием лишь собственного магнитного поля тока, кото-
рое приводит к образованию цепочки вихрей у краев
пленки. Под действием транспортного тока вихри
движутся к центру пленки, где аннигилируют с вихря-
ми противоположного направления, образовавшимися
у другого края пленки. При малой степени надкритич-
ности силы отталкивания вихрей одного направления
не позволяют зародиться у края следующей цепочке,
пока не исчезнет в середине первая [2]. Таким образом,
вихрь (или антивихрь) в цепочке проходит путь до ан-
нигиляции, равный / 2r w= , и резистивность всей
пленки при малой надкритичности обусловлена только
одной цепочкой вихрей и одной цепочкой антивихрей.
Условие ( / ( )) 8w T⊥λ < означает, что вихрь (или
антивихрь) до аннигиляции проходит путь / 2r w= ,
который меньше, чем два эффективных размера вихря.
С увеличением температуры размер вихря 2 ( )T⊥λ бу-
дет увеличиваться, и в конечном итоге движущийся
вихрь в цепочке займет место, равное почти полуши-
рине пленки. Это и приводит, по нашему мнению, к
увеличению дифференциального сопротивления плен-
ки. При более высоких температурах, когда ( / ( )) 4w T⊥λ <
, пленка проявляет свойства узкого канала [4].
Важно подчеркнуть, что асимптотическая формула (4)
теории АЛ — 10,105·0,38(1 / 3,809) ( ) мкВc cV T I I I−= − −
(здесь ток в мA) хорошо описывает вихревой участок
ВАХ образца SnW10 до температуры 3,737 КT =
включительно. Заметим, что ( )8 3,737 К .w ⊥= λ Для
более высоких температур (в непосредственной близо-
сти от cT ) асимптотическая формула теории АЛ коли-
чественно не описывает поведение реальной ВАХ.
Таким образом, было показано, что дифференци-
альное сопротивление dLR линейного вихревого уча-
стка ВАХ для достаточно широких пленок, крити-
ческий ток ( )AL
cI T которых соответствует теории АЛ,
3,70 3,72 3,74 3,76 3,78
0
1
2
3
4
5
w = 8�
�
1
Tcros1
T, К
Tcros2
2
R
·1
0
,
d
L
3
О
м
Рис. 1. Экспериментальная температурная зависимость диффе-
ренциального сопротивления ( )dLR T ( ) линейного вихревого
участка ВАХ образца SnW10. Теоретические зависимости
( )dLR T : 1 3( ) 0,105·0,379(1 / 3,809) ( )·10 ОмAL
dL cR T T I T− −= − =
33,62·10 Ом−= — (прямая 1); Здесь 1( ) 9,118·10 (1– /3,809) мA.AL
cI T T=
–1 3( ) 0,105·0,379(1– /3,809) ( )·10dL cR T T I T −= — (кривая 2);
Здесь 2 3/2( ) 5,9·10 (1– /3,809) ,сI T T= мA.
И.В. Золочевский
1294 Физика низких температур, 2010, т. 36, № 12
не зависит от температуры. В области более высоких
температур, где критический ток пленки ( )cI T ∝
3/2(1 / )cT T∝ − , наблюдается уменьшение дифферен-
циального сопротивления при повышении температу-
ры. В непосредственной близости от cT в области
4 / ( ) 8w T⊥< λ < наблюдается увеличение дифферен-
циального сопротивления линейного вихревого участ-
ка ВАХ при cT T→ , не описанное современными тео-
риями.
Автор выражает благодарность Е.В. Безуглому за
полезную дискуссию и ценные замечания в ходе напи-
сания данной статьи.
1. S.B. Kaplan, J. Low Temp. Phys. 37, 343 (1979).
2. Л.Г. Асламазов, С.В. Лемпицкий, ЖЭТФ 84, 2216 (1983).
3. A.G. Sivakov, A.P. Zhuravel, O.G. Turutanov, and I.M.
Dmitrenko, Proc. 21 st Intern. Conf. Low Temp. Phys.,
Prague, August 8–14, 1996. Cz. J. Phys. 46, 877 (1996).
4. V.M. Dmitriev and I.V. Zolochevskii, Supercond. Sci. Tech-
nol. 19, 342 (2006).
5. R.W. De Blois and W. De Sorbo, Phys. Rev. Lett. 12, 499
(1964).
6. Л.П. Горьков, Н.Б. Копнин, УФН 116, 413 (1975).
7. А.И. Ларкин, Ю.Н. Овчинников, ЖЭТФ 73, 299 (1977).
Vortex resistivity of wide superconducting films
due to the magnetic field of the transport current
I.V. Zolochevskii
The resistive properties of vortex superconducting
films are investigated experimentally in a wide tem-
perature range. It is shown that in superconducting
films, whose width w is an order of magnitude greater
than the depth ( )T⊥λ of magnetic field penetration
( / ( ) 10w T⊥λ > ), the differential resistance of the li-
near vortex part of IVC is independent of temperature,
which is consistent with the Aslamazov–Lempitskyi
model of vortex-resistive state. In the immediate vicin-
ity of cT , however in the area where the effective siz-
es of vortex and antivortex, that induce a film dc-
resistivity of in the chains are more than half width of
the film with 4 / ( ) 8w T⊥< λ < , the differential resis-
tance of the linear vortex portion in IVC increases
sharply at cT T→ . This phenomenon has not been de-
scribed by current theories.
PACS: 74.40.–n Fluctuation phenomena.
Keywords: wide superconducting film, the vortex por-
tion in IVC, asymptotic equations of theory of Asla-
mazov–Lempitskyi vortex-resistive state.
|