YBCO süper iletken ince filmin Si altlık üzerine PED sistemi ile üretimi ve film özelliklerinin incelenmesi

SELÇUK ÜNĐVERSĐTESĐ FEN BĐLĐMLERĐ ENSTĐTÜSÜ

YBCO SÜPERĐLETKEN ĐNCE FĐLMĐN Si ALTLIK ÜZERĐNE

PED SĐSTEMĐ ĐLE ÜRETĐMĐ VE FĐLM ÖZELLĐKLERĐNĐN ĐNCELENMESĐ

Zafer MUTLU YÜKSEK LĐSANS TEZĐ

ORTAÖĞRETĐM FEN ve MATEMATĐK ALANLARI EĞĐTĐMĐ ANABĐLĐM DALI

T.C.

SELÇUK ÜNĐVERSĐTESĐ FEN BĐLĐMLERĐ ENSTĐTÜSÜ

YBCO SÜPERĐLETKEN ĐNCE FĐLMĐN Si ALTLIK ÜZERĐNE PED SĐSTEMĐ ĐLE ÜRETĐMĐ VE FĐLM ÖZELLĐKLERĐNĐN ĐNCELENMESĐ

Zafer MUTLU

YÜKSEK LĐSANS TEZĐ

ORTAÖĞRETĐM FEN VE MATEMATĐK ALANLARI EĞĐTĐMĐ

ANABĐLĐM DALI

(FĐZĐK ÖĞRETMENLĐĞĐ PROGRAMI)

Bu tez 29 /06 / 2009 tarihinde aşağıdaki jüri tarafından oybirliği / oyçokluğu ile kabul edilmiştir.

(Danışman) (Üye)

Prof. Dr. Oğuz DOĞAN Doç. Dr. Ayhan ÖZMEN

(Üye)

ÖZET Yüksek Lisans Tezi

YBCO SÜPERĐLETKEN ĐNCE FĐLMĐN

Si ALTLIK ÜZERĐNE PED SĐSTEMĐ ĐLE ÜRETĐMĐ VE FĐLM ÖZELLĐKLERĐNĐN ĐNCELENMESĐ

Zafer MUTLU Selçuk Üniversitesi Fen Bilimleri Enstitüsü

Ortaöğretim Fen ve Matematik Alanları Eğitimi Anabilim Dalı

(Fizik Öğretmenliği Programı)

Danışman: Prof. Dr. Oğuz DOĞAN 2009, 160 Sayfa

Jüri:

Prof. Dr. Oğuz DOĞAN Doç. Dr. Ayhan ÖZMEN Yrd. Doç. Dr. Ercan TÜRKKAN

Bu çalışmada, fiziksel bir çökeltme tekniği olan atımlı elektronla çökeltme (PED) tekniği kullanılarak silisyum altlık üzerinde süperiletken YBa2Cu3O7-δ

(YBCO) ince filmi üretilmiştir. Si altlık ile YBCO süperiletken tabaka arasına tampon tabakası olarak SrTiO3 (STO) çökeltilmiştir. X-ışını difraktometresi (XRD)

ile filmin kristal yapısı ve yönelimi incelenmiştir. Filmin makroskobik yüzey yapısı Optik Mikroskop ile, filmin mikroyapısı, taneciklerin büyüklüğü ve damlacıklar Taramalı Elektron Mikroskobu (SEM) ile incelenmiştir. Filmin yüzey morfolojisi ve yüzey pürüzlülüğü ise Atomik Kuvvet Mikroskobuyla (AFM) incelenmiştir.

Elde edilen sonuçlar, PED tekniğinin YBCO süperiletken ince filmin üretilmesinde yeterli olduğunu göstermiştir. Ayrıca STO tabakasının kaliteli YBCO filmlerin üretimi için tek başına tampon tabakası olarak kullanılabileceğini göstermiştir.

Anahtar Kelimeler: Süperiletken ince film, PED, YBCO, SrTiO3, silisyum, fiziksel

ABSTRACT MS Thesis

FABRICATION OF YBCO SUPERCONDUCTING THIN FILM ON Si SUBSTRATE AND INVESTIGATION OF THE FILM PROPERTIES

Zafer MUTLU

Selcuk University

Graduate School of Natural and Applied Sciences

Department of Secondary Science and Mathematics Education (Physics Education)

Advisor: Prof. Dr. Oğuz DOĞAN 2009, 160 Pages

Jury:

Prof. Dr. Oğuz DOĞAN Assoc. Prof. Dr. Ayhan ÖZMEN Asst. Prof. Dr. Ercan TÜRKKAN

In this work, a superconducting YBa2Cu3O7-δ (YBCO) thin film has been

fabricated on silicon substrate by pulsed electron deposition (PED) which is an physical deposition technique. SrTiO3 (STO) as a buffer layer has been grown

between Si substrate and YBCO superconducting layer. The crystalline structure and orientation of the film have been investigated by X-ray diffractometer (XRD). The macroscopic surface structure of YBCO thin film has been observed by optical microscopy; microstructure, grain size and droplets by scanning electron microscopy (SEM). The surface morphology and surface roughness have been investigated by atomic force microscopy (AFM).

The obtained results indicate that PED is an efficient tecnique at fabrication of YBCO superconducting thin films and STO layer can be used as a single buffer layer for fabrication of high quality YBCO films.

Key Words: Superconducting thin film, Pulsed Electron Deposition (PED), YBCO, SrTiO3, silicon, physical deposition technique

ÖNSÖZ

Bu çalışmada PED tekniği kullanılarak silisyum altlık üzerine süperiletken YBCO ince filmi büyütüldü. Si altlık ile YBCO süperiletken tabaka arasına tampon tabakası olarak SrTiO3 (STO) çökeltildi. Filmin kristal yapısı, mikroyapısı, yüzey

morfolojisi ve sistem parametrelerinin filmin özelliklerine etkisi belirlenmeye çalışıldı.

Yapılan deneysel çalışmalar, Atatürk Üniversitesi Mühendislik Fakültesi Elektrik-Elektronik Bölümü Süperiletkenlik ve Đleri Elektriksel Malzemeler Araştırma Laboratuarı, Selçuk Üniversitesi Fen-Edebiyat Fakültesi Kimya Bölümü Araştırma Laboratuarı ve Selçuk Üniversitesi Ahmet Keleşoğlu Eğitim Fakültesi Fizik Bölümü Araştırma Laboratuarında gerçekleştirildi.

Đhtiyaç duyulan her türlü teknik gereksinimlerimize, sabır ve güler yüzle cevap veren, Atatürk Üniversitesi’nden Prof. Dr. Mehmet ERTUĞRUL’a ve Selçuk Üniversitesi’nden Prof. Dr. Mustafa ERSÖZ’e teşekkürlerimi sunarım. Ayrıca bu çalışmanın deneysel aşamalarında yardımını esirgemeyen Arş. Gör. Mustafa Tolga YURTCAN’a, Dr. Mustafa Erdem SAĞSÖZ’e, Arş. Gör. Erdal SÖNMEZ’e, Arş. Gör. Serdar AYDIN’a, Arş. Gör. Mustafa ÖZMEN’e ve çalışmalarım sırasında bilgi ve deneyimlerini paylaşan Arş. Gör. Dr. Mücahit YILMAZ’a teşekkür ederim.

Tez danışmanlığımı üstlenerek gerek konu seçimi, gerekse çalışmaların yürütülmesi esnasında ilgi ve bilgisini esirgemeyen hocam Prof. Dr. Oğuz DOĞAN’a teşekkürü bir borç bilirim.

Yüksek Lisans eğitimim süresince maddi ve manevi her türlü desteği sağlayan hocalarıma ve aileme sonsuz teşekkür ederim.

ĐÇĐNDEKĐLER ÖZET iii ABSTRACT iv ÖNSÖZ v ĐÇĐNDEKĐLER vi ŞEKĐLLER DĐZĐNĐ x ÇĐZELGELER DĐZĐNĐ xv

KISALTMALAR VE SEMBOLLER DĐZĐNĐ xvi

1. GĐRĐŞ 1

2. GENEL BĐLGĐLER 5

2.1. Meissner Etkisi 5

2.2. Süperiletkenlikte Kritik Değerler 8

2.2.1. Kritik sıcaklık 8

2.2.2. Kritik akım yoğunluğu 11

2.2.3. Kritik magnetik alan 14

2.3. Yüksek Sıcaklık Süperiletkenleri 19

2.4. Yüksek Sıcaklık Süperiletkenlerin Özellikleri 20 2.5. Yüksek Sıcaklık Süperiletkenlerde Difüzyon 30

2.5.1. Difüzyonun temelleri 30

2.5.1.2. Sıcaklık ve difüzyon katsayısı 31

2.5.1.3. Đkinci Fick kanunu 31

2.5.1.4. Difüzyon derinliği 32

2.5.1.5. Katkılama 32

2.5.2. Yüksek sıcaklık bulk malzemelerde difüzyon 33

2.5.3. Yüksek sıcaklık ince film malzemelerde difüzyon 34

2.5.3.1. Tanecik sınırı difüzyonu ve örgü difüzyonu 35

2.5.3.2. Đnterdifüzyon ve reaksiyon difüzyonu 36

2.5.3.3. Yüzey difüzyonu 37

2.5.3.4. Yüzey difüzyonu anizotropisi 38

2.5.3.5. Yüzey difüzyonu mekanizmaları 38

2.6. YBCO Süperiletken Bulk Malzeme Hazırlama Metotları 39 2.7. Yüksek Sıcaklık Süperiletken Đnce Film Đşlemleri 45

2.7.1. Püskürtme yöntemi 49

2.7.2. Moleküler demetli epitaksi (Molecular beam epitaxy) 51

2.7.3. Atımlı lazerle çökeltme (Pulsed laser deposition) 52

2.8. Altlık ve Tampon Tabakası 53

3. KAYNAK ARAŞTIRMASI 56

4. MATERYAL VE YÖNTEM 65

4.1. Atımlı Elektronla Çökeltme (PED) 65

4.1.2. Elektron demetinin üretilmesi 67

4.1.2.1. Sahte kıvılcım boşalma 67

4.1.2.2. Kanal kıvılcım boşalma 68

4.1.3. PED’in mekanizması 69

4.1.3.1. Hedef-elektron demeti etkileşimi 70

4.1.3.2. Plazma dinamiği 71

4.1.3.3. Altlık üzerine elektron demetiyle koparılan malzemenin çökeltilmesi

73

4.1.3.4. Filmin büyütülmesi 74

4.1.4. Sistem parametreleri 75

4.1.5. PED işlemi boyunca parçacıkların oluşumu 76

4.1.6. PED tekniğinin avantajları 77

4.1.7. PED tekniğinin sınırlılıkları 78

4.2. YBCO Hedefin Hazırlanması 79

4.3. STO Hedefin Hazırlanması 79

4.4. Altlığın Hazırlanması 80

4.5. STO Tampon Tabakasının ve YBCO Đnce Filmin Büyütülmesi

82

4.6. Optik Fotoğraf Çekimi 87

4.7. Taramalı Elektron Mikroskobu (SEM) Fotoğrafları 87

4.8. X-ışını Kırınım (XRD) Ölçümleri 89

5. DENEYSEL BULGULAR 91

5.1. Giriş 91

5.2. XRD Analizi 91

5.3. AFM Analizi 100

5.4. SEM Analizi 108

5.5. Optik Fotoğraf Analizi 113

6. SONUÇ VE TARTIŞMA 117

ŞEKĐLLER DĐZĐNĐ

Şekil 2.1 Đdeal bir iletkenin magnetik alandaki davranışı 6

Şekil 2.2 Süperiletkenin magnetik alandaki davranışı 7

Şekil 2.3 Meissner etkisiyle süperiletken üzerinde asılı kalan daimi bir

mıknatıs 8

Şekil 2.4 Özdirencin sıcaklıkla değişimi 9

Şekil 2.5 Süperiletkenliğe geçiş kritik sıcaklıkları 10

Şekil 2.6 Süperiletkenlik faz diyagramı 12

Şekil 2.7 I. tip ve II. tip süperiletkenlerin magnetik alan eğrisi 14

Şekil 2.8 Girdap yapı 16

Şekil 2.9 Akı girdapları üzerine etkiyen Lorentz ve çivilemekuvveti 17

Şekil 2.10 Süperiletkenlerin zaman içerisinde gelişimi 19

Şekil 2.11 Đdeal perovskit yapı 21

Şekil 2.12 YBCO’nun kristal yapısı 27

Şekil 2.13 YBa2Cu3O7-δ bileşiğinde, δ oksijen eksikliğinin fonksiyonu

olarak süperiletkenlik kritik sıcaklığının değişimi 28

Şekil 2.14 YBCO’nun katmanlı yapısı 29

Şekil 2.15 Seramik süperiletkenlerde; gözeneklerin yüzeylerine (1), tane sınırlarına (2), ikizleme sınırları boyunca (3) ve tane içlerine

(4) difüzyon hareketinin şematik gösterimi 33

şematik gösterimi

Şekil 2.17 Saf YBa2Cu3O7-δ malzemesinin sinterleme ve oksijen verme

işlemi sıcaklık-zaman grafiği 41

Şekil 2.18 Sitrat Pyrolysis ile YBa2Cu3O7-δ’ nin sentezlenmesi 42

Şekil 2.19 Y(NO3)3.H2O, Ba(NO3)2 ve Cu(NO3)2.H2O’dan başlayan

oksalat birlikte-çökeltme ile Y123 toz sentezlenmesinin

şematik gösterimi 43

Şekil 2.20 Eriyik YBa2Cu3O7-δ’nin yönelimsel katılaştırılması 43

Şekil 2.21 Đnce film işlem basamakları 46

Şekil 2.22 Püskürtme ile çökeltme yönteminin mekanizması 50

Şekil 2.23 Püskürtme yönteminde geometrik düzenleme 51

Şekil 2.24 PLD sisteminin deneysel kurulumu 53

Şekil 4.1 Sahte kıvılcım boşalmanın kullanıldığı PED sistemi 68

Şekil 4.2 Kanal kıvılcım boşalması 69

Şekil 4.3 YBCO süperiletken ince filmine ait bir plazma bulutunun

fotoğrafı 72

Şekil 4.4 Plazma-altlık etkileşiminin şematik gösterimi 73

Şekil 4.5 Film büyüme mekanizması 74

Şekil 4.6 Lindberg/BlueM 1200 marka tüp fırın 80

Şekil 4.7 Ultrasonik temizleyici 81

Şekil 4.8 Altlıkların platine yerleştirilişi 82

Şekil 4.9 Neocera üretimi PED sistemi 83

Şekil 4.11 Turbo motor 85

Şekil 4.12 Altlık ısıtıcının dışarıdan görünüşü 86

Şekil 4.13 Nikon marka optik mikroskop 87

Şekil 4.14 Jeol 6400 marka SEM cihazı 88

Şekil 4.15 Rigaku Miniflex 2000 marka XRD cihazı 89

Şekil 4.16 VEECO dicaliber marka AFM cihazı 90

Şekil 5.1 Si altlığın tavlanmadan öncesine ait X-ışını kırınım deseni 92

Şekil 5.2 Si altlığın tavlandıktan sonrasına ait X-ışını kırınım deseni 93

Şekil 5.3 Si altlığın tavlanmadan önce ve tavlandıktan sonrasına ait

X-ışını kırınım desenleri iki boyutlu olarak 94

Şekil 5.4 Si altlığın tavlanmadan önce ve tavlandıktan sonrasına ait

X-ışını kırınım desenleri 94

Şekil 5.5 Si/STO’ya ait X-ışını kırınım deseni 95

Şekil 5.6 Si ve Si/STO’ya ait X-ışını kırınım deseni 96

Şekil 5.7 Si/STO/YBCO ince filmine ait X-ışını kırınım deseni 97

Şekil 5.8 Si altlık ile Si/STO ve Si/STO/YBCO ince filmlerine ait

X-ışını kırınım desenleri 98

Şekil 5.9 Si altlık ile Si/STO ve Si/STO/YBCO ince filmlerine ait

X-ışını kırınım deseni 99

Şekil 5.10 Si altlık ve Si/STO/YBCO filmine ait X-ışını kırınım deseni

karşılaştırmalı olarak 100

Şekil 5.11 Si/STO/YBCO filmine ait AFM fotoğrafı (1x10 µm2) 101

Şekil 5.13 Si/STO/YBCO filmine ait AFM fotoğrafı (10x10 µm2) 102

Şekil 5.14 Si/STO/YBCO filmine ait AFM fotoğrafı (1x1 µm2) 102

Şekil 5.15 Si/STO/YBCO filmine ait AFM fotoğrafı (1x1 µm2) 103

Şekil 5.16 Si/STO/YBCO filmine ait 0,5x0,5 µm2’lik bölgeden çekilen

AFM fotoğrafı 105

Şekil 5.17 STO/YBCO filmine ait AFM fotoğrafları 106

Şekil 5.18 a) Si/STO/YBCO ve b) LAO/STO ince filmlerine ait AFM

fotoğrafları 107

Şekil 5.19 Si/STO/YBCO filmine ait AFM fotoğrafı (1x1 µm2) 108

Şekil 5.20 Si/STO/YBCO filmin belli bir bölgesinden 50000 defa

büyütülerek çekilmiş SEM fotoğrafı 109

Şekil 5.21 Si/STO/YBCO filmin belli bir bölgesinden 50000 defa

büyütülerek çekilmiş SEM fotoğrafı 109

Şekil 5.22 Si/STO/YBCO filmin belli bir bölgesinden 5000 defa

büyütülerek çekilmiş SEM fotoğrafı 110

Şekil 5.23 Si/STO/YBCO filmin belli bir bölgesinden 5000 defa

büyütülerek çekilmiş SEM fotoğrafı 110

Şekil 5.24 Si/STO/YBCO filmin belli bir bölgesinden 1000 defa

büyütülerek çekilmiş SEM fotoğrafı 111

Şekil 5.25 Si/STO/YBCO filmin belli bir bölgesinden 1000 defa

büyütülerek çekilmiş SEM fotoğrafı 111

Şekil 5.26 Si/STO/YBCO filmin iki farklı bölgesinden 1000 defa

büyütülerek çekilmiş SEM fotoğrafı 112

Şekil 5.27 a) Si/STO/YBCO filmine ve b) Ni/STO/YBCO filmine ait

SEM fotoğrafları 112

Şekil 5.28 Si/STO/YBCO filmin iki farklı bölgesinden 5000 defa

Şekil 5.29 Si/STO/YBCO filmin enine kesitinden çekilmiş optik fotoğrafı 113

Şekil 5.30 Si/STO/YBCO filmine ait optik fotoğraf 114

Şekil 5.31 Si/STO/YBCO filmine ait optik fotoğraf (X100) 114

Şekil 5.32 Si/STO/YBCO filmine ait optik fotoğraf (X1000) 115

Şekil 5.33 Si/STO/YBCO filmin enine kesitinden çekilmiş optik fotoğrafı 115

Şekil 5.34 Si/STO/YBCO filmine ait optik fotoğraf (X100) 116

Şekil 5.35 Si/STO/YBCO filmine ait 1000 defa büyütülerek çekilmiş

ÇĐZELGELER DĐZĐNĐ

Çizelge 2.1 Bazı yüksek sıcaklık süperiletkenlerin fiziksel parametreleri 22

Çizelge 2.2 YBCO’nun bazı fiziksel parametreleri 24

Çizelge 2.3 YBCO ince film çökeltilmesi için kullanılan altlıkların bazı

özellikleri 54

SĐMGELER VE KISALTMALAR DĐZĐNĐ

a,b,c : Örgü parametreleri

A : Atomun difüzyon katsayısına bağlı bir parametre

B : Manyetik indüksiyon

c : Işık hızı

Cs : Malzeme yüzeyine difüz eden atomların sabit konsantrasyonu

Co : Malzemede difüz eden atomların başlangıç konsantrasyonu

Cx : t zaman sonra yüzeyden x kadar uzaklığa difüz eden atomların

konsantrasyonu

d : Süperiletken malzemenin kalınlığı

D : Difüzyon katsayısı

Do : Mutlak sıcaklıktaki difüzyon katsayısı

Dab : a-b düzlemindeki difüzyon katsayısı

Dc : c ekseni boyunca difüzyon katsayısı

Dgb : Tanecik sınırı difüzyon katsayısı

DL : Örgü difüzyon katsayısı

DM : Kütle transfer difüzyon katsayısı

DI : Asıl difüzyon katsayısı

Dm : Aşırı doyma

Dx : Dikdörtgen bir örgüde x ekseni boyunca maksimum difüzyon

katsayısı

Dy : Dikdörtgen bir örgüde y ekseni boyunca minimum difüzyon

katsayısı e : Elektron yükü

E : Elektrik alan FL : Lorentz kuvveti

FP : Çivileme kuvveti

h : Planck sabiti H : Dış manyetik alan Hc : Kritik manyetik alan

Hc1 : II. Tip süperiletkenlerde alt kritik magnetik alan

Hc2 : II. Tip süperiletkenlerde üst kritik magnetik alan

Hc(0) : 0 K sıcaklıktaki kritik magnetik alan

Hincefilm : Süperiletken ince film için kritik magnetik alan

Ic : Kritik akım şiddeti

J : Akım yoğunluğu

Jc : Kritik akım yoğunluğu

JDP : Çivilenememe kritik akım yoğunluğu

Jf : Birim zamanda birim düzlem alanı boyunca geçen atom sayısı

Jgb : Tanecik sınırı difüzyon akısı

JL : Örgü difüzyon akısı

Js : Perdeleyici akım yoğunluğu

Jt : Đletim akım yoğunluğu

k : Boltzmann sabiti

Lp : Plazma bulutunun uzunluğu

mab : a-b düzleminde hareket eden elektronların etkin kütlesi

mc : c doğrultusunda hareket eden elektronların etkin kütlesi

M : Mıknatıslanma

M+ : Pozitif mıknatıslanma

M- : Negatif mıknatıslanma

n : Cu-O düzlemlerinin sayısı

N : Çökelmelerle dengeye gelen matris atomlarının konsantrasyonu N0 : Matris atomlarının ilk konsantrasyonu

Np : Kopan atomların sayısı

P : Gaz basıncı

Re : Çökeltme oranının denge değeri

s : Hareketli parçacıkların gerçek sayısı so : Hareketli parçacıkların minimum sayısı

S : Süperiletken malzemenin kesit alanı

T : Sıcaklık Tc : Kritik sıcaklık Tm : Erime sıcaklığı Ts : Altlık sıcaklığı R : Gaz sabiti Ra : Ortalama yüzey pürüzlülüğü

Rms : Karekök ortalama/kuadratik ortalama yüzey pürüzlülüğü Rp : Elektronların hedef malzeme içine sızma derinliği

z : Çökelen parçacığın geometrik şekline bağlı bir parametre ∆M : Birim hacimdeki mıknatıslanma

Q : Aktivasyon enerjisi Qeşik : Buharlaşma eşik enerjisi

Qgb : Tane sınırı difüzyon için aktivasyon enerjisi

QL : Örgü difüzyonu için aktivasyon enerjisi

χ : Manyetik alınganlık

ρ : Özdirenç

λ : Nüfuz derinliği

0

φ

: Manyetik akı kuantumu

ξ : Eşuyum uzunluğu

ε : Film ile altlık arasındaki uyumsuzluk yüzdesi κ : Ginzburg- Landau parametresi

δ : Oksijen eksikliği ψ : Düzen parametresi γ : Anizotropi parametresi

θ : Difüzyon yönü ile c ekseni arasındaki açı w : Tanecik sınırı genişliği

AES : Auger elektron spektroskopu (Auger Electron Spectroscopy) AFM : Atomik kuvvet mikroskobu (Atomic Force Microscopy)

BSCCO : Bi-Sr-Ca-Cu-O

CBE : Kimyasal demet epitaksi CVD : Kimyasal buhardan çökeltme

EDS : Enerji dağılım spektroskopu (Energy Dispersive Spectroscopy) GL teorisi : Ginzburg-Landau teorisi

HBCCO : Hg-Ba-Ca-Cu-O

IBAD : Đyon demeti ile çökeltme

ICP-MS : (Inductively Coupled Plasma-Mass Spectroscopy) I-V : Akım-gerilim

LAO : LaAlO3

LBCO : La-Ba-Cu-O

MAGLEV : Magnetik olarak kaldırılmış trenler MBE : Moleküler demetli epitaksi

MOCVD : Metal organik kimyasal buhardan çökeltme

TFA-MOD : Triflor asetik asit kullanarak metal organik çökeltme MRI : Magnetik rezonans görüntüleme

PED : Atımlı elektronla çökeltme PLD : Atımlı lazerle çökeltme PVD : Fiziksel buhardan çökeltme

RABĐTS : Yayarak çift eksenli yapılanmış altlıkların elde edilmesi RHEED : Yüksek enerjili elektron kırınım görüntüsü (Reflection

high-energy electron diffraction) R-T : Direnç-sıcaklık

Si : Silisyum

SEM : Taramalı elektron mikroskobu (Scanning Electron Microscopy) SQUID : Süperiletken kuantum girişim aygıtı

STM : Taramalı tünelleme mikroskobu (Scanning Tunneling Microscopy)

STO : SrTiO3

TBCCO : Tl-Ba-Ca-Cu-O

TEM : Tünelleme elektron mikroskobu (Transmission Electron Microscopy)

UHV : Ultra yüksek vakum

YBCO : Y-Ba-Cu-O

Y123 : YBa2Cu3O7-δ

YSZ : Y-ZrO2

1. GĐRĐŞ

Elektriksel iletkenler, normal sıcaklıklarda yüklerin hareketine bir dereceye kadar karşı koyarlar. Bu elektriksel direnç, sıcaklığın düşmesiyle azalır. Bu direncin tamamen yok olabileceği ilk kez 1911 yılında H. K. Onnes tarafından fark edildi. Soğutulan civanın direnci, yaklaşık 4,2 K sıcaklığında hızlı bir şekilde sıfıra düştü. Bu yeni durum süperiletkenlik olarak adlandırıldı. Onnes, bu keşif ile 1913 yılında Nobel ödülü aldı. Normal durumdan süperiletken duruma geçiş sıcaklığı kritik sıcaklık olarak adlandırıldı.

1933 yılında W. Meisner ve R. Oschenfield süperiletken fazdaki metallerin, üzerlerine uygulanan magnetik alanı dışarladığını gözlemlemişlerdir. Böylece süperiletken malzemelerin sadece elektriksel özellikleriyle değil, magnetik özellikleriyle de normal fazdaki malzemelerden ayrıldığı ortaya çıkmıştır. Bu etki Meissner etkisi olarak adlandırılmaktadır.

Meissner etkisinin bulunmasından sonra Fritz ve Heinz London kardeşler 1935 yılında, temeli Maxwell denklemlerine dayanan bir teori ileri sürmüşlerdir. London modeli adı verilen bu teoride, durgun magnetik alanın süperiletken içerisine ne kadar nüfuz edebileceğini göstermişler ve süperiletkenliğin ilk karakteristik uzunluğu olan London nüfuz derinliği (λ) için bir ifade geliştirmişlerdir.

1945 yılında V. Arkadiev, Meissner etkisini kullanarak, küçük bir mıknatısın süperiletken tarafından kaldırıldığını gözlemiştir.

1950 yılında, Ginzburg ve Landau normal faz ile süperiletken faz arasında bir düzen parametresinin varlığını kabul eden bir teori (GL teorisi) ortaya attı. Bu teori, süperiletkenliğin makroskobik bir kuantum durumu olduğunu ileri sürer. London modeli ile türetilen nüfuz derinliği, GL teorisi ile yeniden türetilmiş ve süperiletkenlik için ikinci karakteristik uzunluk parametresi olan eşuyum uzunluğu (ξ) tanımlanmıştır.

Mikroskobik anlamda süperiletkenliğin doğası ve kökeni Bardeen, Cooper ve Schrieffer tarafından 1957 yılında açıklanmıştır. Aralarında bir tür çekici etkileşme bulunan bağlı durumdaki iki elektron tek bir sistem oluşturacak şekilde çiftlenir. Bu

elektronlara Cooper çiftleri denir. Cooper çiftleri, elektron-örgü-elektron etkileşmesine dayanır. Bu elektronlar eşit fakat zıt magnetik moment ve spine sahiptir [1].

1973 yılına kadar yapılan çalışmalar sonucunda, yeni bulunan süperiletkenler ile kritik sıcaklık değeri sadece 20 K kadar arttırılabilmiştir. 1973 yılında keşfedilen Nb3Ge için kritik sıcaklık değeri 23 K olarak bulunmuştur. Bu, o zamana kadar

keşfedilmiş en yüksek kritik sıcaklığa sahip metalik süperiletkendir [2].

J. G. Bednorz ve K. A. Müller tarafından 1986 yılında, ilk yüksek sıcaklık süperiletkeni olan LaBaCuO (LBCO) sisteminde 40 K’de süperiletkenliğe ulaşılmasından sonra özellikle oksit süperiletkenler üzerinde çalışmalar hız kazanmıştır. M. K. Wu ve arkadaşları, 1987 yılında YBaCuO (YBCO) sisteminde 90 K’de süperiletkenliğe ulaşmışlardır. 1988 yılında H. Maeda ve arkadaşları tarafından, 110 K’de BiSrCaCuO (BSCCO) ve aynı yılda Z. Z. Sheng ve arkadaşları tarafından, 125 K’de TlBaCaCuO (TBCCO) sistemlerinin, süperiletken özellik gösterdikleri gözlenmiştir. 1993 yılında, S. N. Putilin ve arkadaşları tarafından, en yüksek geçiş sıcaklığına sahip olan, HgBaCaCuO (HBCCO) sisteminde 134 K’de süperiletkenliğe ulaşılmıştır [3].

MgB2 bileşiği, 1950’li yılların başından beri bilinen fakat 2001 yılında

Akimitsu ve grubu [4] tarafından keşfedilmiş yaklaşık 40 K kritik sıcaklık değerine ve basit hekzagonal yapıya sahip süperiletken bir maddedir. Oksit olmayan bu yeni süperiletkenin keşfi bilim dünyasında yankılar uyandırmış, çalışmalar yoğun bir şekilde bu malzemenin süperiletken özelliklerini araştırma ve geliştirmeye yönelmiştir [5].

Süperiletkenlikle ilgili çalışmalar günümüzde artan bir hızla devam etmekte ve süperiletkenlik kritik geçiş sıcaklığının daha yüksek değerlere çıkması beklenmektedir.

Yüksek sıcaklık süperiletkenlerin; Magnetik rezonans görüntüleme (MRI), deneysel fizik için parçacık hızlandırıcılar, magnetik olarak kaldırılmış trenler (MAGLEV), motorlar, elektrik güç istasyon jeneratörleri, füzyon ve magnetohidrodinamik güç sistemleri, elektrik enerjisi depolama sistemleri, transformatörler, mikroelektronik, süperiletken kuantum girişim aygıtları (SQUID) vb. gibi daha birçok uygulama alanı vardır [6].

Yüksek sıcaklık süperiletkenler arasında yer alan YBa2Cu3O7-δ, kimyasal

formülündeki metal atomlarının bağıl sayıları nedeniyle Y123 süperiletkeni olarak da adlandırılır. YBCO, sıvı azotun kaynama sıcaklığı olan 77 K’ nin üzerinde kritik sıcaklık değerine (Tc = 92 K) sahip olması, tek fazlı olarak kolayca sentezlenebilmesi,

yüksek tersinmezlik magnetik alanına sahip olabilmesi, toksin elementler ya da kararsız bileşikler içermemesi, diğer yüksek sıcaklık süperiletken malzemelere oranla daha düşük anizotropiye sahip olması ve daha güçlü magnetik alanlarda daha yüksek akım yoğunluğu taşımalarından dolayı ilgi odağıdır [7].

Süperiletken malzemelerin bulk formunda elde edilmesinin yanında tel, şerit, kalın film ve ince film olarak elde edilmesi de çok önemlidir. Düşük sıcaklık ve yüksek sıcaklık süperiletken malzemelerde, küçük ölçekli aygıt uygulamaları bu malzemelerin ince film formunda üretilmesini gerektirmektedir. Süperiletken ince filmler, mikroelektronikte, özellikle elektronik devre paketlerinde, Josephson bağlantılarında, mikrodalga soğurucu ve SQUID’ ler için çok büyük avantaj sağlamaktadır [8].

Süperiletkenlerin ince film şeklinde üretilmesi oldukça karmaşıktır. Süperiletken ince filmlerde istenen en önemli özellikler, yüksek kritik sıcaklık, yüksek kritik akım yoğunluğu, düşük yüzey direnci ve en önemlisi de yüzey düzgünlüğüdür. Bu özelliklere sahip filmlerin üretilmesi için farklı metotlar geliştirilmiştir [9].

Süperiletken ince filmlerin üretilmesinde altlık (substrate) seçimi oldukça önemlidir. Kullanılacak olan altlık kimyasal olarak çökeltilecek malzeme ile uyum içinde olmalıdır. Ayrıca altlık, çökeltme sürecine ve filmlerin kullanım şartlarına uygun olmalıdır. Bir başka husus ise kullanılacak altlık ile çökeltilecek olan malzemenin örgü sabitlerinin birbiri ile uyumlu olmasıdır. YBCO’nun üzerine büyütülmesi için kullanılabilecek, SrTiO3, LaGaO3, NdGaO3, YAlO3, PrGaO3, MgO,

YSZ, SrLaGaO4, Ni, Si vb. gibi birçok altlık vardır. Bunlar arasında yer alan

silisyum (Si), çeşitli mikroelektronik aygıtlarda en yaygın kullanılan yarıiletkendir. Bu nedenle, süperiletken/yarıiletken hibrit aygıtlar ve entegre mikrodevreler gibi uygulamalar için silisyum üzerine epitaksiyel olarak büyütülen yüksek sıcaklık süperiletken ince filmleri önemlidir [10]. Fakat mikroelektronik cihazlarda, yüksek sıcaklık süperiletkenlerin büyütülmesi için silisyum altlıkların kullanımı iyi sonuçlar

vermez. Çünkü ince film büyütme esnasında uygulanan yüksek sıcaklıktaki ısıl işlemler boyunca YBCO ve silisyum arasında ciddi bir kimyasal reaksiyon meydana gelir. Bu sebeple YBCO ve Si arasında bir tampon tabakasının kullanılması gerekmektedir [11].

Altlık ile çökeltilen film arasında kimyasal uyum (reaksiyona girmeme ve altlık ile film arasında meydana gelebilecek difüzyona engel olma) ve örgü uyumu gösteren bir ara tampon tabakasının kullanımı, büyütülen filmin kalitesini artırır. YBCO ince filmler için SrTiO3, Gd2Zr2O7, La2Zr2O7, CeO2, MgO, BaZrO3, LaMnO3,

YBiO3 ve RE2O3 gibi birçok tampon tabaka kullanılmaktadır. SrTiO3 (STO), YBCO

filmlerin yüksek kaliteli üretimi için kullanılan en çok kullanılan altlıklardan biridir, bu nedenle tampon tabakası olarak da kullanılmaktadır [12].

Atımlı lazerle çökeltme (Pulsed Laser Deposition, PLD) yüksek sıcaklık süperiletken ince filmlerin sentezi için en uygun ve en verimli tekniklerden biridir. Uzun boyda yüksek sıcaklık süperiletken tellerin, daha düşük maliyetle üretimini sağlayacak ve endüstri tarafından da kabul edileceği beklenen yeni bir teknik ise atımlı elektronla çökeltme (Pulsed Electron Deposition, PED) tekniğidir [13].

Bu çalışmada PED tekniği ile Si altlık üzerine sırasıyla STO tampon tabakası ve YBCO ince filmi büyütülmüştür. Tavlama işleminin altlığın kristal yapısına etkisinin, STO tampon tabakasının kristal yapısının ve büyütülecek olan filmin yüzey morfolojisinin, mikroyapısının ve kristal yapısının incelenmesi tasarlanmıştır. Teknolojik uygulamalar için iyi kalitede YBCO ince filmin sentezlenmesi planlanmıştır.

2. GENEL BĐLGĐLER

2.1. Meissner Etkisi

Süperiletkenliğin H. K. Onnes tarafından 1911 yılında keşfinden 1933 yılına kadar süperiletkenin bir ideal iletken olduğu yani sadece sıfır dirence sahip olduğu düşünülüyordu [14].

Đdeal bir iletken, direnci sıfır olacak şekilde soğutulduktan sonra bir dış magnetik alana maruz bırakıldığı zaman, magnetik alanı dışlamakta ve daha sonra dış magnetik alan kaldırıldığı zaman malzeme içindeki magnetik alan sıfır olmaktadır (Şekil 2.1.a). Magnetik alanın dışlanmasının sebebi, Lenz kuralı gereğince, magnetik alanın iletken yüzeyine nüfuz etmesiyle birlikte, alana zıt yönde bir magnetik alanın ortaya çıkmasıdır. Đdeal iletkene, bir dış magnetik alan uygulandıktan sonra, direnci sıfır olacak şekilde soğutulması durumunda, magnetik alanı dışlamakta, magnetik alan kaldırıldığı zaman, içindeki magnetik alanı çivilemektedir (Şekil 2.1.b). Bunun sebebi malzeme içerisinde magnetik alan değişimlerini önlemeye çalışan yüzey akımlarının var olmasıdır [14,15].

Şekil 2.1 Đdeal bir iletkenin magnetik alandaki davranışı [54]

W. Meissner ve R. Ochsenfeld tarafından 1933 yılında tasarlanan bir deneyde; süperiletken malzeme direnci sıfır olacak şekilde soğutulduktan sonra, bir dış magnetik alana maruz kaldığı zaman, magnetik alanı dışlamaktadır. Magnetik alan kaldırıldığı zaman içindeki magnetik alan sıfır olmaktadır (Şekil 2.2.a). Süperiletken malzemeye, bir dış magnetik alan uygulanıp, direnci sıfır olacak şekilde soğutulduğu zaman magnetik alanı dışlamaktadır. Magnetik alan kaldırıldığı zaman, içindeki magnetik alan sıfır olmaktadır (Şekil 2.2.b) [14].

Şekil 2.2 Süperiletkenin magnetik alandaki davranışı [54]

Süperiletken malzemenin, ideal iletkenin tersine, soğutma ve magnetik alan uygulama işlemlerinin sırasına bağlı kalmadan her iki durumda da dışarıdan uygulanan magnetik alanı dışladığı, alan kaldırıldıktan sonra bile malzeme içindeki magnetik alanın sıfır olduğu ve aynı zamanda süperiletken malzemenin mükemmel bir diamagnet gibi davrandığı bu duruma Meissner etkisi adı verilir [16].

Đdeal bir iletken tam bir diamagnetik malzeme değildir. Ohm kanununa göre; J E r r

ρ

= (2.1) denklemi yazılabilir. ( E r

: Elektrik alan, ρ: Öz direnç,

J

r

: Akım yoğunluğu) Akım

yoğunluğu belli bir değere sahipse, ρ = 0 olduğu zaman E r = 0 olacaktır. Böylece

0

=

∇

X

E

r

r

olur. Maxwell denklemlerinde dt B d r ,

∇

X

E

=

0

r

r

ile orantılı olduğundan,

dt B d

r

= 0 bulunur. Bu şekilde ideal bir iletkende magnetik akı değişmemektedir. Yani

soğutma sırasında, geçiş sıcaklığında malzemedeki magnetik akı değişmemelidir. Đşte Meissner olayı bu sonuç ile çelişmektedir ve diamagnetikliğin süperiletkenlik durumunun temel özelliği olduğunu göstermektedir [17].

Sıfır direnç gibi Meissner etkisi de süperiletkenin temel bir özelliğidir. Meissner olayı sıfır dirençten daha karmaşık bir olgudur, sadece sonsuz iletkenlikle (ideal iletkenlikle) açıklanamaz [18, 19]. Soğutma ve magnetik alan uygulama olaylarının sırasına bakılmaksızın, malzemenin aynı termodinamik durumda olması süperiletken içindeki alanın dışlanması ile mümkün olur [14].

Yapılan deneyler, Meissner etkisi görülmesine rağmen, yinede süperiletken malzemeye ~500 Ao derinliğinde magnetik alan girdiğini göstermiştir [20].

Meissner etkisinin ilk deneysel gösterimi 1945 yılında V. K. Arkadyev tarafından yapılmıştır. Bu deneyde daimi bir mıknatıs süperiletken bir malzeme üzerinde asılı kalmaktadır (Şekil 2.3). Asılı kalmanın sebebi, süperiletken malzemenin magnetik alanı dışlamasıdır. Aynı zamanda mıknatısın sağa sola kaymasını önleyip merkezde asılı kalmasını sağlayacak bir kuvvet, süperiletken malzeme tarafından mıknatısa uygulanmaktadır [18].

Şekil 2.3 Meissner etkisiyle süperiletken üzerinde asılı kalan daimi bir mıknatıs [55]

2.2. Süperiletkenlikte Kritik Değerler

2.2.1. Kritik sıcaklık

Saf bir metalin elektriksel özdirencinin sıcaklıkla azaldığı bilinmektedir. Böyle saf bir metalin normal elektriksel direnç durumundan, süperiletkenlik

durumuna geçişi, belirli bir kritik sıcaklıkta olmaktadır (Şekil 2.4). Direncin sıfır olduğu bu sıcaklık değerine, kritik sıcaklık adı verilir ve Tc ile gösterilir. Tc değerinin

üzerindeki sıcaklıklarda malzeme normal durumda, altında ise süperiletken durumdadır. Örneğin, civanın direncinin sıcaklıkla değişiminde, yüksek sıcaklıklarda görülen sürekli azalma, yaklaşık olarak 4.2 K’de birdenbire düşüş şeklinde ortaya çıkmakta ve sıfıra inmektedir [21].

Şekil 2.4 Özdirencin sıcaklıkla değişimi

Normal-süperiletken geçiş sıcaklığında (Tc), malzemenin termodinamik

özelliklerinde ani değişiklerin ortaya çıktığı bir faz değişimi gerçekleşir ve bu değişim izotermiktir [22]. Süperiletken faz içerisinde malzemenin elektriksel ve magnetik özellikleri normal duruma göre farklılıklar gösterir. Kritik sıcaklığın altında süperiletken özellik gösteren malzeme, üzerinden geçen elektrik akımına karşı direnç göstermez. Bu durum Bardeen, Cooper ve Schrieffer [23] tarafından 1957 yılında ortaya atılan BCS teorisi ile açıklanabilmiştir.

Safsızlıklar geçiş sıcaklığını düşürmesine rağmen, genel olarak geçiş sıcaklığı küçük miktardaki safsızlığa duyarlı değildir. Saf metallerin tümü süperiletken özellik göstermez; örneğin bakır, demir ve sodyum ulaşılan en düşük sıcaklığa soğutulduğunda bile süperiletkenlik göstermezler. Bununla beraber, süperiletkenlik nadir bir olay değildir. Süperiletkenlik periyodik cetveldeki birçok metalde,

alaşımlarda, arametal bileşiklerde ve katkılı yarıiletkenlerde oluşmaktadır. En büyük geçiş sıcaklığına sahip (~9,3 K) metal elementi niyobyumdur. Ancak bazı alaşımlar ve metal bileşikleri daha büyük sıcaklıklara kadar süperiletkenliklerini korurlar. Örneğin, Nb3Ge’un geçiş sıcaklığı yaklaşık 23 K’dir. Bir alaşımın süperiletken

olması, alaşım süperiletken olmayan iki metalden oluşmuş olsa bile mümkündür [15, 17, 24, 25].

Bir malzemenin metal-süperiletken geçiş durumu için iki önemli aşama vardır. Bunlar, tanecikli yapının karakteristik özelliği olan tanecikler ve tanecikler arası bağlantılardan kaynaklanan etkileşmelerdir. Soğuma işlemi yapılan malzemede, süperiletkenliğe ilk geçiş yapan taneciklerdir ve birinci aşamada taneciklerden ileri gelen geçiş sıcaklığı görülür. Taneciklerin süperiletken olmasıyla geçişin başladığı ve malzemenin direncini kaybetmeye başladığı ilk geçiş sıcaklığına başlangıç kritik sıcaklığı (Tc-başlangıç = Tc-onset) denir. Soğumayla taneciklerin tamamen süperiletken

olduğu ve tanecikler arası etkileşmeden kaynaklanan geçişin başladığı sıcaklığa orta-nokta kritik sıcaklığı (Tc-orta nokta = Tc-midpoint) ve malzemenin tamamının süperiletken

olduğu ve direncini tamamen kaybettiği sıcaklığa sıfır direnç geçiş sıcaklığı (Tc-sıfır =

Tc-offset) denir [15]. Şekil 2.5’de bu durum görülmektedir.

Şekil 2.5 Süperiletkenliğe geçiş kritik sıcaklıkları [15]

Malzemenin direncinin sıfıra düşmeye başladığı sıcaklık Tc-başlangıç, direncin

sıcaklık aralığında (∆Tc) gerçekleşir. ∆Tc aralığı ne kadar küçük olursa, süperiletken

malzemenin maddenin o kadar saf, homojen ve kaliteli olduğu anlaşılır [18, 26]. Bakır tabanlı süperiletkenlerin kritik sıcaklığı, CuO2 düzlem sayısı, CuO2

düzlemleri üzerindeki deşik yoğunluğu, oksijen boşluğu (δ), örgü parametreleri, iyonik çap, magnetik moment vb. gibi birçok parametreye bağlıdır. Aynı zamanda, ısıl işlem sıcaklığı, ısıl işlem süresi, uygulanan press basıncı, magnetik alan vb. gibi birçok deney şartları da malzemenin kritik sıcaklığını değiştirmektedir. YBCO’nun kritik sıcaklığı güçlü bir şekilde oksijen içeriğine bağlıdır ve malzeme içine bağlanan oksijen miktarı artıkça kritik sıcaklık değeri artar [2, 28].

2.2.2. Kritik akım yoğunluğu

Süperiletken malzeme yüzeyinde, nüfuz derinliğinde dirençsiz akan akımı sınırlayan bir üst limit vardır ve bu değer kritik akım olarak adlandırılır. Kritik akım, süperiletkenlerin önemli karakteristik özelliklerinden biridir. Kritik akım değeri, malzeme geometrisine ve malzemenin yapısal özelliklerine bağlıdır. Malzemeden geçirilen akım değeri, bu kritik değeri aşarsa direnç ortaya çıkar. Kritik akım yoğunluğu;

S I

J c

c = (2.2) eşitliği ile hesaplanır [15]. (S: Malzemenin kesit alanı, Ic: Kritik akım değeri)

Süperiletken malzemelerde normal faza geçiş sadece sıcaklık artışı ile meydana gelmez. Malzeme üzerinden geçen akım yoğunluğu ve üzerine uygulanan dış magnetik alan da kritik değerlerin üzerine çıktığın zamanda normal faza geçiş meydana gelir. Süperiletken malzemelerin direnç göstermeksizin taşıyabileceği en büyük akım yoğunluğu değerine, süperiletken malzemenin kritik akım yoğunluğu

denir ve

J

_c

r

ile gösterilir [21].

Bir süperiletkenin yüzeyindeki akım yoğunluğuna, süperiletken malzeme

içerisinden geçirilen iletim akım yoğunluğu (

J

t

r

akıyı yok edecek şekilde dolanan perdeleyici akım yoğunluğu (

J

_s

r

) olmak üzere iki

katkı olabilir. Süperiletken malzemenin herhangi bir noktasındaki akım yoğunluğu

s t

J

J

J

r

r

r

+

=

(2.3) denklemiyle verilir. [15] Herhangi bir noktadaki toplam akım yoğunluğunun büyüklüğü, kritik akım yoğunluğu değerini aşarsa süperiletkenlik bozulur.

I. tip süperiletkenlerde kritik akım yoğunluğu doğrudan kritik magnetik alana bağlıdır. I. tip süperiletkenlerde Hc düşük olduğu için, kritik akım yoğunlukları II. tip

süperiletkenlere göre düşüktür [19].

Yüksek sıcaklık süperiletkenlerin kritik akım yoğunluğu, klasik süperiletkenlerde olduğu gibi uygulanan magnetik alana ve sıcaklığa sıkıca bağlıdır (Şekil 2.6). Magnetik alanın ve sıcaklığın arttırılması, kritik akım yoğunluğunu azaltmaktadır. Ayrıca yüksek sıcaklık süperiletkenlerin oldukça anizotropik

olmalarından dolayı, kritik akım yoğunluğu kristalografik eksene göre değişir [28, 29].

Şekil 2.6 Süperiletkenlik faz diyagramı

YBCO, BSCCO ve TBCCO oksit süperiletken sistemleri pratik uygulamalar için oldukça ilgi çekicidir. Çünkü sıvı azot sıcaklığında süperiletken olabilmektedirler. Çoğu uygulamalar için süperiletken malzemelerin kritik akım

yoğunluğu değerinin 104- 106 A/cm2 mertebesinde olması gerekir. Kritik akım yoğunluğu mikroyapıya güçlü bir şekilde bağlıdır. Bu yüzden mikroyapısal kontrol pratik uygulamalar için oldukça önemlidir. Oksit süperiletkenlerde yapısal kontrolün oldukça güç olduğu düşünülmesine rağmen son çalışmalar yüksek kritik akım yoğunluklu malzemeler üretildiğini göstermiştir [27].

Bulk yüksek sıcaklık süperiletkenlerini üretmek için farklı işlemler kullanılır. Bunlardan birisi sinterleme işlemidir [37]. Bu işlemle yüksek kritik akım yoğunluğuna sahip malzemeler yapmak oldukça zordur. Sinterlenmiş bulk malzemelerde tanecik sınırlarındaki zayıf bağlantılar düşük Jc değerlerinin nedenidir.

Bir başka işlem olan eriyik işlemlerinin, tanecikler arasındaki zayıf bağlantıları azaltmada etkili olduğu ve kritik akım yoğunluğunu artırdığı bulunmuştur [27]. Fakat bu işlemle de uzun boyda süperiletken tel ve şerit üretimi sınırlıdır.

YBCO süperiletkenlerin tekkristallerinde büyük bir akım yoğunluğu ve yüksek kritik magnetik alan değeri gözlenmiştir. Sıcaklığın 4 K olduğu anda taneciklerin içinde kritik akım yoğunluğu 106 A/cm2 olarak ölçülmüştür. Çokkristal malzemelerde ise kritik akım yoğunluğu, sıcaklığın 77 K olduğu anda 200 ile 300 A/cm2 arasında değiştiği gözlenmiştir. Çokkristal malzemelerde akım yoğunluğunun düşük olması, taneler arasındaki zayıf Josephson tipi bağlantılardan kaynaklanmaktadır [30].

Kritik akım yoğunluğu, mıknatıslanmanın magnetik alana karsı çizilen histerisiz eğrisini kullanarak yarı teorik olarak hesaplanabilir. Akım yoğunluğu hesaplanmasında kullanılan Bean formülü aşağıdaki denklemlerle ifade edilir [31].

d M Jc ) ( 30 ∆ = (2.4)       − ∆ = y x x M Jc 3 1 ) ( 20 (2.5)

(M+: Pozitif mıknatıslanma, M-: Negatif mıknatıslanma, ∆M: Elektromagnetik birim

sistemine göre santimetre küp başına birim hacimdeki mıknatıslanma, d: malzemenin santimetre cinsinden kalınlığı, x ve y: Dikdörtgen malzemenin boyutları)

2.2.3. Kritik magnetik alan

Magnetik alanın süperiletkenden dışarı atılması, uygulanan alana eşit ve zıt yönde alan oluşturacak şekilde akan yüzey akımları ile olur. Bu akımlar yüzeyden belli bir mesafede malzeme içerisine girer, bu da uygulanan dış magnetik alanın üstel olarak azalan bir değerde malzeme içerisine girmesine neden olur. Bu değere magnetik alanın nüfuz derinliği (penetration depth) denir ve λ ile gösterilir. Sıcaklık veya dış magnetik alan arttıkça nüfuz derinliği de artar. Uygulanan dış magnetik alan değeri belli bir kritik değeri aştığında ise malzeme artık magnetik alanı içinden dışarlayamaz ve malzeme normal faza geçiş yapar. Malzemenin faz geçişi yaptığı bu değere, kritik magnetik alan denir ve Hc ile gösterilir. Eğer süperiletken bir

malzemeye kuvvetli bir magnetik alan (H > Hc) uygulanırsa, kritik sıcaklığın

altındaki (T < Tc) sıcaklıklarda da malzeme normal direnç özelliği gösterir [15].

Süperiletken malzemeler uygulanan bir dış magnetik alandaki davranışlarına göre I. ve II. tip olmak üzere iki gruba ayrılır. Bunlardan birincisi I. tip süperiletkenlerdir. I. tip süperiletkenlerde, malzemeye giren dış magnetik alan kritik magnetik alanın altında olduğu zaman, dışlanır. Eğer malzemeye giren dış magnetik alan, kritik magnetik alan değerinin üstünde olduğu zaman, magnetik alan malzemeye nüfuz derinliği kadar girmeye başlar ve süperiletken özellik kaybolur. Bu davranış mükemmel diamagnetizma olarak adlandırılır [32]. Şekil 2.7.a’da bu durum gösterilmiştir.

II. tip süperiletkenlerde, malzemeye giren magnetik alan, alt kritik alan (Hc1)

değerinden düşük olduğu zaman dışlanır. Magnetik alan Hc1 değerinden büyük ise

magnetik alan kısmen malzemeye girecektir. Bu durumda süperiletkenlik özellik kaybolmaz, fakat Meissner etkisi de görülmez. Dışarıdan uygulanan magnetik alan değeri üst kritik alan (Hc2) değerini aştığı zaman magnetik alan tamamen malzemeye

girer ve süperiletkenlik kaybolur [32]. Bu durum Şekil 2.7.b’de gösterilmiştir. Bir H magnetik alanında bulunan süperiletkenin kritik sıcaklığı, magnetik alan arttıkça azalmaktadır. Dış magnetik alanla kritik sıcaklık arasında;





























−

=

2

1

)

0

(

c c c

T

T

H

H

(2.6)

bağıntısı ile ifade edilen bir ilişki vardır. Bu eşitlikte Hc(0), 0 K’ deki kritik magnetik

alan değeridir. Bu eşitlikten görülebileceği gibi, kritik alanın değeri T = 0 K’de maksimumdur ve T = Tc sıcaklığında ise sıfır olur [22].

I. tip süperiletkenler için kritik alan değerleri oldukça düşük olup 0.2 T’nin altındadır. Bu nedenle I. tip süperiletkenler yüksek magnetik alanlı mıknatıs yapımında kullanılamaz. II. tip süperiletkenlerin ise kritik magnetik alan değerleri oldukça yüksektir. Hc2’ nin değeri, Hc değerinin 100 katı veya daha fazlası olabilir.

Bu sebeple II. tip süperiletkenler endüstriyel açıdan oldukça önemlidir [17].

Hc1 ile Hc2 arasında magnetik alan, girdap adı verilen kuantalanmış

mikroskobik tüpler halinde malzemeye nüfuz eder. Yapılan deneysel çalışmalar, akı çizgilerinin malzemeye hekzagonal yapıda girdiğini göstermiştir (Şekil 2.8). II. tip süperiletkenlerde gözlenen bu girdap durumu teorik olarak ilk defa 1957’de A. A. Abrikosov tarafından tahmin edilmiştir [16, 18].

Şekil 2.8 Girdap yapı [3]

Süperiletken malzeme girdap durumunda iken üzerinden

J

r

akım yoğunluğu geçirilir ise akı çizgileri Lorentz kuvveti (Denklem 2.7) etkisinde harekete geçerler.

J x B F_L r r r = (2.7) Girdapların hareketi malzeme üzerinde potansiyel fark oluşmasına neden olur.

Girdaplar

V

r

hızı ile hareket ettiklerinde, akım yönünde

B

x

V

E

r

r

r

=

(2.8) denklemi ile verilen bir elektrik alan oluşur. (Şekil 2.9) Elektrik alan nedeni ile oluşan direnç, malzemenin normal faza geçiş yapmasına neden olur. Bunu engellemek için girdaplar, akı çivileme merkezleri ile sabit tutulur. Girdapları çivileme merkezinde tutan bu kuvvete çivileme kuvveti (Pinning force) adı verilir.

Ancak Lorentz kuvveti (FL r

), çivileme kuvvetine (FP r

) eşit olduğunda, çivilenememe

(depinnig) kritik akım yoğunluğuna (JDP r

) ulaşılmış olunur ve bu değerden sonra girdaplar yeniden harekete başlayarak kayıplara neden olur. II. tip süperiletkenlerde

kritik akım yoğunluğu JDP r

Şekil 2.9 Akı girdapları üzerine etkiyen Lorentz ve çivileme kuvvetleri [21]

Süperiletkenlerde akı çivileme merkezleri, malzeme içindeki yapısal kusurlardan dolayı yerel olarak düzen parametresinin (ψ) azalması ya da yok olması ile oluşmaktadır. Bu yüzden, girdap bir akı çivileme merkezi ile karşılaştığında enerjisini azaltabilir. Girdap durumunda bulunan bir süperiletken malzemede hiç kusur olmadığı zaman malzemenin sahip olacağı kritik akım yoğunluğu sıfır olacaktır. Akı çivileme merkezlerinin süperiletken yapıda etkili olabilmeleri için boyutları, eşuyum uzunluğu aralığında olmalıdır. Yüksek sıcaklık süperiletkenleri için bu aralık nanometre mertebelerindedir. Yüksek sıcaklık süperiletkenlerde görülen tipik akı çivileme merkezleri şunlardır: Çatlaklar, ikiz düzlemler, süperiletken olmayan fazlar, tanecik sınırları, yığılma hataları, kaymalar ve oksijen boşlukları [27, 28].

Girdap durumunda, süperiletken malzeme içinde oluşan her bir girdaptan akı kuantumuna eşit miktarda magnetik akı geçer. Akı kuantumu;

e hc 2 0 =

Φ (2.9) ile verilir ve Φ0 ile gösteilir. Burada h Planck sabitini, c ışık hızını, e elektronun

yükünü göstermektedir ve 2 katsayısı Cooper çiftinin yükünün 2e olmasından gelmektedir.

Kritik alanlar Hc1, Hc2, Φ0, ξ ve λ’ ya bağlı olarak şu şekilde ifade edilirler [33]. 2 0 1 2 ln

πλ

κ

Φ = c H (2.10) 2 0 2

2

πξ

Φ

=

c

H

(2.11)

Bu denklemlerde κ malzemenin Ginzburg-Landau sabitidir (

ξ

λ

κ

= ). Yapılan deneyler [34] girdap yoğunluğunun uygulanan magnetik alanla belli bir değere kadar lineer olarak arttığını ve bu artışın eğiminin yaklaşık Φ0 değerini verdiğini

göstermiştir.

II. tip süperiletkenler için alt Hc1 ve üst Hc2 kritik magnetik alanın kritik alana

(Hc) bağlılığı aşağıdaki gibi tanımlanmıştır [19].

κ

c c H H ₁ ≅ (2.12) c c

H

H

₂

≅

2

κ

(2.13) 2.12 ve 2.13 denklemlerinden kritik alan Hc’nin, Hc1 ve Hc2 kritik alanlarının

yaklaşık olarak geometrik ortalaması olduğu söylenebilir.

2 1 c c

c H H

H ≅ (2.14) Kalınlığı (d) magnetik alanın nüfuz etme derinliğinden küçük olan süperiletken ince bir filmin yüzeyine paralel olan magnetik alan, bulk malzemenin kritik alanından büyük olsa bile, süperiletkenlik bozulmaz. Magnetik alan düzgün bir şekilde film içine nüfuz eder ve bu nedenle ince filmde Meissner etkisi tam oluşmaz. Ginzburg Landau denklemlerinin çözümünden ince film için kritik alan ifadesi;

d H

H_incefilm ≅2 6 _c

λ

(2.15) ile verilir. Görüldüğü gibi filmin kalınlığının azalması, kritik alanın yükselmesine neden olmaktadır. Bu yüzden ince filmler için kritik alan değeri, bulk süperiletkenler için kritik alan değerinin yaklaşık iki katı olmalıdır. Bu durum, süperiletken ince filmin, bulk süperiletken malzemelere göre magnetik alana daha dayanıklı olduğu anlamına gelir [16, 35].

2.3. Yüksek Sıcaklık Süperiletkenleri

J. G. Bednorz ve K. A. Müller tarafından 1986 yılında, ilk yüksek sıcaklık süperiletkeni olan LBCO sisteminde 40 K’de süperiletkenliğe ulaşılmasından sonra özellikle oksitli süperiletkenler üzerinde çalışmalar hız kazanmıştır. M. K. Wu ve arkadaşları, 1987 yılında YBCO sisteminde 90 K’de süperiletkenliğe ulaşmışlardır. 1988 yılında H. Maeda ve arkadaşları tarafından, 110 K’de BSCCO ve aynı yılda Z. Z. Sheng ve arkadaşları tarafından, 125 K’de TBCCO sistemlerinin, süperiletken özellik gösterdikleri gözlenmiştir. 1993 yılında, S. N. Putilin ve arkadaşları tarafından, en yüksek geçiş sıcaklığına sahip olan HBCCO sisteminde, 134 K’de süperiletkenliğe ulaşılmıştır. Bu süperiletken sistemlerin bulunmasından sonra değişik oksitlerin bu sistemlere katkılanması, değişik üretim yollarının denenmesi, özellikle kablo ve film yapımı ve bunların uygulamaya geçirilmesi, süperiletkenlik konusunu daha da ilginç hale getirmiştir [3]. Süperiletkenlerin keşfedildikleri yıllar ile geçiş sıcaklıkları Şekil 2.10 ’da gösterilmektedir.

Yüksek sıcaklık süperiletkenlerin yapısal ve fiziksel özellikleri üretim şartlarına bağlı olarak değişmektedir. Aynı cins malzemenin özellikleri farklı üretim teknikleriyle elde edildiğinde farklı özellikler gösterebilir. Bulk yüksek sıcaklık süperiletkenlerin üretimi için katıhal reaksiyon yöntemi, çözelti yöntemi gibi birçok teknik kullanılmaktadır [36].

Yüksek sıcaklık süperiletkenler genellikle, diğer tekniklere göre daha düşük işlem sıcaklığı (∼950 °C) gerektiren katıhal tepkime reaksiyonuyla üretilmekte ve ısıl işlem şartlarının kontrol edilmesiyle, tane büyüklüğü gibi mikroyapı karakteristikleri de kontrol edilebilmektedir. Buna rağmen, her ne kadar yüksek kritik sıcaklık değerleri kolaylıkla elde edilebilse de, kritik akım yoğunluğu değerleri sinterlenmiş yüksek sıcaklık süperiletkenlerde çok küçüktür ve bu da sinterlenmiş malzemelerin pratik uygulamalarına engel olmaktadır [27].

Yüksek sıcaklıklı bakır tabanlı süperiletkenlerin teorik mekanizmasının anlaşılması yönünde çalışmalar iki yönde devam etmektedir. Birinci grup süperiletkenlik fazının dielektrik fazından oluştuğu öneren teorilerdir. Đkinci grup ise klasik elektron-fonon tabanlı modellerin, bakır tabanlı süperiletkenlerin özellikleri göz önüne alınarak geliştirilmesi yönündedir [16].

2.4. Yüksek Sıcaklık Süperiletkenlerin Özellikleri

Süperiletkenlik, metallerden sonra organik ve oksit malzemelerde de görülmüştür. Đlk süperiletken oksit olan perovskit yapılı 0,25 K kritik sıcaklığına sahip SrTiO3’tür. Ardından katkılı SrTiO3, NbO ve TiO oksit bileşiklerin

süperiletken özellik gösterdiği bulunmuştur. Bunlar 0,7–2 K aralığında kritik sıcaklık değerine sahiptir. Sonraki yıllarda bronzların da (KxMoO3, KxWO3, KxReO3)

süperiletken olduğu bulunmuştur. Bunların kritik sıcaklığı 4–6 K arasındadır. Daha sonra, Tc >50 K’li yeni süperiletkenler keşfedilmiştir [38].

Yeni yüksek sıcaklık süperiletken malzemelerinin birçoğu bakır oksit bileşikleridir. Yüksek sıcaklık süperiletken malzemeler, perovskit olarak adlandırılan kristal yapı cinsinden sınıflandırılır. Đlk sınıf, BaPb1-xBixO3 kübik perovskitlerdir (a =

b = c). Bu malzemelerin kritik sıcaklığı 10 K’ dir. KNiF4 yapısı olarak bilinen ikinci

sınıf ise, kritik sıcaklığı 38 K olan La1,85 Sr0,15 CuO4 gibi tedragonal yapıya sahip tek

tabakalı perovskitlerdir (a = b ≠ c) . Üçüncü sınıf ise ortorombik yapıya sahip (a ≠ b ≠ c), YBCO gibi (Tc ≈ 92 K) çok tabakalı perovskitlerdir [14,40].

Bütün yüksek sıcaklık süperiletkenleri, A ve B metal iyonları ve O oksijen olmak üzere, ABO3 olarak ifade edilen perovskit yapı ile ilişkilidir. Yapıyı daha iyi

anlamak ve basitleştirmek açısından sıralı paralel düzlemleri AO ve BO2 olarak

düşünülebilir. Bir perovskit yapı, Şekil 2.11’de görüldüğü gibi, bozulmamış durumda kübiktir ve birim hücre parametresi doğrudan A ve B iyonlarının yarıçaplarına bağlıdır. Perovskit yapının kararlı olabilmesi için A iyonu B iyonundan büyük olmalıdır. Her A iyonu 12, B iyonu ise oktahedral yapıda 6 tane O iyonu ile çevrelenmiştir [28].

Şekil 2.11 Đdeal perovskit yapı

Y123 süperiletkeni olarak da bilinen YBCO, perovskit yapıyla en çok ilişkili olandır. Çünkü oksijen eksikliği olan perovskit (ABO3-x) yapıdadır. Diğer bakır

içeren LBCO, BSCCO, TBCCO ve HBCCO süperiletken sistemleri ise perovskit yapı (CuO2 tabakaları ve bu tabakaların altında ve üstündeki katyonlardan oluşan

kısım) ile kaya tuzu yapısının (LaO, BiO, TlO ve HgO tabakalarını içeren kısım) birlikte oluşturduğu bir yapıdadır [40].

Günümüze kadar, yüksek sıcaklık oksit süperiletkenlerinin beş ana türü LBCO, YBCO, BSCCO, TBCCO ve HBCCO keşfedilmiş ve incelenmiştir. Bu

yüksek sıcaklık süperiletkenlerin geçiş sıcaklıkları, kristal yapıları ve örgü parametreleri Çizelge 2.1’de verilmiştir.

Çizelge 2.1 Bazı yüksek sıcaklık süperiletkenlerin fiziksel parametreleri [2]

Bileşik Kristal yapısı a(nm) b(nm) c(nm) Tc(K)

La1.85Sr0.15CuO4 Tedragonal 0.3779 0.3779 1.3200 36 Nd1.85Ce0.15CuO3.93 Tedragonal 0.3950 0.3950 1.2070 24 YBa2Cu3O6.9 Ortorombik 0.3822 0.3891 1.1677 91 YBa2Cu4O8 Ortorombik 0.3839 0.3869 2.7243 80 Bi2.2Sr2Ca0.8Cu2O8+δ Ortorombik 0.5414 0.5418 3.0890 84 (Bi,Pb)2Sr1.72Ca2Cu3O10+ δ Ortorombik 0.5392 0.5395 3.6985 111 Tl2Ba2CuO6+ δ Ortorombik 0.5473 0.5483 2.3277 93 Tl1.7Ba2Ca1.06Cu2.32O8+δ Tedragonal 0.3857 0.3857 2.9390 108 Tl1.64Ba2Ca1.87Cu3.11O10+ δ Tedragonal 0.3822 0.3822 3.6260 125 Tl2Ba2Ca3Cu4O10+ δ Tedragonal 0.3850 0.3850 4.1984 114 Tl1.1Ba2Ca0.9Cu2.1O7.1 Tedragonal 0.3851 0.3851 1.2728 80 Tl1.1Ba2Ca1.8Cu3.0O9.7 Tedragonal 0.3843 0.3843 1.5871 110 TlBa2Ca3Cu4O12+ δ Tedragonal 0.3848 0.3848 1.9001 114

HgBa2CuO4+ δ Tedragonal 0.3800 0.3800 0.9509 94

HgBa2CaCu2O6+ δ Tedragonal 0.3859 0.3859 1.2657 123

HgBa2Ca2Cu3O8+ δ Tedragonal 0.3853 0.3853 1.5818 133 HgBa2Ca3Cu4O10+ δ Tedragonal 0.3854 0.3854 1.9006 126 HgBa2C1,13Cu5O12+ δ Tedragonal 0.3852 0.3852 2.2141 110 HgBa2C1,29Cu6O14+ δ Tedragonal 0.3852 0.3852 2.5260 107 Hg0.5Pb0.5Ba2C1,13Cu5O12+ δ Tedragonal 0.3853 0.3853 2.2172 115 Tl0.5Pb0.5Sr2Ca2Cu3O9 Tedragonal 0.3815 0.3815 1.5280 118

(Pb,Cu,Sr)Sr2(Ca,Sr)Cu2Ox Ortorombik 0.3810 0.3830 1.2100 70

(Pb,Cu,Sr)Sr2(Ca,Sr)2Cu3Oy Tedragonal 0.3820 0.3820 1.5300 115

(Cu,C)Ba2Ca2Cu3O9+ δ Tedragonal 0.3859 0.3859 1.4766 67 (Cu,C) Ba2Ca3Cu4O11+ δ Tedragonal 0.3855 0.3855 1.7930 117 BSr2Ca2Cu3O9+δ Tedragonal 0.3821 0.3821 1.3854 75 BSr2Ca3Cu4O11+ δ Tedragonal 0.3836 0.3836 1.7082 110 BSr2C1,13Cu5O13+ δ Tedragonal 0.3837 0.3837 2.0220 85 AlSr2Ca2.5Y0.5Cu3O9+ δ Tedragonal 0.3836 0.3836 1.4405 78 AlSr2Ca3Cu4O11+ δ Tedragonal 0.3839 0.3839 1.7720 110 AlSr2C1,13Cu5O13+ δ Tedragonal 0.3845 0.3845 2.0870 83

Yüksek sıcaklık süperiletkenleri, yüksek kritik sıcaklık değerine sahip olmalarının yanında aşağıdaki gibi birçok özelliğe sahiptir [41, 42].

• Tüm yüksek sıcaklık süperiletkenler II. tip süperiletkenler grubuna girerler. • Tanecikli ve seramik yapıdadırlar. Seramik yapıda olmalarından dolayı esnek

değildirler ve kırılgan özellik gösterirler. Bütün seramikler gibi, yüksek sıcaklık süperiletken malzemelerde de tanecikler, tanecik sınırları, tanecik sınırlarındaki zayıf bağlantılar, ikiz düzlemler gibi birçok yapı bulunur. Bu nedenle, bulk olarak sentezlenmiş yüksek sıcaklık süperiletkenlerde kritik akım yoğunluğu düşüktür. Kritik akım yoğunluğu, süperiletken ince filmlerde oldukça yüksektir. Fakat epitaksiyel olarak büyütülmüş en iyi ince filmlerde bile, birkaç mikrometre çapında parçacıklar bulunur. Hatta tekkristal yüksek sıcaklık süperiletken malzemelerde bile oksijen boşlukları, ikizlemeler ve safsızlıklar gibi yapılardan kaçınılamaz. Bu tür yapıların, süperiletkenlerin kritik akım yoğunluğu, kritik sıcaklık gibi süperiletkenlerin fiziksel özellikleri üzerinde etkisi büyüktür [4]. • Eşuyum uzunluğu oldukça küçüktür ve büyük nüfuz derinliğine sahiptir.

• Tabakalı bileşiklerdir. Perovskit olarak adlandırılan kristal yapılar cinsinden sınıflandırılabilirler. Tedragonal veya ortorombik yapıdadırlar ve c doğrultusuna dik uzanan CuO2 düzlemlerine sahiplerdir. Bu düzlemler hareketli yük

taşıyıcılarını bulundururlar ve süperiletkenlik bölgesi olarak düşünülürler. Taşıyıcıların genellikle bu düzlemlerde sınırlandırılmış olmaları, düzlemler arası bağlantıyı zayıflaştırır. Bu nedenle yüksek sıcaklık süperiletkenler, c doğrultusundaki zayıf iletimle hem normal hem de süperiletken durumda anizotropik özelliklere sahiplerdir. Kristal yapı ile süperiletkenlik özellikleri arasında bir ilişki vardır.

• Yüksek sıcaklık süperiletkenlerin kristal yapısının oldukça anizotropik olması, a-b düzleminde hareket eden elektronların etkin kütlesinin (mab), c doğrultusunda

hareket eden elektronların etkin kütlesinden (mc) farklı olmasına sebep olur. Bu

farklılık bir anizotropi parametresi (γ) ile karakterize edilir ve aşağıdaki denklemle ifade edilir [35].

ab c

m

m

=

2

γ

(2.16)

Ayrıca anizotropi ifadesi, eşuyum uzunluğuna ve nüfuz derinliğine bağlı olarak da yazılabilir. YBCO için anizotropi değeri 5–7 arasındadır. Anizotropi değeri süperiletkenlik parametrelerinin a-b düzlemi ve c ekseni boyunca değişmesine sebep olur. Örneğin, a-b düzlemi ve c ekseni boyunca YBCO’nun bazı fiziksel parametreleri Çizelge 2.2’de verilmiştir.

Çizelge 2.2. YBCO’nun bazı fiziksel parametreleri [39]

Parametreler a-b düzleminde c ekseninde ξ(0) 15 A0 3-5 A0 λ(0) 100-140 nm 500-800 nm Jc(0) 3-12x108 A/cm2 5-25x107 A/cm2

µ0Hc1(0) 2-23 T 8-9 T

µ0Hc2(0) 230-624 T 70-122 T

• Yüksek sıcaklık süperiletkenlerin taşıyıcı yoğunlukları bizmut gibi yarı metallerle karşılaştırıldıklarında düşüktür. Düşük sıcaklık süperiletkenlerininkinin ise iki katıdır. Bu, taşıyıcıların metallerdekine göre daha az perdelendiği anlamına gelir ve aralarındaki Coulomb itmesini daha önemli hale getirir. Bu ayrıca nüfuz derinliğini arttırır.

• Yüksek sıcaklık süperiletkenlerde etkin süperakımlar; Josephson çiftlenimi ile birbirlerine bağlanmış CuO2 düzlemleri boyunca akar ve düşük sıcaklık

süperiletkenlerine göre kısa eşuyum uzunluğuna sahiplerdir. Bu, bazı önemli sonuçlar doğurur. Termal dalgalanmaları daha büyük hale getirir. Ayrıca safsızlık konsantrasyonları ve tane sınırları gibi kusurları daha önemli hale getirir.

La2-xSrxCuO4-y ve La2-xBaxCuO4-y malzemeler grubu 214 bileşikleri olarak

bilinir. La2-xSrxCuO4-y, X merkezinde oksijen katyonları, B merkezinde bakır

anyonları ve A merkezlerinde La, Sr ya da Ba katyonları bulunan ideal bir ABX3

perovskit yapısındadır. Her bir birim hücresinde, c doğrultusuna dik iki bakır oksit düzlem yer alır. Bu bakır oksit düzlemler güçlü antiferromagnetik özelliklere sahiptir. Bu malzemede, CuO2 düzlemlerinin tümü iletkenlik düzlemleriyken, LaO

düzlemleri yük depolama tabakalarıdır [32].

Oda sıcaklığında, La2-xBaxCuO4-y ve La2-xSrxCuO4-y malzemeleri tedragonal

fazdadır. Düşük sıcaklıklarda, tedragonal fazdan ortagonal faza geçiş olur. LBCO ve LSCO süperiletkenlerinin kritik sıcaklığı, Ba ve Sr içeriğinin fonksiyonu olarak değişir [39].

Bizmut tabanlı süperiletken sistemlerde, bugüne kadar üç süperiletken faz belirlenmiştir. Bu fazların genel formülü Bi2Sr2Can-1CunO2n+1’dir. (Burada n, CuO2

düzlemlerin sayısını temsil etmektedir.) Bu fazlar sayısal gösterimle ya da süperiletkenlik geçiş sıcaklıkları ile 2201 (n = 1, Tc = 20 K), 2212 (n = 2, Tc = 85 K),

2223 ( n = 3, Tc = 110 K) şeklinde belirtilir. Bu fazlar arasında 2223 fazı en yüksek Tc

ile süperiletkenler içinde en ilgi çekici olanıdır. B2223, tamamen anizotropik bir metaldir ve anizotropi parametresi, YBCO’nunkinden oldukça büyüktür. Eşuyum uzunluğu ve nüfuz derinliği değerlerini ölçmek oldukça zordur. 2223 fazı havada kararlı oksijen stokiyometrisi elde etmesi açısından YBCO süperiletkenlerden daha iyi sonuçlar gösterir ve talyum tabanlı süperiletkenlerden daha az zehirlidir. YBCO süperiletkenleri ile karşılaştırıldığında, bizmut tabanlı süperiletkenlerin diğer avantajları ise su veya karbondioksitle reaksiyona girme eğilimlerinin daha düşük olmasıdır [44,45].

n, CuO düzlemlerinin sayısını göstermek üzere, Tl2Ba2Can-1CunO2n+4 genel

serisine uygun süperiletken ailesinde 4’e kadar CuO düzlemi mevcuttur. CuO düzlem sayısının artmasıyla kritik sıcaklık değerinin arttığı gözlenmiştir [15]. Bu bileşikler tedragonal yapıya sahiptir ve CuO zincirleri yoktur. Talyumlu sistemde, TlBa2Ca

n-1CunO2n+3 ve Tl2Ba2Can-1CunO2n+4 (n = 1-5) gibi iki bileşik serisi vardır. TBCCO

sisteminin süperiletkenlik özellikleri, YBCO’dakine göre oksijen stokiyometrisine daha az bağlıdır. Anizotropisi, YBCO’dan fazla, BSCCO’dan azdır [39].