Исследование электродинамики ниобий-титановых сверхпроводников с сильной анизотропией пиннинга в широком диапазоне магнитных полей

Во введении обоснована актуальность темы, сформулирована цель и
поставлены задачи исследования, описана структура диссертации.
В первой главе кратко изложены основные положения электродинамики технических сверхпроводников. Проведён обзор работ по исследованиям анизотропии пиннинга в ниобиевых сплавах, выполненных до
начала настоящего исследования, отмечена их фрагментарность и эмпирическая направленность. Показана разрозненность и частный характер имевшихся моделей анизотропного пиннинга. Отмечено отсутствие общего подхода к решению макроскопических электродинамических задач, связанных с анизотропным пиннингом.
Во второй главе представлена феноменологическая модель анизотропного пиннинга в сверхпроводниках II рода [А.1], и рассмотрены ее следствия, в том числе, количественно описано явление направляемого движения магнитного потока. Сформулированы правила построения материального уравнения для сверхпроводника с анизотропным пиннингом.
В модели используется известное положение [4, 5] о противодействии силы Лоренца FL=[jB] и силы пиннинга, препятствующей движению магнитного потока. Взаимодействие системы центров пиннинга и решетки вихрей в каждой точке материала рассматривается в представлении энергетической потенциальной ямы, параметры которой: глубина U и ширина L зависят от координат. При отсутствии транспортного тока ансамбль вихрей занимает наиболее выгодное энергетическое положение в нижней точке потенциальной ямы. При протекании транспортного тока, из-за дополнительной деформации вихревой решетки, он поднимается по склону ямы в направлении действия силы Лоренца. Когда величина силы Лоренца преодолевает крутизну склона ямы, вихри приходят в движение, и в сверхпроводнике устанавливается резистивное состояние [4]. Существенной особенностью модели является предположение, что даже в случае «анизотропной» системы центров пиннинга глубина потенциальной ямы зависит от направления вектора индукции, а её ширина – от направления силы Лоренца. Для примера, на Рис. 1 вверху показаны варианты ориентации вектора индукции «параллельно» (а) и «перпендикулярно» (б) к одной и той же системе центров пиннинга, различающиеся глубиной потенциальной ямы U. В нижней части Рис. 1 для случая «параллельной» ориентации индукции показаны два варианта направления действия силы Лоренца, различающиеся шириной потенциальной ямы L: «параллельным» вихрям легче двигаться параллельно центрам пиннинга (г), чем перпендикулярно к ним (в).
Основные допущения модели (обоснованы в тексте диссертации):  форма потенциальной ямы не учитывается;
 глубина потенциальной ямы U зависит только от направления индукции и не зависит от вектора плотности тока и направления силы Лоренца;
 ширина потенциальной ямы L зависит только от направления действия силы Лоренца, и не зависит от направления вектора индукции и вектора плотности тока;
 сила пиннинга, равная по величине и противоположная по направлению критической силе Лоренца, и соответствующая плотность критического тока определяются отношением глубины потенциальной ямы U в направлении вектора индукции B к её ширине L в направлении действия силы Лоренца l:
FL=Jc
B
а
б
U=Umax. B г
J
U=Umax.
B L=Lmax.
Рис. 1. Две ориентации, «параллельная» (а) и
«перпендикулярная»
вектора индукции в модельной анизотропной системе центров пиннинга. Тёмно-серыми линиями обозначены вихри, пластинами – центры пиннинга. Ниже (в, г) – две ориентации силы Лоренца FL=[jB] для «параллельного» направления индукции (а) при разных направлениях транспортного тока.
B
U=Umin.
BJc c
FL=Jc B
U=Umax.
Fp|[jCB]|=U(B)/L(l,B). (1)
(б),
в
L=Lmin.
Во многих важных (с точки зрения применения) сверхпроводниках существует явная связь системы центров пиннинга с выделенными, как правило, взаимно перпендикулярными направлениями, например, направлением прокатки и направлением нормали к плоскости ленты (см. Главу 3). В этом случае глубину и ширину потенциальной ямы в модели можно описать симметрическими тензорами U и L, соответственно, и
+
+

характеризовать шестью параметрами UX, UY, UZ и LX, LY, LZ, из которых пять являются независимыми. Система уравнений для расчета силы пиннинга имеет вид:
b=B/|B|;
e(l)=[jB]/|[jB]|;
(bUb)=(1/U0(b))2; (2) (e(l)Le(l))=(1/L0(l))2; Fp|[jСB]|={(e(l)Le(l))/(bUb)}1/2 ,
где b – единичный вектор в направлении вектора индукции B, e(l) – единичный вектор в направлении действия силы Лоренца, (bUb) – поверхность эллипсоида с радиусом U0 в направлении b в пространстве векторов магнитной индукции, (e(l)Le(l)) – поверхность эллипсоида с радиусом L0 в направлении e(l) в пространстве сил Лоренца. Следует отметить, что модель позволяет произвести расчеты силы пиннинга для случаев, когда направления векторов транспортного тока и индукции не ортогональны. Как будет показано в Главе 5 (см. Рис. 8), модель дает удовлетворительное согласие с экспериментом, если угол между током и полем превышает 30°.
В рамках модели удалось количественно объяснить эффекты, связанные с направляемым движением магнитного потока (НДП) – отклонением направления дрейфа вихревой решетки от направления силы Лоренца (см. Рис.2). Поскольку для заданного вектора индукции сила пиннинга вследствие анизотропии зависит от направления силы Лоренца (формирует «поверхность пиннинга»), то существует направление, для которого проекция силы Лоренца (ad на Рис.2) будет достигать поверхности пиннинга раньше (то есть при меньшем транспортном токе), чем сам вектор силы Лоренца (|ab|<|ac|). В результате ансамбль вихрей начнёт движение с отклонением на угол Г от направления силы Лоренца, что автоматически приведёт к отклонению вектора электрического поля на такой же угол Г, который можно наблюдать в экспериментах по измерению двумерных вольт- амперных характеристик. Значения угла Г и критического тока (с учетом эффекта НДП) связаны: tg(+Г)=K2tg(), (3) 12 F()2[jСB]2= 1  1 2 ,  1 2 F  cos2(β)+ F  sin2(β) (4) X Z где K=Fх/Fz=LZ/LX – фактор анизотропии силы пиннинга в плоскости перпендикулярной вектору индукции. Z 90 Рис. 2. К расчету отклонения движения магнитного потока в сверхпроводнике с анизотропным пиннингом (индукция B 120 150 Fd 30 Zbc  FXX плоскости замкнутой поверхность рассчитанная по формулам (2). Сила Лоренца FL=[jB] направлена вдоль вектора (ab). Движение потока начинается в направлении вектора (ad), с отклонением на угол Г от направления силы Лоренца. перпендикулярна 180 a 0 рисунка). кривой пиннинга, Жирной показана 210 240 300 270 В главе обобщены причины возникновения неколлинеарной току компоненты электрического поля в сверхпроводниках с анизотропным пиннингом. Сформулированы, в дополнение к уравнениям Максвелла, правила построения материального уравнения, описывающего связь плотности тока и электрического поля. Третья глава посвящена методическим вопросам, в том числе, обоснованию выбора объекта исследования, его (микро)структурной аттестации, оценке степени неоднородности электро- и сверхпроводящих свойств, описанию методик проведения электродинамических исследований. Объектом исследования выбрана холоднокатаная лента шириной 80 мм толщиной 10 мкм, изготовленная из промышленного сплава НТ-50 (Nb- 50вес.%Ti). Лента покрыта слоем меди толщиной 1 мкм с обеих сторон. На выбор объекта повлияли следующие причины:  воспроизводимость свойств, обусловленная развитой металлургической технологией изготовления ниобий-титановых сплавов, что гарантирует возможность сопоставления результатов для разных образцов;  в холоднокатаной ленте можно выделить три важных в технологическом отношении взаимно перпендикулярных направления – вдоль прокатки (НП), поперёк прокатки (ПП) и по нормали к плоскости (НН), с которыми удобно связать анизотропию электрофизических свойств;  ширина ленты позволяет по-разному вырезать образцы и изучать векторные отношения электродинамических величин при любых ориентациях внешнего магнитного поля и тока, путём регистрации двумерных вольт-амперных характеристик;  верхнее критическое поле μ0Hc2 сплава НТ-50 при температуре 4.2 K относительно невелико (менее 12 Тл), что даёт возможность в лабораторных условиях проводить исследования во всем диапазоне существования сверхпроводимости;  плоская геометрия ленты удобна для исследования проникновения магнитного потока методом магнитооптических изображений, а малая толщина – для исследования (микро)структуры по всей глубине электронно-микроскопическими и рентгеновскими методами. (Микро)структурная аттестация, проведённая на специализированном источнике синхротронного излучения «КИСИ-Курчатов» [6], лабораторных рентгеновских дифрактометрах [7], установках зондовой и электронной микроскопии [8], показала, что лента НТ-50 однородна по длине, а вариация толщины не превышает 10%. Кристаллиты сплава Nb-Ti плоские и сильно вытянуты вдоль направления прокатки, средние размеры зёрен составляют в НП несколько микрон, ПП – 0.325 мкм и НН – 0.065 мкм. Лента практически однофазная, с содержанием β-фазы Nb-Ti больше 99% [А.3, 16, 17] Показано, что лента НТ-50 однородна и изотропна по критической температуре (оценки выполнены бесконтактным методом магнитного экранирования [17] и стандартным четырёх-контактным методом [9]). Среднее значение критической температуры =8.854±0.016 K.
Прямые транспортные (токовые) измерения в магнитном поле проводились четырёх- и шести-контактным методом на автоматизированном сертификационном стенде «Аттестат», с использованием специальных
зондов-вставок в криостат УИС, на образцах, вырезанных из ленты под разными углами к направлению прокатки (Рис. 3) [А.1].
Рис. 3. (А) Схема отбора из ленты НТ-50 заготовок образцов для транспортных
измерений,
отмечены
образцы.
приготовления образцов для транспортных измерений. (В) Схема поперечного сечения ленты НТ-50 (ниобий-титановый сплав покрыт тонким слоем меди, показано не в масштабе).
Магнитный момент ленты НТ-50 измерялся на вибрационном магнитометре LakeShore VSM 7407 ресурсного центра «Электрофизика» [10]. Исследование проникновения магнитного потока в ленту НТ-50 выполнялось методом магнитооптических изображений в Университете г. Осло (Норвегия) на лабораторном оборудовании кафедры физики. По полученным магнитооптическим изображениям определялось пространственное распределение перпендикулярной компоненты магнитного поля, и, путем решения обратной задачи, восстанавливалось распределение
экранирующих токов. Подробно описаны использованные алгоритмы.
В четвертой главе представлены результаты и обсуждение экспериментальных исследований токонесущей способности [А.1, А.6] и
магнитного момента [А.4] холоднокатаной ленты НТ-50.
С целью определения параметров модели анизотропного пиннинга, на
большом числе образцов, вырезанных под различными углами к направлению прокатки, проведены измерения вольт-амперных характеристик
галочками исследованные (Б) Схема

(ВАХ) в диапазоне внешнего поля от нуля до верхнего критического μ0Hc2≈11 Тл при температуре 4.2 K при различных углах между направлениями векторов тока и внешнего магнитного поля. Получена детальная воспроизводимая экспериментальная информация о полевых зависимостях критического тока Ic(μ0H, , θ, φ) от направления тока в плоскости ленты (угла ) и направлений векторов магнитной индукции и силы Лоренца, θ, φ (см. Рис. 4). Относительная ошибка в определении критического тока была оценена по шести образцам с =0° и не превысила 8%. В качестве примера, на Рис. 4 показаны измеренные полевые зависимости для образца, вырезанного из ленты под углом =15° к направлению прокатки. Аналогичные зависимости получены для образцов с =0°, 15°, 30°, 60° и 90°. Видно, что значение критического тока сильно зависит от направления поля и демонстрирует максимум в диапазоне 0.2–0.4 Тл в поле с компонентой параллельной плоскости ленты.
Рис. 4. Измеренные полевые зависимости величины критического тока для образца ленты НТ-50, вырезанного под углом =15° к прокатке, при разных ориентациях внешнего магнитного поля (слева). Справа показаны углы ориентации образца относительно внешнего магнитного поля.
В области малого внешнего поля (менее 1 Тл), чтобы исключить влияние создаваемого транспортным током собственного поля, для каждой полевой зависимости Ic(μ0H, , θ, φ) в диапазоне от 0.1 до 2 Тл были построены, согласно [11], аппроксимирующие функции:
~ ( −1)(1 − ) , (5) и определены параметры A, q и s (b=B/Bc2 – приведенное поле [11]). Полевые зависимости параметров модели анизотропного пиннинга (Рис. 5) были определены методами статистической обработки по двадцати пяти полевым зависимостям Ic(μ0H, , θ, φ). Рассчитанные по этим параметрам значения критических токов хорошо согласуются с экспериментальными данными. Самосогласованный расчет распределения критического тока в сечении образца показал, что максимумы на полевых зависимостях критического тока (см. Рис. 4) при 0.2-0.4 Тл возникают из-за сильного влияния поперечной
компоненты собственного поля транспортного тока (в малом внешнем поле).
Рис. 5. Полевые зависимости параметров модели анизотропного пиннинга UX, UY, UZ, LX, LZ, определённые из экспериментальных данных для ленты НТ- 50. Свободный параметр LY принят за единицу.
Для образцов, вырезанных вдоль (ξ=0°) и перпендикулярно (ξ=90°) направлению прокатки были зарегистрированы петли намагничивания M(H) в диапазоне ±1 Тл [А.4]. Измерения проводились при разных углах θ между плоскостью ленты и направлением поля: от 10° («почти параллельно») до 90° (перпендикулярно плоскости ленты). При θ<45° (Рис. 6) в области малых полей наблюдалась особенность в виде расщепления одного пика на два (подобный эффект характерен для ВТСП материалов [12]). Рис. 6. Экспериментальные петли намагничивания M(H) образцов ленты НТ-50, вырезанных вдоль прокатки (слева), T=4.5 K, и поперек прокатки (справа), T=5.0 K. Углы θ обозначены на вставках. Для расчета распределения наведенных в ленте экранирующих токов и результирующего магнитного момента использовалась характеристика: = 0( ) , (6) ( , ) где n=20 – фиксированный параметр крутизны ВАХ, ( , ) – плотность критического тока, рассчитанная с использованием параметров модели анизотропного пиннинга. Расчёты показали, что эффект раздвоения центрального пика на установившихся петлях намагничивания M(H) имеет сходную природу с максимумами на полевых зависимостях критического тока при транспортных измерениях (Рис. 4) и является следствием анизотропии пиннинга и неоднородного распределения тока по сечению. В пятой главе приведены результаты экспериментальных исследований направляемого движения магнитного потока [А.1], поперечного электрического поля в сильном магнитном поле [А.2, А.5], и результаты магнитооптических исследований проникновения перпендикулярного магнитного потока в ленту НТ-50 [А.3]. При исследовании направляемого движения магнитного потока были ⃗ выполнены эксперименты по измерению угла  между векторами тока и ⃗ электрического поля в полях от 0.5 до 10 Тл перпендикулярных плоскости ленты, и в наклонном поле 7 Тл. Измерения проводились с использованием двумерных ВАХ, полученных шести-контактным методом. Использовались образцы размером 305 мм, вырезанные длинной стороной под углами =0, 10, 15, 20, 30, 40, 60 и 90° к направлению прокатки ленты. Продольная и поперечная компоненты электрического поля регистрировались прижимным датчиком с расстоянием между контактами 3.53.5 мм. Угол отклонения вектора электрического поля от продольного направления определялся из соотношения tgE/E. Ошибка в определении угла Г не превышала 5. Во всем диапазоне перпендикулярных магнитных полей, для образцов, вырезанных вдоль (=0°) и перпендикулярно (=90°) прокатке, поперечная компонента электрического поля E не обнаружена в пределах ошибки. Для других образцов, вследствие эффекта НДП, поперечное электрическое поле E оказалось сравнимым по величине с продольным E. Наблюдалась тенденция к росту угла  в области 5 Тл, где анизотропия критического тока в перпендикулярном поле максимальна. Используя Рис. 2 и формулы (3) и (4), по измеренным значениям Г и критического тока были определены экспериментальные, с учётом НДП, значения силы пиннинга. Для всех значений магнитного поля они хорошо совпали с поверхностями пиннинга (Рис. 7), рассчитанными в модели анизотропного пиннинга. Рис. 7. Экспериментальные (символы) и рассчитанные по модели анизотропного пиннинга (линии) ориентационные зависимости силы пиннинга FP(ξ), показанные в полярных координатах для трех значений (указаны на вставках) перпендикулярного внешнего магнитного поля. Известно, что при движении квантованного потока в сверхпроводнике второго рода возникает электрическое поле E = [Bv] ~ [B[jB]] = j·B2 – B·(j·B), (7) где E – вектор электрического поля, B – вектор магнитной индукции, v – вектор скорости движения (дрейфа) магнитного потока, j – плотность тока. Из выражения (7) следует, что если направления транспортного тока и магнитного поля не ортогональны, то в поперечную компоненту E дополнительный вклад вносит так называемое «сопутствующее электрическое поле», которое возникает из-за самой природы вихревого состояния [А.1]: первая компонента в (7), направленная вдоль вектора тока, отражает закон Ома, вторая, с направлением вдоль вектора индукции, исчезает только в случае, когда векторы тока и индукции ортогональны. Для проверки были проведены эксперименты в «наклонном» поле 7 Тл на образце ленты НТ-50, вырезанном под углом =30 к направлению прокатки. Наклон образца задавался с помощью вставки с поворотным держателем; результаты были проанализированы с учетом вклада сопутствующего электрического поля в величину E. Построенные экспериментальные зависимости критической силы Лоренца FLc=|JcB|=Jc(θ,ω)∙B∙sin(90°-ω) (равной по величине силе пиннинга) показали хорошее согласие с расчетами, выполненными по модели анизотропного пиннинга, при величине угла между током и внешним полем в диапазоне от 30° до 90° (см. Рис. 8). Рис. 8. Экспериментальные (символы) и рассчитанные (линии) зависимости удельной критической силы Лоренца FLc от угла поворота образца, вырезанного под углом =30°, в поле 7 Тл. Угол поворота образца ω соответствует углу 90°–ω между направлениями тока и магнитного поля. На вставке показаны значения угла наклона образца. Приведены результаты исследования возникновения и эволюции поперечного электрического поля, включая компоненту сопутствующего электрического поля из (7), при переходе ленты НТ-50 из нормального в сверхпроводящее состояние вблизи верхнего критического поля [А.2, А.5]. Показано, что решетка вихрей (искаженная за счет ниннинга) во всем объеме материала ленты НТ-50 устанавливается при заметно меньшем значении внешнего магнитного поля (~10.6 Тл, что соответствует полю необратимости [А.6]), чем то, которое обычно принимают за Нc2, исходя из появления первых признаков сверхпроводимости (~12.0 Тл). На основе анализа полученных данных сделано предположение о существовании в материале ленты двух сверхпроводящих компонент (соотносящихся с телами кристаллических зерен и границами зерен), различающихся критическим полем (приблизительно на 0.5 – 1.0 Тл) и пространственным распределением. Особенности проникновения магнитного потока в ленту НТ-50 изучены методом магнитооптических изображений (МОИ) в слабом поле, до ±60 мТл, перпендикулярном к плоскости ленты, при температуре около 6 K. Использовались образцы прямоугольной формы (0.6-1.5)×(1.2-2.6) мм, вырезанные под разными углами ξ относительно направления прокатки. Несколько наиболее характерных серий магнитооптических изображений показаны на Рис. 9. На изображениях хорошо видна сильная неоднородность фронта проникновения магнитного потока вдоль направления прокатки, и разница в скорости его проникновения из-за анизотропии экранирующих токов, текущих вдоль боковых сторон образца. Внеш- нее поле Образец с =0 Образец с =10 Образец с =73 Рис. 9. Серии МОИ для трех образцов ленты НТ- 50, при после- довательном сту- пенчатом (на рисунке: сверху- вниз) возрастании внешнего поля от 3 до 60 мТл, и последующем уменьшении поля до нуля (режим захваченного маг- нитного потока), Т=6 K. 3 мТл 15 мТл 30 мТл 45 мТл 60 мТл 0 мТл 21 Когда магнитный поток полностью проникает в образец (в поле выше 45 мТл), экранирующие токи текут вдоль боковых сторон и резко поворачивают в углах (см. Рис. 9). Это позволило рассчитать фактор анизотропии критического тока в плоскости ленты, max=1.880.1. Его значение совпало с фактором анизотропии, определённым на основе транспортных измерений с использованием двумерных ВАХ, max=1.90.2. В результате количественной обработки уровней яркости магнитооптических изображений были рассчитаны карты локального магнитного момента M(x,y), и определены профили плотности экранирующих токов. Показано, что при любом значении внешнего поля по всему плоскому образцу текут экранирующие токи, даже в тех областях, куда магнитный поток не проникает. Этот результат согласуется с предсказаниями теоретических работ [12, 13, 14, 15] по намагничиванию тонкого плоского сверхпроводника в перпендикулярном магнитном поле. Отношение значений максимальных экранирующих токов, протекающих вдоль смежных сторон образца, хорошо согласуется с фактором анизотропии max. Неоднородность фронта проникновения магнитного потока (в виде «перьев», см. Рис. 9, образец с ξ=0° в поле 15-30 мТл) объяснена в рамках оригинальной модели самоусиления процесса проникновения магнитного потока в образец преимущественно по наиболее «слабым» зонам, определяемым микрорельефом поверхности ленты с анизотропией пиннинга. В заключении сформулированы основные результаты и выводы. ОСНОВНЫЕ РЕЗУЛЬТАТЫ И ВЫВОДЫ 1. Предложена феноменологическая модель анизотропного пиннинга в сверхпроводниках II рода, дано её математическое описание. Показано, что макроскопические особенности пиннинга можно связать с параметрами энергетической потенциальной ямы, которая описывает взаимодействие решетки вихрей с системой центров пиннинга. В рамках модели решена часть общей электродинамической задачи расчёта полей и токов в сечении сверхпроводника: для заданного вектора магнитной индукции и направления тока разработаны алгоритмы определения дрейфа магнитного потока и направления электрического поля и плотности критического тока. 2. Разработаны методики и проведены комплексные экспериментальные исследования электродинамических характеристик сверхпроводящей холоднокатаной ленты из ниобий-титанового сплава НТ-50 с сильным анизотропным пиннингом1, в том числе:  Изучена токонесущая способность ленты при разных ориентациях внешнего магнитного поля от 0 до Hc2.  Методом двумерных вольт-амперных характеристик изучен эффект направляемого движения магнитного потока в перпендикулярном магнитном поле от 0.5 до 10 Тл и в наклонном поле 7 Тл.  Изучен эффект возникновения сопутствующего электрического поля, вызванного квантованием магнитного потока при переходе ленты из нормального в сверхпроводящее состояние вблизи Hc2.  Выполнены магнитооптические исследования, демонстрирующие особенности проникновения магнитного потока в ленту НТ-50 в перпендикулярном магнитном поле до ±60 мТл.  Исследована полевая зависимость магнитного момента ленты в перпендикулярном и наклонном магнитном поле до ±1 Тл. 3. На основе экспериментальных данных по токонесущей способности ленты НТ-50 при разных направлениях тока, магнитного поля и силы Лоренца определены полевые зависимости параметров модели анизотропного пиннинга. Показано, что модель хорошо объясняет экспериментальные значения критического тока во всём исследованном диапазоне полей. В рамках модели впервые дано объяснение максимуму критического тока в области 0.2–0.4 Тл в поле параллельном плоскости ленты. Количественно показано, что максимум связан с неоднородным распределением тока по сечению ленты в результате суперпозиции параллельного внешнего поля и перпендикулярного собственного поля, создаваемого транспортным током в условиях анизотропии пиннинга. 4. В рамках модели анизотропного пиннинга дано количественное объяснение эффектам, связанным с направляемым движением магнитного потока. Показано, что отклонение движения магнитного потока от направления действия силы Лоренца происходит в сторону с более слабым пиннингом, что приводит к появлению поперечной транспортному току компоненты электрического поля и уменьшению реально достижимой величины критического тока. В рамках модели рассчитаны значения просвечивающей электронной микроскопии и рентгеновской дифракции. Дополнительно проведена аттестация ленты НТ-50 методами атомно-силовой микроскопии, 23 достигаемого критического тока и угла отклонения электрического поля. Получено хорошее количественное согласие рассчитанных значений с экспериментальными данными. 5. Впервые исследовано возникновение сопутствующего электрического поля при переходе сверхпроводника из нормального в сверхпроводящее состояние вблизи верхнего критического поля. Показано, что решетка вихрей (искаженная за счет ниннинга) во всем объеме материала ленты НТ-50 устанавливается при заметно меньшем значении внешнего магнитного поля (~10.6 Тл, что соответствует полю необратимости), чем то, которое обычно принимают за Нс2, исходя из появления первых признаков сверхпроводимости (~12.0 Тл). Результаты указывают на существование в материале ленты НТ-50 двух сверхпроводящих компонент, различающихся пространственным распределением: кристаллические зерна с меньшим критическим полем, и границы зерен – с большим, на ~ 1.5 Тл. 6. Методом магнитооптических изображений на начальной стадии проникновения магнитного потока в ленту НТ-50 обнаружена ранее не наблюдавшаяся особенность: вдоль направления прокатки проникновение поля характеризуется сильно неоднородным фронтом. Показано, что эта особенность связана с микрорельефом поверхности ленты, образовавшимся при прокатке, который задает направление минимального, вследствие анизотропии пиннинга, критического тока и играет роль каналов, активно усиливающих процесс проникновения магнитного потока. Показано, что при полном проникновении магнитного потока лента НТ- 50 ведёт себя как слабо неоднородный сверхпроводник с анизотропным критическим током. Рассчитанный фактор анизотропии критического тока согласуется со значением, определённым в рамках модели анизотропного пиннинга на основе результатов транспортных измерений. 7. При исследованиях магнитного момента ленты НТ-50 обнаружено раздвоение центрального пика вблизи μ0H=0 на установившихся петлях намагничивания M(H) в наклонном магнитном поле. Показано, что этот эффект является следствием анизотропии токонесущей способности и неоднородного распределения плотности тока по сечению ленты.