Một số loại vòi phun có thể nâng cao hiệu suất nhiệt trong động cơ điêzen

Một số loại vòi phun có thể nâng cao hiệu suất nhiệt trong động cơ điêzen Một số loại vòi phun có thể nâng cao hiệu suất nhiệt trong động cơ điêzen Một số loại vòi phun có thể nâng cao hiệu suất nhiệt trong động cơ điêzen Một số loại vòi phun có thể nâng cao hiệu suất nhiệt trong động cơ điêzen Một số loại vòi phun có thể nâng cao hiệu suất nhiệt trong động cơ điêzen Một số loại vòi phun có thể nâng cao hiệu suất nhiệt trong động cơ điêzen Một số loại vòi phun có thể nâng cao hiệu suất nhiệt trong động cơ điêzen Một số loại vòi phun có thể nâng cao hiệu suất nhiệt trong động cơ điêzen Một số loại vòi phun có thể nâng cao hiệu suất nhiệt trong động cơ điêzen Một số loại vòi phun có thể nâng cao hiệu suất nhiệt trong động cơ điêzen Một số loại vòi phun có thể nâng cao hiệu suất nhiệt trong động cơ điêzen Một số loại vòi phun có thể nâng cao hiệu suất nhiệt trong động cơ điêzen Một số loại vòi phun có thể nâng cao hiệu suất nhiệt trong động cơ điêzen Một số loại vòi phun có thể nâng cao hiệu suất nhiệt trong động cơ điêzen Một số loại vòi phun có thể nâng cao hiệu suất nhiệt trong động cơ điêzen Một số loại vòi phun có thể nâng cao hiệu suất nhiệt trong động cơ điêzen Một số loại vòi phun có thể nâng cao hiệu suất nhiệt trong động cơ điêzen Một số loại vòi phun có thể nâng cao hiệu suất nhiệt trong động cơ điêzen Một số loại vòi phun có thể nâng cao hiệu suất nhiệt trong động cơ điêzen Một số loại vòi phun có thể nâng cao hiệu suất nhiệt trong động cơ điêzen Một số loại vòi phun có thể nâng cao hiệu suất nhiệt trong động cơ điêzen Một số loại vòi phun có thể nâng cao hiệu suất nhiệt trong động cơ điêzen Một số loại vòi phun có thể nâng cao hiệu suất nhiệt trong động cơ điêzen Một số loại vòi phun có thể nâng cao hiệu suất nhiệt trong động cơ điêzen Một số loại vòi phun có thể nâng cao hiệu suất nhiệt trong động cơ điêzen Một số loại vòi phun có thể nâng cao hiệu suất nhiệt trong động cơ điêzen Một số loại vòi phun có thể nâng cao hiệu suất nhiệt trong động cơ điêzen Một số loại vòi phun có thể nâng cao hiệu suất nhiệt trong động cơ điêzen Một số loại vòi phun có thể nâng cao hiệu suất nhiệt trong động cơ điêzen Một số loại vòi phun có thể nâng cao hiệu suất nhiệt trong động cơ điêzen Một số loại vòi phun có thể nâng cao hiệu suất nhiệt trong động cơ điêzen Một số loại vòi phun có thể nâng cao hiệu suất nhiệt trong động cơ điêzen Một số loại vòi phun có thể nâng cao hiệu suất nhiệt trong động cơ điêzen Một số loại vòi phun có thể nâng cao hiệu suất nhiệt trong động cơ điêzen Một số loại vòi phun có thể nâng cao hiệu suất nhiệt trong động cơ điêzen Một số loại vòi phun có thể nâng cao hiệu suất nhiệt trong động cơ điêzen Một số loại vòi phun có thể nâng cao hiệu suất nhiệt trong động cơ điêzen

BỘ GIÁO DỤC VÀ ĐÀO TẠO TRƢỜNG ĐẠI HỌC SƢ PHẠM HÀ NỘI --------------------- PHAN THỊ BỀN PHƢƠNG PHÁP MONTE CARLO LƢỢNG TỬ CHO VẬT LIỆU SIÊU DẪN NHIỆT ĐỘ CAO Chuyên ngành: Vật lí chất rắn Mã số: 60 44 01 04 LUẬN VĂN THẠC SĨ KHOA HỌC VẬT CHẤT Ngƣời hƣớng dẫn khoa học: TS. NGUYỄN THẾ LÂM HÀ NỘI, 2014 LỜI CẢM ƠN Luận văn đƣợc thực hoàn thành Trƣờng ĐHSP Hà Nội dƣới hƣớng dẫn Tiến sĩ Nguyễn Thế Lâm. Thầy hƣớng dẫn truyền cho kinh nghiệm quý báu học tập nghiên cứu khoa học để động viên, khích lệ vƣơn lên học tập vƣợt qua khó khăn.Tôi bƣớc tiến hành hoàn thành luận văn với đề tài: “Phƣơng pháp Monte Carlo lƣợng tử cho vật liệu siêu dẫn nhiệt độ cao”. Tôi xin bày tỏ lòng kính trọng, biết ơn chân thành sâu sắc thầy. Tôi xin trân trọng cảm ơn Ban Giám Hiệu trƣờng ĐHSP Hà Nội 2, Khoa Vật lý, phòng sau đại học trƣờng ĐHSP Hà Nội tạo điều kiện thuận lợi cho hoàn thành chƣơng trình cao học luận văn tốt nghiệp. Cuối xin cảm ơn gia đình, đồng chí đồng nghiệp bạn bè tạo điều kiện, động viên, đóng góp ý kiến quý báu để hoàn thành luận văn này. Hà Nội, tháng 10 năm 2014 Tác giả Phan Thị Bền LỜI CAM ĐOAN Tôi xin cam đoan luận văn kết nghiên cứu riêng tôi, không chép trùng với kết tác giả công bố. Nếu sai hoàn toàn chịu trách nhiệm. Hà Nội, tháng 10 năm 2014 Tác giả Phan Thị Bền MỤC LỤC LỜI CẢM ƠN . LỜI CAM ĐOAN . MỤC LỤC . MỞ ĐẦU .1 1. Lí chọn đề tài 2. Mục đích nghiên cứu .1 3. Nhiệm vụ nghiên cứu .1 4. Đối tƣợng nghiên cứu 5. Phƣơng pháp nghiên cứu .2 6. Đóng góp CHƢƠNG 1. TỔNG QUAN VỀ SIÊU DẪN .3 1.1 Lịch sử phát triển .3 1.2 Siêu dẫn nhiệt độ cao .6 1.3 Cấu trúc tinh thể số chất gốm siêu dẫn nhiệt độ cao 1.3.1 Cấu trúc perovskite .9 1.3.2 Siêu dẫn YBa2Cu3O7-x 10 1.3.3 Siêu dẫn nhiệt độ cao gốc Bi-, Tl- Hg- .11 1.4 Một số tính chất HTSC .14 1.4.1 Tc phụ thuộc vào thành phần hóa học hợp chất siêu dẫn .14 1.4.2 Tc phụ thuộc vào pha tạp điện tử pha tạp lỗ trống .14 1.4.3 Tc phụ thuộc vào số lớp Cu-O ô đơn vị .15 1.4.4 Tc phụ thuộc vào hàm lượng oxy tinh thể .16 CHƢƠNG 2. PHƢƠNG PHÁP MONTE CARLO VÀ PHƢƠNG PHÁP MONTE CARLO LƢỢNG TỬ CHO VẬT LIỆU SIÊU DẪN NHIỆT ĐỘ CAO 17 2.1 Số ngẫu nhiên .17 2.2 Tích phân Monte Carlo 17 2.3 Phƣơng pháp Monte Carlo tính mật độ trạng thái .25 2.3.1 Phương pháp gần liên kết chặt .25 2.3.2 Mật độ trạng thái .28 2.4 Phƣơng pháp Monte Carlo lƣợng tử 31 2.4.1 Phương pháp Monte Carlo biến đổi (VMC) .31 2.4.2 Monte Carlo khuếch tán 34 CHƢƠNG 3. KẾT QUẢ VÀ THẢO LUẬN 38 3.1 Chất siêu dẫn nhiệt độ cao thành phần YBa2Cu3O7 (YBCO-Y123) 38 3.2 Chất siêu dẫn nhiệt độ cao thành phần Bi2Sr2Ca2Cu3O10 (BSCCO-B2223) 39 3.3 Năng lƣợng hàm sóng trạng thái siêu dẫn nhiệt độ cao .41 3.4 Phổ lƣợng electron cho tinh thể siêu dẫn nhiệt độ cao .45 3.5 Mặt Fermi 48 3.6 Mật độ trạng thái 51 3.7 Khe siêu dẫn nhiệt độ chuyển pha siêu dẫn 53 KẾT LUẬN .56 TÀI LIỆU THAM KHẢO .57 PHỤ LỤC CODE MATLAB CHƢƠNG TRÌNH 59 MỞ ĐẦU 1. Lí chọn đề tài - Hiện vật liệu siêu dẫn nhiệt độ cao đƣợc tập trung nghiên cứu vật lý chất rắn nói riêng vật lý đại nói chung. Siêu dẫn nhiệt độ cao ngày có nhiều tính chất mới, việc tìm vật liệu siêu dẫn có nhiệt độ cao trƣớc, chí nhiệt độ phòng có nhiều ứng dụng thực tiễn. Tuy nhiên chƣa lý thuyết đủ hoàn thiện để giải thích đầy đủ chế nhƣ tính chất vật liệu siêu dẫn nhiệt độ cao. - Lý thuyết BCS (Schrieffer-Cooper-Bardeen, 1957) giải thích đƣợc siêu dẫn nhiệt độ thấp. - Phƣơng pháp Monte Carlo máy tính cho phép mở rộng toán trƣớc chƣa giải đƣợc lý thuyết, kết thu đƣợc phù hợp với thực nghiệm. Chính lý ứng dụng thiết thực mà lựa chọn đề tài “Phƣơng pháp Monte Carlo lƣợng tử cho vật liệu siêu dẫn nhiệt độ cao” để nghiên cứu. 2. Mục đích nghiên cứu - Khảo sát phụ thuộc tính chất siêu dẫn nhiệt độ cao vào cấu trúc tinh thể tạp chất. 3. Nhiệm vụ nghiên cứu - Nghiên cứu phụ thuộc tính chất siêu dẫn nhiệt độ cao vào cấu trúc tinh thể. - Nghiên cứu phụ thuộc tính chất siêu dẫn nhiệt độ cao vào tạp chất. - Xây dựng mô hình vật lý cho vật liệu siêu dẫn nhiệt độ cao. - Khảo sát tính chất vật lý mô hình xây dựng. - So sánh kết tìm đƣợc với nghiên cứu lý thuyết. 4. Đối tƣợng nghiên cứu - Các vật liệu siêu dẫn nhiệt độ cao điển hình YBa2Cu3O7 Bi2Sr2Ca2Cu3O10. 5. Phƣơng pháp nghiên cứu - Nghiên cứu lý thuyết cấu trúc, tính chất vật liệu siêu dẫn nhiệt độ cao. - Phƣơng pháp tính số. 6. Đóng góp Qua luận văn làm sáng tỏ đƣợc phụ thuộc tính chất siêu dẫn nhiệt độ cao vào cấu trúc tinh thể tạp chất nhƣ: cấu trúc điện tử bên tinh thể (phổ lƣợng), tìm đƣợc dạng mặt Fermi electron liên kết chặt tinh thể phụ thuộc nhiệt độ chuyển pha siêu dẫn vào tạp chất hai siêu dẫn nhiệt độ cao điển hình YBa2Cu3O7 Bi2Sr2Ca2Cu3O10. Đây sở để nghiên cứu vật liệu siêu dẫn nhiệt độ cao khác. CHƢƠNG TỔNG QUAN VỀ SIÊU DẪN 1.1 Lịch sử phát triển Hình 1.1 Mẫu siêu dẫn Hg với nhiệt độ Hình 1.2 Lịch sử phát chất siêu dẫn: chuyển pha siêu dẫn Tc  4, K đƣợc phát nhiệt độ tới hạn Tc chất siêu dẫn Heike Kamerlingh Onnes năm đƣợc phát dần tăng lên nhƣ 1911 [9] hàm thời gian [20] Năm 1911, Heike Kamerlingh Onnes (Leiden, Hà Lan) phát thấy điện trở mẫu thủy ngân (Hg) đột ngột giảm không hạ nhiệt độ xuống dƣới 4.2K [9]. Việc phát mở đầu kỷ nguyên chất siêu dẫn. Năm 1933, Walther Meissner Robert Ochsenfeld quan sát thấy từ trƣờng gần chất liệu siêu dẫn bị đẩy khỏi mẫu hoàn toàn đƣợc làm lạnh xuống dƣới nhiệt độ chuyển tiếp Tc, nhiệt độ mà hoàn toàn điện trở. Các đƣờng sức từ trƣờng hợp bình thƣờng xuyên qua chất liệu, phải chạy vòng quanh chất siêu dẫn “Hiệu ứng Meissner” [24]. Chứng tỏ chất siêu dẫn chất nghịch từ lý tƣởng. Năm 1935, Heinz London Friz giải thích tƣợng siêu dẫn mẫu hai chất lỏng [7]: chất lỏng thƣờng-chất lỏng siêu dẫn đƣa khái niệm độ dày thấm sâu London từ trƣờng bên đặt vào chất siêu dẫn để giải thích hiệu ứng Meissner. Năm 1950, V. Ginzburg L. Landau giải thích tƣợng siêu dẫn lý thuyết vĩ mô [22]. Năm 1957, A. Abrikosov (Liên Xô) đƣa khái niệm siêu dẫn loại I, siêu dẫn loại II trạng thái trung gian chất siêu dẫn [1]. Lý thuyết GLAG (Ginzburg-Landau-Abrikosov-Gor’kov) giải thích chất siêu dẫn loại II. Mô hình đặt tảng cho ứng dụng thực tiễn siêu dẫn. Năm 1957, John Bardeen, Leon Cooper Robert Schrieffer đƣa lý thuyết vi mô giải thích tƣợng siêu dẫn chất (lý thuyết BCS) [11]. Theo lý thuyết BCS, điện tử trạng thái siêu dẫn kết cặp (cặp Cooper) chuyển động với kết hợp. Khi chuyển động cặp Cooper không bị tán xạ, mát lƣợng. Năm 1962, Brian Josephson trƣờng đại học Cabridger Anh quốc, lý thuyết phát tƣợng xuyên ngầm cặp Cooper [4] qua lớp ngăn cách điện môi có độ dày cỡ 10Å. Từ năm 1911  1985, có hàng trăm chất siêu dẫn đơn nguyên tố, đa nguyên tố đƣợc phát chế tạo. Song nhiệt độ chuyển pha siêu dẫn Tc thu đƣợc nhỏ 23.5K, chất siêu dẫn đƣợc gọi siêu dẫn nhiệt độ thấp. Để thực nghiên cứu ứng dụng chất siêu dẫn ngƣời ta phải dùng đến Hêli lỏng với nhiệt độ sôi 4.2K. Năm 1986, Georg Bednorz Alex Muller làm việc Rüschlikon, Switzerland phát vật liệu siêu dẫn gốm mới. Bednorz bắt gặp hợp chất pha tạp gốm La-Ba-Cu-O [12] có điện trở hạ xuống không nhiệt độ Tc 30 K đƣợc gọi siêu dẫn nhiệt độ cao. Sự khám phá gây sóng bùng nổ nghiên cứu lĩnh vực trên. Năm 1987, MK Wu Paul Chu phát thấy chất siêu dẫn gốm YBa2Cu3O7 (YBCO) [17] có Tc 93K . Năm 1988, chất siêu dẫn dạng gốm chứa Bi, Tl, Hg đƣợc tìm thấy với nhiệt độ chuyển pha siêu dẫn cao nhƣ: Bi2Sr2Ca2Cu3O10, Tl2Ba2Ca2Cu3O10 HgBa2Ca2Cu3O8 có Tc 138K [13][26][21]. Hình 1.3 Sự khám phá siêu dẫn nhiệt độ phòng chất siêu dẫn oxit đồng [6] Liệu có tồn siêu dẫn nhiệt độ phòng siêu dẫn hợp chất đồng? Điều trƣớc đƣợc ngờ tới đƣợc trả lời. Nhiệt độ tới hạn cao họ siêu dẫn gốc đồng tồn phim mỏng hợp chất Tl5Pb2Ba2Mg2Cu9O18+ đƣợc khám phá năm gần vƣợt 300K (hình 1.3) [6]. Phát tìm vật liệu siêu dẫn gốc sắt, họ có nhiệt độ tới hạn cao thứ hai sau siêu dẫn hợp chất đồng. Bắt đầu vào năm 2006 với khám phá siêu dẫn LaFePO 4K [15] đáng ý vào năm 2008 nhiệt độ tới hạn đƣợc tìm thấy vật liệu LaFeAs(OF) lên tới gần 43K[8]. Nhiệt độ tới hạn cao họ siêu dẫn gốc sắt tồn phim mỏng FeSe đƣợc khám phá vƣợt 100K [14]. Điều cho thấy vật liệu siêu dẫn gốc sắt có nhiều triển vọng hệ siêu dẫn nhiệt độ cao. 52 (   F )  0(   F ) , sau D(   F ) giảm xuống (   F ) tăng D(   F )  (   F )  1,3 . Với phối vị Cu(2), D(   F )  (   F )  1, . Tại (   F )  1, D(   F )  , D(   F ) tăng dần (   F ) tăng đạt giá trị cực đại (   F )  0(   F ) , sau D(   F ) giảm xuống (   F ) tăng D(   F )  (   F )  1, . Nhƣ vậy, hai trƣờng hợp, mật độ trạng thái đạt giá trị cực đại mức lƣợng (   F )  eV. Tuy nhiên, đƣờng cong mật độ trạng thái phối vị Cu(1) rộng so với phối vị Cu(2). Hình 3.19 Mật độ trạng thái ứng Hình 3.20 Mật độ trạng thái ứng với phổ tính cho nguyên tử Cu(1) với phổ tính cho nguyên tử Cu(1) (xanh) nguyên tử Cu(2) (đỏ) tinh (xanh) nguyên tử Cu(2) (đỏ) tinh thể YBa2Cu3O7, mức Fermi điền đầy thể Bi2Sr2Ca2Cu3O10, mức Fermi điền nửa đầy nửa Với tinh thể Bi2Sr2Ca2Cu3O10 Tƣơng tự YBa2Cu3O7, hình 3.20 biểu diễn phụ thuộc hàm mật độ trạng thái D(   F ) vào lƣợng (   F ) phép gần liên kết chặt tinh thể Bi2Sr2Ca2Cu3O10, đƣờng màu xanh mật độ trạng thái theo lƣợng tính cho nguyên tử Cu(1) đƣờng màu đỏ tính cho nguyên tử Cu(2), ta thấy: 53 Với phối vị Cu(1), D(   F )  (   F )  0.75. Tại (   F )  0.75 D(   F )  , D(   F ) tăng dần (   F ) tăng đạt giá trị cực đại (   F )  0(   F ) , sau D(   F ) giảm xuống (   F ) tăng D(   F )  (   F )  0.75 . Với phối vị Cu(2), D(   F )  (   F )  . Tại (   F )  1 D(   F )  , D(   F ) tăng dần (   F ) tăng đạt giá trị cực đại (   F )  0(   F ) , sau D(   F ) giảm xuống (   F ) tăng D(   F )  (   F )  1 . Trong hai trƣờng hợp, mật độ trạng thái đạt giá trị cực đại mức lƣợng (   F )  eV. Tuy nhiên, đƣờng cong mật độ trạng thái phối vị Cu(1) hẹp so với phối vị Cu(2). 3.7 Khe siêu dẫn nhiệt độ chuyển pha siêu dẫn Sự phụ thuộc khe siêu dẫn vào nhiệt độ theo phƣơng trình BCS [19] đƣợc viết nhƣ sau: g  2V  k  E  2 k th  2 Ek    2k BT      (3.6) đó, k vectơ sóng; g số tƣơng tác điện tử - điện tử; V thể tích tinh thể; k B số Boltzmann; Ek lƣợng electron đƣợc tính từ mức Fermi;  khe lƣợng hay khe siêu dẫn. Nếu bỏ qua phụ thuộc  vào k  k    . Phƣơng trình (3.5) đại lƣợng  có dạng đơn giản: g 1 2V  k  E  2 k th  2 Ek    2k BT     (3.7) Áp dụng công thức thay tổng theo k tích phân theo lƣợng nhƣ sau:  V k  D  E  dE , ta đƣợc: 54     (3.8) đó, D( E ) mật độ trạng thái theo lƣợng; số Planck; D 1  g D D( E )dE  E   th   D E    2k BT tần số Debye. Về nguyên tắc giải phƣơng trình (3.7) (3.8) ta tìm đƣợc phụ thuộc khe siêu dẫn  vào nhiệt độ T . Nếu giải phƣơng pháp giải tích, phƣơng trình (3.7) khó (hoặc không thể) xác định đƣợc dạng Ek . Còn phƣơng trình (3.8), để giải đƣợc phƣơng trình phải sử dụng phép gần coi D( E)  D( EF )  const . Nhƣ với hai phƣơng trình này, giải phƣơng pháp số có ƣu điểm vƣợt trội phƣơng pháp giải tích. Với phƣơng pháp số, dạng Ek D( E ) đƣợc xác định chƣơng (mục 3.4 3.6) luận văn này, tích phân phƣơng trình (3.8) đƣợc tính phƣơng pháp Monte Carlo. Sử dụng phƣơng pháp số Monte Carlo để tính toán, đƣa đƣợc đồ thị biểu diễn phụ thuộc khe siêu dẫn vào nhiệt độ chuyển pha siêu dẫn Tc cho hai chất siêu dẫn nhiệt độ cao YBa2Cu3O7 (với phối vị Cu(1) Cu(2)) Bi2Sr2Ca2Cu3O10 (với phối vị Cu(1) Cu(2)) nhƣ sau: Hình 3.21 Sự phụ thuộc khe siêu dẫn vào nhiệt độ chuyển pha siêu dẫn Tc, đƣờng màu xanh ứng với hóa   đƣờng màu đỏ ứng với   0.3 ;  độ rộng vùng dẫn 55 Khi giải phƣơng trình (3.7), với phổ lƣợng khác (từ mục 3.4) cho giản đồ phụ thuộc  vào Tc xấp xỉ nhƣ nhau. Nhƣ kết luận rằng, phổ lƣợng khác không ảnh hƣởng nhiều đến nhiệt độ chuyển pha siêu dẫn Tc . Còn giải phƣơng trình (3.6), thay đổi hóa  (pha tạp lỗ trống electron). Từ đồ thị hình 3.21 ta thấy, nhiệt độ chuyển pha siêu dẫn Tc tăng lên đáng kể tăng hóa  (sự dịch chuyển mức Fermi, mạnh   0.5 , dấu âm cho pha tạp lỗ trống dấu dƣơng cho pha tạp electron). Khi cho   0.3 (pha tạp lỗ trống) nhiệt độ chuyển pha siêu dẫn tăng lên khoảng gấp lần so với không pha tạp, nghĩa là: Tc    0.3  5Tc1    0 . Kết góp phần đáng kể để tìm loại vật liệu siêu dẫn có nhiệt độ cao hơn. 56 KẾT LUẬN Trong luận văn khảo sát thành công phụ thuộc tính chất siêu dẫn nhiệt độ cao vào cấu trúc tinh thể nồng độ tạp chất hai siêu dẫn nhiệt độ cao điển hình YBa2Cu3O7 Bi2Sr2Ca2Cu3O10. Bằng cách sử dụng phƣơng pháp Monte Carlo Monte Carlo lƣợng tử để viết chƣơng trình tính toán khảo sát. Các kết mà thu đƣợc là: - Tìm đƣợc phổ lƣợng điện tử bên tinh thể siêu dẫn nhiệt độ cao YBa2Cu3O7 Bi2Sr2Ca2Cu3O10. - Tìm đƣợc lƣợng trạng thái siêu dẫn nhiệt độ cao YBa2Cu3O7 Bi2Sr2Ca2Cu3O10. - Tìm đƣợc dạng mặt Fermi siêu dẫn nhiệt độ cao YBa2Cu3O7 Bi2Sr2Ca2Cu3O10. - Tìm đƣợc mật độ trạng thái tinh thể siêu dẫn nhiệt độ cao YBa2Cu3O7 Bi2Sr2Ca2Cu3O10. - Tìm đƣợc phụ thuộc nhiệt độ chuyển pha siêu dẫn vào cấu trúc tinh thể mức pha tạp siêu dẫn nhiệt độ cao YBa2Cu3O7 Bi2Sr2Ca2Cu3O10. 57 TÀI LIỆU THAM KHẢO [1] [2] Abrikosov (1957), "On the magnetic properties of superconductors of the second group", Soviet Physics, JETP 5, 1174. Ajay Kumar Saxena (2012), High-Temperature Superconductors, Springer Science & Business Media, 272: 43-59. [3] Ankara University (2014), Low-High Temperature Superconductivity, Center of Excellence for Sperconductivity Research. [4] B. D. Josephson (1962), "Possible new effects in superconductive tunnelling", Physics Letters, 1, 251. [5] Hartinger (2009), "DFG FG 538-Doping Dependence of Phase transitions and Ordering Phenomena in Cuprate Superconductors", Wmi.badwmuenchen.de. [6] Dr. John Clem (2013), Silicon Substitution Advances High Tc Above 35C, Senior Physicist Emeritus, Ames Laboratory, Iowa State University, Elsevier Publishing, dba Elsevier Science. F. London and H. London (1935), "The electromagnetic equations of the supraconductor", Proc. Roy. Soc. London. A149, 71. H. Takahashi (2008), "Superconductivity at 43 K in an iron-based layered [7] [8] [9] [10] [11] [12] [13] [14] compound LaO1-xFxFeAs", Nature 453 (7193): 376–378. Heike Kamerlingh Onnes (1911), "The disappearance of the resistivity of mercury", Comm, Leiden. Helmut Eschrig (2002), “High-Tc Superconductors: Electronic Structure”, Leibniz-Institute for Solid State and Materials Research Dresden, Nature 420/21 297. J. Bardeen, L.N. Cooper and J.R. Schrieffer (1957), Theory of superconductivity, Phys. Rev. 108, 1175. J. G. Bednorz, K. A. Mueller (1986), "Possible high TC superconductivity in the Ba-La-Cu-O system", Zeitschrift für Physik B. 64 (2): 189–193. J. Tarascon (1988), "Preparation, structure, and properties of the superconducting compound series Bi2Sr2Can−1CunOy with n = 1, 2, and 3", Physical Review B. 38 (13): 8885. Jian-Feng Ge (2014), "Superconductivity in single-layer films of FeSe with a transition temperature above 100 K", Nature. 58 [15] Kamihara, Yoichi, Hiramatsu, Hidenori; Hirano, Masahiro; Kawamura, Ryuto; Yanagi, Hiroshi; Kamiya, Toshio and Hosono, Hideo (2006), "IronBased Layered Superconductor: LaOFeP", J. Am. Chem. Soc. 128 (31): 10012–10013. [16] Karl-Heinz Bennemann, John B. Superconductivity: Volume 1: Conventional Ketterson (2008), and Unconventional Superconductors, Springer Science & Business Media. [17] [18] [19] [20] M. K. Wu, J. R. Ashburn, C. J. Torng, P. H. Hor, R. L. Meng, L. Gao, Z. J. Huang, Y. Q. Wang, and C. W. Chu (1987), "Superconductivity at 93 K in a New Mixed-Phase Y-Ba-Cu-O Compound System at Ambient Pressure", Physical Review Letters. 58 (9): 908–910. Morten Hjorth-Jensen (2008), Computational Physics, University of Oslo. Chaper 11: 261-271. N. W. Ashcroft and N. D. Mermin (1976), Solid State Physics, Toronto, Thomson Learning. Professor Hideo Hosono (2013), “Trend of Development on Superconductor and Discovery of iron Series”, Supporting Office for Hosono's FIRST Program, Tokyo Institute of Technology, 4259-S1-5, Nagatsuta-cho, Midoriku, Yokohama, 226-8503 Japan. [21] Schilling (1993), "Superconductivity system", Nature. [22] [23] V.L. Ginzburg and L.D. Landau (1950), Zh. Eksp. Teor. Fiz. 20, 1064. W. M. C. Foulkes (2001), “Quantum Monte Carlo simulations of solids”, CMTH Group, Department of Physics, Imperial College of Science, Technology and Medicine, Prince Consort Road, London SW7 2BZ, United Kingdom. W. Meissner and R. Ochsenfeld (1933), Naturwiss, 21, 787. Weisstein, Eric W. (2006), "Monte Carlo Integration", MathWorld, A Wolfram Web Resource. Z. Z. Sheng, A. M. Hermann, Z. Z.; Hermann, A. M. (1988), "Superconductivity in the rare-earth-free Tl-Ba-Cu-O system above liquidnitrogen temperature", Nature, 332 (6159): 55. [24] [25] [26] in the Hg-Ba-Ca-Cu-O 59 PHỤ LỤC CODE MATLAB CHƢƠNG TRÌNH 1. Chƣơng trình tính lƣợng hàm sóng trạng thái SC.m %chuong trinh tim nang luong co ban va ham song R clf; dt =0.1; N0=500;tmax=100; %cac thong so mang a = 5.4; b = 5.4; c = 37.1; %tao mot phan bo ham delta x = zeros(3,2*N0);x(3,:)=c/6; % tai t = cac hat nam tren truc oz cach goc toa mot khoang c/6 Copy = zeros(3,N0);Copy(3,:)=c/6; newN0=N0; LastN0=N0; %refEnergy = sum(sum(V(x(1:newN0))))/newN0; t = 0; avgRefEnergy =0; Count =0; while t < tmax %tao buoc lap (Walk) Count =Count +1; x(:,1:newN0) = x(:,1:newN0) + randn(3,newN0)*sqrt(dt); %dk bien tuan hoan for i = 1:newN0 if x(1,i) > a x(1,i) = x(1,i) - a; elseif x(1,i) < -a x(1,i) = x(1,i) + a; end if x(2,i) > b x(2,i) = x(2,i) - b; elseif x(2,i) < -b x(2,i) = x(2,i) + b; end if x(3,i) > c x(3,i) = x(3,i) - c; elseif x(3,i) < -c x(3,i) = x(3,i) + c; end end %tinh tong the nang avg = sum(sum(V(x(:,1:newN0))))/newN0; refEnergy = avg - ((newN0-N0)/(N0*dt)); avgRefEnergy = avgRefEnergy + refEnergy; yEnergy = avgRefEnergy/Count; %Sinh huy hat (Branch) LastN0=newN0; nCopy = 0; for i =1:LastN0 m = min(floor(sum(W(x(:,i))) + rand),3); if m == x(:,i)=x(:,LastN0); i = i-1; LastN0 = LastN0-1; else 60 nCopy = nCopy +1; Copy(:,nCopy) = x(:,i); for j =1:m-1 nCopy = nCopy +1; Copy(:,nCopy) = x(:,i); end end end newN0 = nCopy; x(:,1:newN0) = Copy(:,1:nCopy); t = t + dt; %xuat so lieu dang vecto thoigian(Count) = t; Nangluong(Count) = yEnergy; end %ve nang luong figure(1); plot(thoigian,Nangluong);grid on; %ve ham song figure(2); plot3(x(1,1:newN0),x(2,1:newN0),x(3,1:newN0),'r.');grid on; axis([-3.82 3.82 -3.88 3.88 -11.7 11.7]); V.m function out =V(x) %xet den cac lan can gan nhat a = 5.4; b = 5.4; c = 37.1; %r0(0,0,0); r1(a,0,0);r2(-a,0,0);r3(0,b,0);r4(0,-b,0);r5(0,0,c);r6(0,0,c) r0 = sqrt(x(1,:).^2 + x(2,:).^2 + x(3,:).^2); r1 = sqrt((a/2 - x(1,:)).^2 + x(2,:).^2 + x(3,:).^2); r2 = sqrt((a/2 + x(1,:)).^2 + x(2,:).^2 + x(3,:).^2); r3 = sqrt(x(1,:).^2 + (b/2 - x(2,:)).^2 + x(3,:).^2); r4 = sqrt(x(1,:).^2 + (b/2 + x(2,:)).^2 + x(3,:).^2); r5 = sqrt(x(1,:).^2 + x(2,:).^2 + (c/20 - x(3,:)).^2); %r6 = sqrt(x(1,:).^2 + x(2,:).^2 + (c + x(3,:)).^2); out = -(1./r0 + 1./r1 + 1./r2 + 1./r3 + 1./r4 + 1./r5); W.m function out =W(x) global dt refEnergy out = exp(-(V(x)-refEnergy)*dt); 2. Chƣơng trình tính phổ lƣợng phonangluong.m %chuong trinh ve clear; clf; %nhap vao cac diem can ve G = [0 0]; X = [1/4 1/4 0]; M = [1/2 0]; Z = [0 1/2]; R = [1/4 1/4 1/2]; A = [1/2 1/2]; 61 %tao vec-to qua cac diem can ve N = 10;% so diem tao vec to can ve dk = 0.1; %buoc k for i = 1:N+1 kGX(i,1) = G(1) + (i-1)*(X(1)-G(1))/N;%ve theo huong GX kGX(i,2) = G(2) + (i-1)*(X(2)-G(2))/N; kGX(i,3) = G(3) + (i-1)*i*(X(3)-G(3))/N; kkGX(i) = sqrt(G(1)^2 + G(2)^2 + G(3)^2) + sqrt(kGX(i,1)^2 kGX(i,2)^2 + kGX(i,3)^2); kXM(i,1) = X(1) + (i-1)*(M(1)-X(1))/N;%ve theo huong XM kXM(i,2) = X(2) + (i-1)*(M(2)-X(2))/N; kXM(i,3) = X(3) + (i-1)*(M(3)-X(3))/N; kkXM(i) = sqrt(X(1)^2 + X(2)^2 + X(3)^2) + sqrt(kXM(i,1)^2 kXM(i,2)^2 + kXM(i,3)^2); end kkGX,kkXM %kx = k(:,1); ky = k(:,2); kz = k(:,3); %tao vec to cac diem khong gian k plot(kkGX,E(kGX),'b',kkXM,E(kXM),'r');grid on; + + Vephonangluong.m %chuong trinh ve clear; clf; %nhap vao cac diem can ve G = [0 0]; X = [1/4 1/4 0]; M = [1/2 0]; Z = [0 1/2]; R = [1/4 1/4 1/2]; A = [1/2 1/2]; %tao vec-to qua cac diem can ve for i = 1:10 kX(i,:) = (i-1)*0.1*X;%[G; X; M; Z; R; A];% co the + vecto mang dao kk(i) = sqrt(X(1)^2 + X(2)^2 + X(3)^2)*(i-1)*0.1; end %kx = k(:,1); ky = k(:,2); kz = k(:,3); %tao vec to cac diem khong gian k plot(kk,E(kX)); %--------noi suy bang da thuc Lagrange--------%cac diem noi suy k0 = kk(1); k1 = kk(2); k2 = kk(3); k3 = kk(4); k4 = kk(5); k5 = kk(6); E0 = EE(1); E1 = EE(2); E2 = EE(3); E3 = EE(4); E4 = EE(5); E5 = EE(6); %EE = E(k) + E0 voi E0 la cac muc nang luong cua nguyen tu tu %vec to noi suy Nk = 100; %so diem noi suy dk = (k5 - k0)/Nk; kkk = k0:dk:k5; %lap cac da thuc noi suy L0 = (kkk - k1).*(kkk - k2).*(kkk - k3).*(kkk - k4).*(kkk - k5)/((k0 k1)*(k0 - k2)*(k0 - k3)*(k0 - k4)*(k0 - k5)); L1 = (kkk - k0).*(kkk - k2).*(kkk - k3).*(kkk - k4).*(kkk - k5)/((k1 k0)*(k1 - k2)*(k1 - k3)*(k1 - k4)*(k1 - k5)); L2 = (kkk - k0).*(kkk - k1).*(kkk - k3).*(kkk - k4).*(kkk - k5)/((k2 k0)*(k2 - k1)*(k2 - k3)*(k2 - k4)*(k2 - k5)); 62 L3 = (kkk - k0).*(kkk - k1).*(kkk k0)*(k3 - k1)*(k3 - k2)*(k3 - k4)*(k3 L4 = (kkk - k0).*(kkk - k1).*(kkk k0)*(k4 - k1)*(k4 - k2)*(k4 - k3)*(k4 L5 = (kkk - k0).*(kkk - k1).*(kkk k0)*(k5 - k1)*(k5 - k2)*(k5 - k3)*(k5 EEE = E0*L0 + E1*L1 + E2*L2 + E3*L3 + plot(kk,E(kX),'r',kkk,EEE); grid on; k2).*(kkk - k4).*(kkk - k5)/((k3 - k5)); k2).*(kkk - k3).*(kkk - k5)/((k4 - k5)); k2).*(kkk - k3).*(kkk - k4)/((k5 - k4)); E4*L4 + E5*L5; Vephonangluong1.m %chuong trinh ve clear; %clf; %nhap vao cac diem can ve G = [0 0]; X = [0 pi 0]; L = [pi pi 0]; %tao vec-to qua cac diem can ve %K = [G; X; L; G]; K = zeros(31,3); kyXG = G(2):(X(2)-G(2))/10:X(2); K(1:11,2) = kyXG'; kxLX = X(1):(L(1)-X(1))/10:L(1); K(11:21,1) = kxLX'; K(11:21,2) = L(2); kxGL = L(1):-(L(1)-G(1))/10:G(1); K(21:31,1) = kxGL'; kyGL = L(2):-(L(2)-G(2))/10:G(2); K(21:31,2) = kyGL'; kx = K(:,1); ky = K(:,2); kz = K(:,3); for k = 1:size(K,1) EE(k) = E1(kx(k),ky(k),kz(k)); end plot(real(EE),'r'); hold on; E.m function out = E(K) a = 3; %don vi (A) b = 3; c = 17.5; %K = [kx1 ky1 kz1; kx2 ky2 kz2 .] = [X; M; N; O; .] lay 2pi/a 2pi/b va %2pi/c lam don vi %chuong trin tinh nang luong gan dung lien ket chat %En(k) = Eo(0) + sum(En(Rn).exp(ikRn)), tong lay theo Rn la cac lan can gan %nhat voi goc toa %Nhap vao cac toa cua cac ion Rn =[Rx1 Ry1 Rz1; Rx2 Ry2 Rz2 .] %---------cac nguyen tu tren cac truc-----------Rabc = [0 1; 0; 0;]; %cac vec to tren truc co so Rabc(:,1) = Rabc(:,1)*a;% don vi theo ox la a Rabc(:,2) = Rabc(:,2)*b;% don vi theo oy la b Rabc(:,3) = Rabc(:,3)*c;% don vi theo oz la c %dinh nghia tat ca cac vec to tren truc Raxis = zeros(6,3); Raxiz(1:3,:) = Rabc(1:3,:); Raxiz(4:6,:) = -Rabc(1:3,:); Rox = Raxis(:,1); Roy = Raxis(:,2); Roz = Raxis(:,3); %-----------cac nguyen tu tren cac mat-----------Roxyz = [1/2 1/2 0; 1/2 1/2; 1/2 1/2]; %cac vec to tren mat co so Roxyz(:,1) = Roxyz(:,1)*a; % don vi theo ox la a Roxyz(:,2) = Roxyz(:,2)*b; % don vi theo oy la b 63 Roxyz(:,3) = Roxyz(:,3)*c; % don vi theo oz la c %dinh nghia tat ca cac vec to tren mat Rface = zeros(12,3); Rface(1:3,:) = Roxyz(1:3,:); Rface(4:6,:) = -Roxyz(1:3,:); Rface(7,:) = Roxyz(1,:).*[-1 1]; Rface(8,:) = Roxyz(1,:).*[1 -1 1]; Rface(9,:) = Roxyz(2,:).*[-1 1]; Rface(10,:) = Roxyz(2,:).*[1 -1]; Rface(11,:) = Roxyz(3,:).*[1 -1 1]; Rface(12,:) = Roxyz(3,:).*[1 -1]; Rface_ox = Rface(:,1); Rface_oy = Rface(:,2); Rface_oz = Rface(:,3); %dinh nghia cac vec to kx, ky, kz cua vecto k Kx = K(:,1); Ky = K(:,2); Kz = K(:,3); %tinh lon cua nang luong tuong tac - rong mien tuong tac %En = 1/R; %Eg = 3; % khe nang luong for k = 1:size(K,1) for n = 1:size(R,1) Rn = sqrt(Rx(n)^2 + Ry(n)^2 + Rz(n)^2); EE(n) = (1/Rn)*exp(i*2*pi*(Kx(k)*Rx(n) + Ky(k)*Ry(n) Kz(k)*Rz(n)));% +Eg end out(k) = sum(EE); end + E1.m function out = E1(kx,ky,kz) %chuong trin tinh nang luong gan dung lien ket chat cua YBCO %En(k) = Eo(0) + sum(En(Rn).exp(ik.Rn)), tong lay theo Rn la cac lan can gan %nhat voi goc toa %kx = K(:,1); ky = K(:,2); kz = K(:,3); %thong so mang tin the %a = 3.82; %don vi (A) %b = 3.89; %c = 11.68; a = 5.4; %don vi (A) % cho BiSrCaCuO b = 5.4; c = 37.1; %Nhap vao cac toa cua cac ion Rn =[Rx1 Ry1 Rz1; Rx2 Ry2 Rz2 .] %---------cac nguyen tu tren cac truc-----------%R = [1 0; 0; -1 0; -1 0]; %cac vec to tren truc co so R = [1 0; 0;-1 0; -1 0; 0 -1/10]; %don vi theo Ox la a, theo Oy la b va theo Oz la c %tinh lon cua nang luong tuong tac - rong mien tuong tac %En = 1/Rn; for n = 1:size(R,1) Rn = sqrt((R(n,1)*a)^2 + (R(n,2)*b)^2 + (R(n,3)*c)^2); EE(n) = -(1/Rn)*exp(i*(kx*R(n,1) + ky*R(n,2) + kz*R(n,3))); end out = sum(EE); 64 En.m function out = En(kx,ky,kz) %thong so mang tin the %a = 3.82; %don vi (A) % cho YBCO %b = 3.89; %c = 11.68; a = 5.4; %don vi (A) % cho BiSrCaCuO b = 5.4; c = 37.1; %%Nhap vao cac toa cua cac ion Rn =[Rx1 Ry1 Rz1; Rx2 Ry2 Rz2 .] R = [1 0; 0; -1 0; -1 0; 0 1; 0 -1]; %R = [1 0; 0;-1 0; -1 0; 0 -1/10]; %don vi theo Ox la a, theo Oy la b va theo Oz la c %tinh lon cua nang luong tuong tac - rong mien tuong tac %En = 1/Rn; out = 0; for n = 1:size(R,1) Rn = sqrt((R(n,1)*a)^2 + (R(n,2)*b)^2 + (R(n,3)*c)^2); out = out - (1/Rn)*exp(i*(kx*R(n,1) + ky*R(n,2) + kz*R(n,3)));% +Eg end F.m function out = F(es) global T delta muy EE = sqrt(es.^2 + delta^2); out = (1./EE).*tanh((EE-muy)/T); FF.m function out = FF(dt) global T delta muy heso for i =1:length(dt) delta = dt(i); out(i)= heso*quad('F',0,1)-1; end 3. Chƣơng trình vẽ mặt Fermi matFermi.m % ve mat dang nang va mat Fermi cua high Tc superconductor clf; [kx ky kz] = meshgrid(-pi:0.1:pi,-pi:0.1:pi,-pi:0.1:pi); %data = 500*sqrt(0-2*(cos(kx)+cos(ky)+cos(kz)/3) + 4*0.3*cos(kx).*cos(ky).*cos(kz)/3); data = 500*sqrt(En(kx, ky, kz)); %cdata = smooth3(rand(size(data)),'box',7); p = patch(isosurface(kx,ky,kz,data,length(kx))); isonormals(kx,ky,kz,data,p); %isocolors(x,y,z,cdata,p); [r g b] = meshgrid(length(kx):-1:1,1:length(ky),1:length(kz));%them vao isocolors(kx,ky,kz,r/length(kx),g/length(ky),b/length(kz),p);%them vao set(p,'FaceColor','interp','EdgeColor','none')% view(150,30); daspect([1 1]);axis tight %camlight; lighting phong; 65 4. Chƣơng trình tính mật độ trạng thái D.m function out =D(E0) %chuong trinh tim mat trang thai %D(E) = tong theo n cua ticphan_MB1(delta(E-En(k)*dk) kx = 0:0.1:1; ky = 0:0.1:1; kz = 0:0.1:1; N = length(kx); ii = 1; for i =1:N for j =1:N for k =1:N EE(ii) = E([kx(i) ky(j) kz(k)]); ii = ii + 1; end end end EE %tinh tich phan for ii = 1:length(E0) out(ii) = 2*sum(delta(E0(ii)-EE))/(2*pi)^3; end delta.m function out = delta(x) epsilon = 1e-1; for i = 1:length(x) if abs(x(i)) [...]... thành các loại chất siêu dẫn có thể đƣợc thay thế bằng các nguyên tố khác (trong điều kiện xác định) Do đó, có thể tạo nên hàng loạt các HTS với thành phần hợp thức nhƣ nhau 14 Các siêu dẫn nhiệt độ cao đều chứa oxy nên đƣợc gọi là gốm siêu dẫn nhiệt độ cao 1.4 Một số tính chất của gốm siêu dẫn nhiệt độ cao 1.4.1 Tc phụ thuộc vào thành phần hóa học trong hợp chất siêu dẫn Điều này đã đƣợc thể hiện... VẬT LIỆU SIÊU DẪN NHIỆT ĐỘ CAO 2.1 Số ngẫu nhiên Không có thuật toán số nào có thể tạo ra dãy số ngẫu nhiên thực sự Tuy vậy, có những thuật toán tạo ra những dãy lặp gồm có M các số nguyên gần nhƣ đƣợc phân bố ngẫu nhiên trong khoảng từ 0 đến M  1 Ở đây, M là một số nguyên lớn Kiểu dãy số này đƣợc gọi là giả ngẫu nhiên Thuật toán đƣợc nhiều ngƣời biết đến nhất để tạo ra các dãy số nguyên giả ngẫu... hãy tìm số trạng thái trong một thể tích giới hạn bởi hai mặt đẳng năng có giá trị E và E  dE và có vectơ sóng tƣơng ứng nằm trong khoảng giá trị từ k đến (k  dk ) [19] 29 Đối với điện tử tự do, đó là số trạng thái tính trong một đơn vị thể tích tinh thể và có vectơ sóng nằm trong lớp cầu bán kính k , chiều dày dk , thể tích 4 kdk : D(k )dk  1 4 k 2 dk k2  2 dk V (2 )3 / V 2 (2.58) trong đó,... (2.58) trong đó, D(k ) là số trạng thái trong một đơn vị thể tích vật rắn và có vectơ sóng trong khoảng giá trị 1 đơn vị; D(k ) đƣợc gọi là mật độ trạng thái trong không gian k và bằng: D(k )  k2 2 2 (2.59) Số trạng thái trong một đơn vị thể tích tinh thể có năng lƣợng nằm trong khoảng giá trị từ E  E  dE là: D( E )dE  D(k )dk  D(k ) dk dE dE (2.60) Đối với điện tử tự do, ta có năng lƣợng: E 2 2m... ta có: V Nhd  O( N 1 d ) (2.8) trong đó, N là số siêu lập phƣơng giống hệt nhau mà siêu khối đã bị chia ra Lƣu ý rằng sai số giảm sút theo N ngày càng chậm hơn khi số chiều d tăng lên Lời giải thích cho hiện tƣợng này khá đơn giản Giả sử rằng N  106 , với N  106 chúng ta có thể chia một đoạn thẳng có chiều dài đơn vị thành các đoạn con có độ đo tuyến 19 tính bằng 10-6, nhƣng chỉ có thể chia một. .. chiều Chẳng hạn, xét một siêu khối trong d chiều có thể tích V đƣợc giới hạn bởi siêu mặt A, (d-1) chiều Giả sử rằng A nằm trọn vẹn trong một siêu thể tích V ' đơn giản nào đó Chúng ta có thể tạo ra ngẫu nhiên N ' điểm phân bố khắp V ' Gọi N là số những điểm nằm trong A Từ đó dẫn đến công thức ƣớc tính V đơn giản là: V N V' N' (2.10) 20 Ta thấy trong phƣơng trình (2.9) không có gì phụ thuộc vào dữ... lên khi tăng số lớp CuO2 (Tc trong các hợp chất siêu dẫn nhiệt độ cao oxit đồng hầu hết đạt giá 16 trị cao nhất với 3 lớp CuO2), tuy nhiên trong một số trƣờng hợp thì không phải hoàn toàn là nhƣ vậy Bảng 1.2 cho ta thấy sự phụ thuộc của Tc vào số lớp Cu-O trong các siêu dẫn gốm oxit đồng 1.4.4 Tc phụ thuộc vào hàm lượng oxy trong tinh thể Vật liệu siêu dẫn điển hình là YBa2Cu3O7-x (YBCO), nhiệt độ tới... siêu dẫn nhiệt độ cao đƣợc nhiều nhà khoa học trên thế giới quan tâm nghiên cứu Ngoài việc giải thích cơ chế siêu dẫn nhiệt độ cao còn có mục đích cực kỳ quan trọng là để ứng dụng chúng vào trong thực tiễn Việc sử dụng các vật liệu siêu dẫn nhiệt độ cao chỉ cần tới Nitơ lỏng (nhiệt độ sôi 77K) có giá thành rẻ hơn rất nhiều (hàng trăm lần) so với các vật liệu siêu dẫn nhiệt độ thấp dùng Hêli lỏng (nhiệt. .. dẫn nhiệt độ cao gốc Bi-, Tl- và Hg- là tƣơng tự nhau [13][26][21] Giống với YBCO: là loại perovskite đặc biệt và cũng tồn tại lớp CuO2 trong các chất siêu dẫn này Tuy nhiên, khác YBCO ở chỗ, chuỗi Cu-O không có mặt trong những chất siêu dẫn này Siêu dẫn YBCO có cấu trúc trực giao còn những chất siêu dẫn nhiệt độ cao khác có cấu trúc tứ giác Hình 1.7 Cấu trúc tinh thể của Bi2Sr2Can-1CunO4+2n+x với số. .. oxy trong chuỗi Cu-O có mặt dọc theo trục b (giống nhƣ trong YBa2Cu3O7), xen với thiếu toàn bộ bốn vị trí oxy (nhƣ là YBa2Cu3O6) Khi x  1.0 , không có chuỗi nguyên tử oxy nào và Tc  0 K Giá trị của x trong một mẫu cụ thể phụ thuộc vào điều kiện xử lý, đặc biệt là nhiệt độ và áp suất riêng phần của oxy Còn bản thân x phụ thuộc vào nhiệt độ và môi trƣờng, dƣới điều kiện cân bằng tại nhiệt độ cao sự . tinh thể và số lớp Cu-O trong ô đơn vị mạng của một vài vật liệu gốm siêu dẫn nhiệt độ cao [3] Công thức hóa học Ký hiệu của hệ T c (K) Số lớp Cu-O trong ô đơn vị mạng Cấu trúc tinh thể. siêu dẫn mới có nhiệt độ cao hơn trƣớc, thậm chí là ở nhiệt độ phòng sẽ có nhiều ứng dụng thực tiễn. Tuy nhiên chƣa một lý thuyết nào đủ hoàn thiện để có thể giải thích đầy đủ cơ chế cũng nhƣ. Siêu dẫn nhiệt độ cao 6 1.3 Cấu trúc tinh thể của một số chất gốm siêu dẫn nhiệt độ cao 9 1.3.1 Cấu trúc perovskite 9 1.3.2 Siêu dẫn YBa 2 Cu 3 O 7-x 10 1.3.3 Siêu dẫn nhiệt độ cao gốc Bi-,