WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Журнал технической физики, 2002, том 72, вып. 11 05;12 Динамика скачка магнитного потока в композитном сверхпроводнике © С.Л. Круглов, В.И. Щербаков Российский научный центр „Курчатовский институт“, 123182 Москва, Россия e-mail: sherby@isssph.kiae.ru (Поступило в Редакцию 9 апреля 2002 г.) Предпринята попытка прямой экспериментальной проверки теори термомагнитной неустойчивости в композитных сверхпроводниках при изменениях внешнего магнитного поля или транспортного тока.

Экспериментально исследовался процесс развития термомагнитной неустойчивости типа скачка магнитного потока в массивном низкотемпературном композитном сверхпроводнике из ниобий-олова. Охлаждаемый жидким гелием образец в виде сжатой плосковитковой спирали (геликоида) был расположен во внешнем, изменяющемся с постоянной скоростью магнитном поле, перпендикулярном плоскости витка. Впервые в экспериментах одновременно фиксировались индукция магнитного поля внутри образца и его температура.

Величина перегрева образца, предшествующего скачку магнитного потока, составила 0.23 + 0.02 K. Эта величина оказалась универсальной, не зависящей от скорости изменения внешнего магнитного поля и величины самого скачка и в пределах погрешности совпала с параметром нарастания по температуре из общей экспоненциальной вольт-амперной характеристики композитного сверхпроводника, зависящей от температуры и индукции магнитного поля.

Введение охлаждения в составе сверхпроводящих магнитных систем. Такое соотношение характерных времен означает, Термомагнитная неустойчивость типа скачка магнит- что в „динамическом приближении“ ного потока в композитных сверхпроводниках обусловm лена взаимодействием тепловых и электромагнитных = (5) флуктуаций (малых возмущений) в системе сверхпроводящих элементов композита, находящихся в матринарастание малых возмущений температуры и элекце нормального металла. Такой скачок, как правило, трического поля происходит на фоне неизменяющегося приводит к переходу сверхпроводника в нормальное („замороженного“) магнитного потока. Это позволяет состояние. Теоретический анализ устойчивости сверхсущественно упростить процедуру получения критеря проводящего состояния и его результаты существенно устойчивости сверхпроводящего состояния композитнозависят от соотношения характерных времен теплого сверхпроводника. При использовании эмпирической вых и электромагнитных процессов в сверхпроводнике:

вольт-амперной характеристики сверхпроводника в виде 1) магнитного экспоненты [1,2] µ0dm =, (1) Tc - T B j E = Ec exp - + +, (6) T0 B0 j2) теплового Cdгде E — напряженность электрического поля вдоль =, (2) свехпроводника; Ec — постоянная величина; Tc — критическая температура сверхпроводника; T, B, j — 3) теплообменного Cd температура, индукция внешнего поперечного магнитh =, (3) ного поля, плотность тока; T0, B0, j0 — параметры h нарастания электрического поля соответственно при где d — характерный поперечный размер композитного увеличении температуры, магнитного поля и плотности сверхпроводинка, — поперечное удельное электритока, в работе [3] был получен критерий устойчивости ческое сопротивление, — коэффициент теплопроводсверхпроводящего состояния композитного сверхпроности, C — объемная удельная теплоемкость, h — водника. Он может быть представлен в виде коэффициент теплоотдачи в хладагент.

Наибольший практический интерес представляет слуjcEdS hPT0, (7) чай, когда m h. (4) s Это соотношение соответствует большинству кон- E — напряженность продольного электрического поля, струкций композитных сверхпроводников и условиям их зависящая от скорости изменения внешних факторов;

122 С.Л. Круглов, В.И. Щербаков ного проводника: способ изготовления — бронзовая технология, доля внешней медной оболочки 25%, количество ниобий-оловянных жил 14 641, диаметр жилы 3 · 10-6 m, конструктивная плотность в поле B = 6T 1.1 · 109A/ m2.

После двухстороннего гальванического покрытия медью толщина плоского витка составила 1.75 mm. Образец был размещен в рабочем объеме сверхпроводящего соленоида, создающего магнитное поле с индукцией до 4 T со скоростями вплоть до 0.15 T / s. Схема установки представлена на рис. 2. Витки геликоида были плотно сжаты. К внешней цилиндрической поверхности образца были приклеены нагреватель в виде фольги из нержавеющей стали толщиной 0.1 mm, чтобы при необходимости разрушать экранирующий сверхпроводящий контур, и слой теплоизоляции. Верхняя и нижняя поверхности геликоида также были покрыты слоем теплоизоляции.

Хладагент мог непосредственно контактировать с образцом только по внутренней цилиндрической поверхности.

Рис. 1. Сверхпроводящий геликоид.

В центральных точках поперечного сечения образца были расположены датчик Холла, измеряющий магнитное поле, и германиевый термометр. Реальные характерные времена образца: тепловое = 1.5 · 10-3 s, теплообменjc — критическая плотность тока, зависящая от магное h = 10-2 s, магнитное m = 3s.

нитного поля и температуры; S — площадь поперечного сечения композитного сверхпроводника; P — периметр охлаждения композитного сверхпроводника.

Физический смысл этого критерия в такой форме очевиден — устойчивость сверхпроводящего состояния нарушается, когда перегрев от потерь на перемагничивание, вызванных изменяющимися внешними факторами (магнитное поле, транспортный ток, температура), превысят значение параметра нарастания по температуре.

Этот факт и был подвергнут экспериментальной проверке. Другие попытки проверки [4,5], когда с помощью подгоночного параметра — коэффициента теплопередачи рассчитывались экспериментальные зависимости величины скачка от скорости изменения внешнего магнитного поля B (dB/dt), не были прямыми.

j В качестве образца в экспериментах был использован фрагмент сверхпроводящего геликоида (сжатая плосковитковая спираль [6–8]) из ниобий-олова (рис. 1).

В разомкнутом состоянии (без транспортного тока) во внешнем магнитном поле геликоид ведет себя как очень массивный композитный сверхпроводник, экранируя свой внутренний объем поверхностными токами, замыкающимися на концах спирали.

Экспериментальная установка Образец состоял из 20 плоских витков с внутренним диаметром 60 mm, внешним 86 mm, высотой 35 mm (рис. 1). Каждый виток содержал 14 отдельных паРис. 2. Продольное сечение экспериментальной установки.

раллельных сверхпроводящих композитных проводни1 — образец: сверхпроводящий геликоид из ниобий-олова;

ков 0.85 mm из ниобий-олова, соединенных в еди2 — германиевый термометр; 3 — датчик Холла; 4 — ное целое по винтовой плоскости с помощью гальсверхпроводящий соленоид внешнего поля; 5 — нагреватель;

ванического покрытия медью. Характеристики отдель- 6 — тепловая изоляция.

Журнал технической физики, 2002, том 72, вып. Динамика скачка магнитного потока в композитном сверхпроводнике Эксперимент На рис. 3 представлена типичная картина развития скачка магнитного потока. От момента t = 0 до t = 30 s индуцированные поверхностные сверхпроводящие токи на цилиндрических поверхностях образца полностью экранируют внешнее магнитное поле. Они замыкаются на концах образца через медную матрицу (характерное время диффузии магнитного поля от концов образца до центра 6 h, что существенно больше цикла измерения).

Температура образца при этом немного выше температуры хладагента из-за электрических потерь. В момент времени t 30 s (скважность измерения составляла 0.3 s) происходит скачок магнитного потока внутрь образца. Энергии, запасенной в экранирующем контуре, Рис. 5. Зависимость индукции магнитного поля скачка от хватает для перевода образца в нормальное состояние скорости изменения внешнего магнитного поля.

и его нагрева до 23 K. После охлаждения образца до критической температуры, которая составляет 13.6 K, он снова способен на экранирование продолжающего возрастать внешнего магнитного поля. Начиная с t 33.5s процесс экранирования возобновляется до следующего скачка.

На рис. 4 представлена динамика изменения температуры образца в увеличенном масштабе. Абсолютная ошибка измерений не превышала 0.02 K. Перегрев образца относительно температуры хладагента в момент возникновения скачка (t 30 s) составил T = 0.24 K.

Аналогичные измерения были проведены для четырех значений скорости изменения внешнего магнитного поля.

Зависимость величины поля скачка от скорости измеРис. 3. Зависимость внутреннего магнитного поля в центральнения внешнего поля приведена на рис. 5. Значения паной точке сечения образца и его температуры от времени начараметра нарастания по температуре T0 можно получить, ла роста внешнего магнитного поля (dB/dt = 8.36 · 10-2 T/ s).

используя данные вольт-амперных характеристик одиночного провода, из которых состоит геликоид. Обычно из таких характеристик извлекают параметр j2 =. (8) jc Он имеет смысл относительной дисперсии нормального распределения, определяющего степень нелинейности вольт-амперной характеристики в области низких электрических полей ( 10-4 V/ m).

Поскольку параметры нарастания связаны между собой [2] jc j0 = T0, (9) T можно, зная 2, определить TT0 = 2(Tc - Tb), (10) Рис. 4. Зависимость температуры образца в увеличенном масштабе от времени от начала роста внешнего магнитного где Tb — температура гелиевой ванны при измерениях поля (dB/dt = 8.36 · 10-2 T/ s) до момента скачка магнитного jc и j0.

потока.

Журнал технической физики, 2002, том 72, вып. 124 С.Л. Круглов, В.И. Щербаков с параметром нарастания по температуре подтверждает правильность критерия устойчивости сверхпроводящего состояния сверхпроводников в переменных условиях (7).

Работа выполнена в рамках проекта РФФИ (№ 01-02-16252).

Список литературы [1] Polak M., Hlashik J., Krempasky L. // Cryogenics. 1973.

Vol. 13. N 12. P. 702–711.

[2] Dorofejev G.L., Imenitov A.B., Klimenko E.Yu. // Cryogenics.

1980. Vol. 20. P. 307–312.

[3] Mints R.G., Rakhmanov A.L. // I. Phys. D. 1982. Vol. 15. N 11.

Рис. 6. Зависимость перегрева образца в момент нарушения P. 2297–2306.

устойчивости от скорости изменения магнитного поля.

[4] Клименко Е.Ю., Мартовецкий Н.Н., Новиков С.И. // ДАН СССР. 1981. Т. 261. № 6.

[5] Круглов С.Л., Романовский В.Р. // Письма в ЖТФ. 1994.

Т. 20. Вып. 22. С. 89–94.

Используя эмпирическую зависимость критической [6] Кейлин В.Е., Ковалев И.А., Круглов С.Л. и др. // ДАН температуры используемых сверхпроводников от индукСССР. 1988. Т. 303. № 6. С. 1366–1370.

ции магнитного поля [7] Ковалев И.А., Круглов С.Л. // ЖТФ. 1995. Т. 65. Вып. 11.

С. 150–158.

Tc(B) =15.39 - 0.615B, (11) [8] Круглов С.Л. // ЖТФ. 1997. Т. 67. Вып. 2. С. 110–114.

получаем выражение для TT0(B) =2(15.35 - 0.615B - Tb). (12) Параметр 2 таких проводов попадает в диапазон 2-3% (для удобства истинное значение 2 умножают на 100%). Подставляем в (12) в качестве B значения полей скачков B из рис. 5, получим разброс значений для T0 подобных сверхпроводников T0 = 0.19 - 0.28 K.

На рис. 6 представлена зависимость перегрева образца T в моменты возникновения скачков магнитного потока от скорости изменения внешнего магнитного поля dB/dt, там же стрелкой обозначен коридор для T0.

Независимость T от dB/dt позволяет сделать вывод о совпадении T и T0 в экспериментах.

Обсуждение Использование для исследований образца из ниобий-олова позволило провести измерение перегревов композитного сверхпроводника, предшествующих скачкам магнитного потока. Для примера отметим такие перегревы в сверхпроводниках из ниобийтитана из-за гораздо меньших параметров размытости (нелинейности) вольт-амперных характеристик 2 = = (0.1-0.2)% на порядок ниже, чем у ниобий-олова, и составляют 0.02-0.03 K. Это сильно затрудняет измерения.

Экспериментальный факт независимости предшествующего скачку магнитного потока перегрева массивного композитного сверхпроводника от скорости изменения внешнего магнитного поля и совпадения перегрева Журнал технической физики, 2002, том 72, вып.




© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.