ABSTRACT. Master Thesis. PHYSICAL PROPERTIES OF C DOPED MgB 2 SUPERCONDUCTOR. Ercan ERTEKIN. Supervisor: Prof. Dr. Ali GENCER

Transkript

2 TEZ ONAYI Ercan ERTEKİN tarafından hazırlanan C Katkılandırılmış MgB 2 Süperiletkeninin Fiziksel Özellikleri adlı tez çalışması 20/08/2010 tarihinde aşağıdaki jüri tarafından oy birliği ile Ankara Üniversitesi Fen Bilimleri Enstitüsü Fizik Anabilim Dalı nda YÜKSEK LİSANS TEZİ olarak kabul edilmiştir. Danışman : Prof. Dr. Ali GENCER Jüri Üyeleri: Başkan: Prof. Dr. Mehmet ZENGİN Ankara Üniversitesi, Fen Fakültesi Fizik Anabilim Dalı Üye : Prof. Dr. Ali GENCER Ankara Üniversitesi, Fen Fakültesi Fizik Anabilim Dalı Üye : Yard. Doç. Dr. Ali BOZBEY TOBB Ekonomi ve Teknoloji Üniversitesi Yukarıdaki sonucu onaylarım. Prof.Dr.Orhan ATAKOL Enstitü Müdürü

3 ÖZET Yüksek Lisans Tezi C KATKILANDIRILMIŞ MgB 2 SÜPERİLETKENİNİN FİZİKSEL ÖZELLİKLERİ Ercan ERTEKİN Ankara Üniversitesi Fen Bilimleri Enstitüsü Fizik Anabilim Dalı Danışman: Prof. Dr. Ali GENCER Akı perçinlemesi, MgB 2 süperiletkeninin kritik akım yoğunluğunun iyileştirilebilmesi açısından önemli konulardan biridir, özellikle tel ve şerit uygulamaları için. Bu çalışmada MgB 2 süperiletkeninin ana yapısına sistematik bir biçimde C katkılaması yapıldı. MgB 2 de C katkısının etkilerini çalışmak için, MgB 2-x C x formunda x=0 dan x=0.5 e kadar çeşitli oranlarda C, Ar atmosferi altında ve katı hal reaksiyon yöntemi ile numuneler hazırlandı. Yapı karakterizasyonu için XRD desenleri elde edildi. Ayrıca numunelerin SEM fotoğraflarına bakıldı. Artan C miktarı ile ikinci fazların oluştuğu gözlendi. Manyetik karakterizasyon için ise, M-H, M-T ve AC alınganlık ölçümlerine bakıldı. C katkılı numunelerin manyetizasyon ölçümlerine göre, C katkısı ile kritik akım yoğunluğunun düzenli bir biçimde azaldığı ve kritik sıcaklıkta da önemli olmayan bir değişim görülmüştür. Elde edilen manyetik datalar teorik modellerle karşılaştırıldı. Ayrıca bilyeli değirmen kullanılarak da bazı numuneler üretildi ve bu numunelerin süperiletken özelliklerinin daha iyi olduğu görüldü. T C de de yine 2 ile 5 K arasında düşüş gözlendi. 2010, 71 sayfa Anahtar Kelimeler: MgB 2, XRD, SEM, M-H, M-T, alınganlık ölçümü, kritik sıcaklık, süperiletkenlik, C katkısı. i

4 ABSTRACT Master Thesis PHYSICAL PROPERTIES OF C DOPED MgB 2 SUPERCONDUCTOR Ercan ERTEKIN Ankara University Graduate School of Natural and Applied Sciences Department of Physics Supervisor: Prof. Dr. Ali GENCER Flux pinning is an important issue to enhance critical current density in MgB 2 for large scale applications, for example wires and tapes. In this study we have done a systematic study of C inclusions in the main matrix of MgB 2. To study the effect of C doping in MgB 2, various powders of C were added to the main matrix of MgB 2 as MgB 2-x C x with varying from 0 to 0.1 and optimum sample preparation techniques with solid state reaction method were then applied in Ar atmosphere. For structural characterization, XRD patterns were measured. With increasing C content, minor phases were reported to be formed. For magnetic characterization, M-T, M-H, and AC susceptibility measurements were performed on structurally characterized samples. Magnetization measurements for C doped samples showed that, critical current density decreases uniformly with Carbon content, while negligible variation in critical temperature have been observed. We compared our magnetic data with the theoretical models. Also another samples were prepared by ball-milling. And they had better results on the superconductor properties. And also T C decreased between 2-5 K. 2010, 71 pages Key Words: MgB 2, XRD, SEM, M-H, M-T, susceptibility, critical temperature, superconductivity, C doping. ii

5 TEŞEKKÜR Bu çalışmamın gerçekleşmesinde yardımları, maddi ve manevi sürekli desteği için danışman hocam sayın Prof. Dr. Ali GENCER e, Deneysel ölçümlerimin alınmasında gösterdiği ilgi ve yardımlarından dolayı Prof. Dr. Ekrem YANMAZ a ve Karadeniz Teknik Üniversitesi Fizik Bölümü elemanlarına, Bana bu çalışmam süresince maddi ve manevi her konuda yardımlarını esirgemeyen aileme ve Zeliha GÖKDAİ ye, Sonsuz teşekkürlerimi sunarım. Ercan ERTEKİN Ankara, Ağustos 2010 iii

6 İÇİNDEKİLER ÖZET.. i ABSTRACT... ii TEŞEKKÜR.. iii SİMGELER DİZİNİ. vi ŞEKİLLER DİZİNİ.. vii ÇİZELGELER DİZİNİ x 1. GİRİŞ KURAMSAL TEMELLER Süperiletkenliğin Tarihçesi ve Yaygın Etkisi Süperiletkenlerin Bazı Fiziksel Özellikleri Sıfır direnç Meissner etkisi Sızma derinliği Uyum uzunluğu I. ve II. Tip Süperiletkenler Kritik sıcaklık ve kritik manyetik alan Kritik akım yoğunluğu Akı Perçinlemesi (Flux Pinning) Teorik Gelişmeler London denklemleri Ginzburg-Landau teorisi BCS teorisi MgB 2 Süperiletken Sistemi MgB 2 nin kristal yapısı Geçiş sıcaklığı (T c ) Uyum uzunluğu İzotop etkisi MgB 2 ye yapılan katkılamalar ve etkileri MATERYAL VE YÖNTEM Örneklerin Elde Edilmesi MgB 2 kompozisyonunun hazırlanması Toz karışımının hazırlanışı Isıl işlem Presleme Sinterleme MgB 2 + C kompozisyonunun hazırlanması Yapısal Analiz X-Işını kırınımı (XRD) ölçümleri Taramalı elektron mikroskobu (SEM) ölçümleri. 35 iv

7 3.3 Manyetik Karakterizasyon Düşük sıcaklık manyetizasyon ölçümleri AC alınganlık ölçümleri ARAŞTIRMA BULGULARI Yapısal Analiz X-Işını kırınımı (XRD) ölçümleri Taramalı elektron mikroskobu (SEM) incelemeleri Manyetik Karakterizasyon M-T ölçümleri M-H ölçümleri AC alınganlık ölçümleri TARTIŞMA VE SONUÇ KAYNAKLAR. 63 ÖZGEÇMİŞ.. 71 v

8 SİMGELER DİZİNİ T C K J C ρ ρ 0 ρ i R B H C H λ T ξ κ M H C1 H C2 Φ 0 h e n s E Kritik Sıcaklık Kelvin Kritik Akım Yoğunluğu Özdirenç Artık Direnç Safsızlıklardan Kaynaklanan Özdirenç Direnç Manyetik Alan Kritik Manyetik Alan Uygulanan Manyetik Alan Sızma Derinliği Sıcaklık Uyum Uzunluğu Ginzburg-Landau Parametresi Mıknatıslanma Alt Kritik Manyetik Alan Üst Kritik Manyetik Alan Akı Kuantumu Planck Sabiti Elektron Yükü Süperelektron Sayısı Elektrik Alan µ 0 Manyetik Geçirgenlik ψ Å α Dalga Fonksiyonu Angstrom İzotop Etki Katsayısı vi

9 ŞEKİLLER DİZİNİ Şekil 2.1 Civanın elektriksel direncinin sıcaklıkla değişimi 3 Şekil 2.2 Metaller ve süperiletkenlerin direncinin sıcaklıkla değişimi... 6 Şekil 2.3 a) ve b) de mükemmel iletkenin manyetik alana karşı davranışı, c) ve d) de ise süperiletkenin manyetik davranışı görülmektedir. 7 Şekil 2.4 Manyetik alanın süperiletkenin yüzeyinden içeri sızması 8 Şekil 2.5 I. tip (a) ve II. tip (b) süperiletkenlerin mıknatıslanma eğrileri ve I. tip (c) ve II. tip (d) süperiletkenlerin faz diyagramları 10 Şekil 2.6 Solda I. tip süperiletken, sağda ise II. tip süperiletken için termodinamik yaklaşımla ara-yüzey enerji değişimi şematik olarak gösterilmektedir 12 Şekil 2.7 Akı çizgilerinin hareketini etkileyen faktörler 15 Şekil 2.8 Örgü bozulmasından ortaya çıkan çekici etkileşmenin şematik gösterimi.. 18 Şekil 2.9 MgB 2 nin kristal yapısı.. 20 Şekil 2.10 Mg ve B için izotop etkisi Şekil 2.11 Farklı oranlarda SiC ile katkılandırılmış ve katkı yapılmamış MgB 2 şeritleri için kritik akım yoğunluğunun manyetik alana bağlı grafiği.. 24 Şekil 2.12 Farklı oranlarda C ile katkılandırılmış ve katkı yapılmamış MgB 2 için manyetizasyonun sıcaklığa bağlı grafiği. 26 Şekil 2.13 Şekil 3.1 Şekil 3.2 Şekil 3.3 Şekil 3.4 XRD (Cu Kα ışıması) C katkılı MgB 2 (110) düzlemine ait tepenin kaydığını göstermektedir. Buda, bor un karbon ile yer değiştiğini işaret etmektedir. C katkı miktarı %7.4 tür. Isıl işlemlerde kullanılan paslanmaz çelik tüp ve fırın... İlk seride üretilen C katkılı MgB 2 yığın numune Quantum Design PPMS sistemi.. AC alınganlık ölçüm sistemi şeması vii

10 Şekil 4.1 Şekil 4.2 Şekil 4.3 Şekil 4.4 Şekil 4.5 Şekil 4.6 Şekil 4.7 Şekil 4.8 Şekil 4.9 Şekil 4.10 Şekil 4.11 Şekil 4.12 Şekil 4.13 Şekil 4.14 Şekil 4.15 Şekil 4.16 Şekil 4.17 Şekil 4.18 Şekil 4.19 Şekil 4.20 Şekil 4.21 İlk seri numuneleri için ilk ısıl işlem sonunda elde edilen X-Işını kırınım deseni. İlk seri numuneleri için ikinci ısıl işlem sonucunda elde edilen X- Işını kırınım deseni İkinci seride üretilen numunelerin X-Işını kırınım deseni.. İlk seri numunelerden x=0 için SEM fotoğrafı... İlk seri numunelerden x=0.04 için SEM fotoğrafı.. İlk seri numunelerden x=0.08 için SEM fotoğrafı İlk seri numunelerden x=0.1 için SEM fotoğrafı.. İkinci seri numunelerden x=0 için SEM fotoğrafı.. İkinci seri numunelerden x=0.04 için SEM fotoğrafı. İkinci seri numunelerden x=0.08 için SEM fotoğrafı... İkinci seri numunelerden x=0.1 için SEM fotoğrafı.. Katkısız ve C katkılı MgB 2 numunelerinin M-T eğrileri İlk seri numuneler için katkısız ve C katkılı MgB 2 malzemelerinin 10 K sıcaklıkta ve 3T manyetik alan altında M-H eğrileri. İlk seri numuneler için katkısız ve C katkılı MgB 2 malzemelerin 20 K sıcaklıkta ve 3T manyetik alan altında M-H eğrileri..... İlk seride x=0 için AC alınganlık ölçümleri. İlk seride x=0.04 için AC alınganlık ölçümleri.... İlk seride x=0.08 için AC alınganlık ölçümleri. İlk seride x=0.1 için AC alınganlık ölçümleri İlk seride üretilen katkısız ve C katkılı MgB 2 numunelerinin 10 Oe manyetik alan altındaki AC alınganlıkları.. İkinci seride üretilen katkısız MgB 2 numunesinin AC alınganlık ölçümleri.. İkinci seride üretilen x=0.04 katkılı numunenin AC alınganlık ölçümleri. viii

11 Şekil 4.22 Şekil 4.23 İkinci seride üretilen x=0.08 katkılı numunenin AC alınganlık ölçümleri.. İkinci seride üretilen x=0.1 katkılı numunenin AC alınganlık ölçümleri ix

12 ÇİZELGELER DİZİNİ Çizelge 2.1 Bazı süperiletkenlerin kritik sıcaklıkları ve T=0 K de ölçülen kritik manyetik alan değerleri.. 13 Çizelge 2.2 Bazı bor alaşımlarının T C değerleri.. 20 x

13 1. GİRİŞ MgB 2 materyali, 1950 li yıllardan itibaren bilinen, laboratuarlarda ve endüstriyel uygulamalarda refrakter malzeme olarak kullanılan bir metalik alaşımdır yılında Akimitsu ve grubu tarafından MgB 2 nin süperiletken özellik gösterdiği keşfedilince (Akimitsu vd. 2001), süperiletkenlik üzerine araştırma yapan diğer gruplar da yoğun bir şekilde bu alaşım üzerinde çalışmaya başlamışlardır. Özellikle metal-alaşımlar içerisinde en yüksek süperiletkenlik geçiş sıcaklığına, T c ~ 40K, sahip olması, saf metal ve alaşımlar için geçerli olan Bardeen-Cooper-Schrieffer (BCS) teorisine uygun özellikler sergilemesi ve soğutma teknolojisindeki gelişmelerle birlikte sıvı helyuma ihtiyaç duyulmadan K gibi sıcaklıklarda kullanılma potansiyeli MgB 2 materyali üzerine olan ilgiyi daha da artırmıştır. MgB 2 de bugün gelinen noktayı üç ana başlık altında toplamak mümkündür. Bunlar, sırasıyla: -MgB 2 40 K civarı ve altında süperiletkendir ve istisnai bir malzeme değildir, yani yapımı biraz özen gerektiren ancak çok ileri teknoloji (yığın süperiletken için) içermemektedir. Üstelik benzer ikili bileşiklere göre kritik sıcaklığı yaklaşık iki kat yüksektir. -20 K ile 30 K sıcaklık aralığı neon, hidrojen veya kapalı devre soğutma sistemi kullanılarak elde edilebilir. Bu tekniklerin hepsi sıvı helyum ile soğutma zorunluluğunu ortadan kaldırmaktadır. Sıvı helyum ile soğutma hem pahalı hem de problemli olarak kabul edilmektedir. Nb-esaslı süperiletkenlerin zorunlu olarak çalışma sıcaklığı 4,2 K olarak gözükmektedir. -Uygulama açısından bir süperiletkenin yüksek kritik akım yoğunluğuna sahip olması beklenir. Bu amaçla, çeşitli katkılamalar denenmektedir. MgB 2 nin içerisine C, SiC vb. maddeler katkılandığı zaman bugünkü teknolojide kullanılan Nb-esaslı süperiletkenler gibi üstün fiziksel özelliklere sahip süperiletkenler elde edilmektedir. Bu katkılarla daha yüksek kritik manyetik alanlarda özelliğini koruyabilme yeteneğinden dolayı bu malzeme magnet yapımında, güç transferinde ve güç hatlarında kullanılabilme özelliğine sahiptir. Ayrıca, duyarlı manyetik alan detektörlerinin yapımında da artık 1

14 MgB 2 süperiletkeninin kullanılabilme potansiyeli mevcuttur (Gencer ve Askerzade 2002). Bugüne kadar, MgB 2 materyalinin elektriksel, fiziksel ve manyetik özelliklerini incelemek için materyale birçok katkılama yapılmıştır. C bu katkılamalardan bir tanesidir. Katkılanan C nano-parçacıklarının kendi kimyasal özelliklerini kaybedip MgB 2 ile etkileştiğini ve bu katkılamaların perçinleme merkezleri oluşturarak perçinleme merkezlerini ve dolayısıyla kritik akım yoğunluğu J c yi arttırdığı gözlenmiştir. Gözlemlenen diğer bir etki de yüksek enerjili bilyeli değirmen ve sentez sıcaklığı yoluyla kritik akımın iyileştirilmesidir (Gozzelino vd. 2007). Bilyeli değirmen etkisi, manyetik alandaki numunelerin performansını arttırmak için tanecik boyutlarını azaltmak olarak bilinmektedir. Öğütme zamanı ve/veya öğütme devir hızının artırılması J c nin artmasını sağlamaktadır (Braccini 2007). Her iki durumda da maksimum değere ulaşana kadar gelişme devam eder ve sonra daha yüksek öğütme zamanı ve hızları için azalır (Ferdeghini vd. 2009). Bilyeli değirmen işleminden sonra elde edilen numunelerin özelliklerini incelemek için sıcaklık, ısıl-işlem zamanı, ısıtma oranı gibi parametrelerin etkilerinin araştırılması önemlidir (Shcherbakova vd. 2007). Ayrıntılara girmeden önce süperiletkenliğin geçmişinden bu zamana kadar yaşananları ve temel kavramları hatırlamak önemli olacaktır. 2

15 2. KURAMSAL TEMELLER 2.1 Süperiletkenliğin Tarihçesi ve Yaygın Etkisi Bilim dünyasında süperiletkenlik alanındaki araştırmaların başlangıcı, 1911 yılında Kamerlingh Onnes tarafından civa metali üzerinde direnç ölçümleri yapılırken beklenmedik bir şekilde direncin 4.2 K de keskin olarak sıfıra düşmesinin deneysel olarak belirlenmesine dayanmaktadır (Onnes 1911). Şekil 2.1 bu deneyin sonucunu göstermektedir. Şekil 2.1 Civanın elektriksel direncinin sıcaklıkla değişimi Burada T c, normal durumdan süperiletken duruma geçiş sıcaklığı olan kritik sıcaklık olarak adlandırılır. Bu sonuç metaller için bilinen, sıcaklığın düşmesiyle direncin azalması fikrine uygun görünse de, sıfır direnç kavramı beklenmeyen bir sonuçtur. Ancak bu kavram süperiletkenliğin doğasında bulunan en temel özelliklerden biridir. Sonraki yıllarda sağlanan gelişmeler süperiletkenliğin daha iyi anlaşılmasını sağlamıştır yılında keşfedilen Meissner etkisi bu önemli gelişmelerden biridir (Meissner ve Ochsenfeld 1933). Bu etki sayesinde süperiletkenlerin, mükemmel iletkenliğin ötesinde, 3

16 manyetik alanın dışarlanmasıyla birlikte kusursuz diamanyetizma özelliğine sahip olduğu anlaşılmıştır yılında ise süperiletkenliğin kuantum teorisi olarak ortaya çıkan Bardeen-Cooper- Schrieffer (BCS) teorisi bu konunun daha iyi anlaşılmasını sağlamıştır (Bardeen vd ). Bu teoriye göre süperiletken durumda elektronlar fononlar aracılığı ile etkileşip, cooper çiftleri olarak adlandırılan çiftler halinde hareket ederler. BCS teorisi süperiletkenlerin birçok özelliğini açıklamasına rağmen etkileşme mekanizmasını örgü titreşimlerine dayandırdığından, süperiletken durumda bulunabilecek elementlerin kritik sıcaklıklarının en yüksek 30 K civarında olabileceğini öngörmektedir. Süperiletkenler için ikinci önemli teori ise Ginzburg-Landau teorisidir. Süperiletkenliği termodinamik yaklaşımla ele alır ve süperiletkenlerin manyetik alandaki özelliklerini açıklamada başarılıdır (Ginzburg ve Landau 1950) yılında Gorkov, bu teorinin süperiletkenlere uygulanmasını sağlamış ve kritik sıcaklık civarında Ginzburg-Landau teorisinin BCS teorisi ile uyumlu olduğunu göstermiştir (Gorkov 1959) lı yılların başında ise daha yüksek kritik sıcaklığa sahip bileşik veya alaşım formunda yeni süperiletkenler bulunmuştur. Bunlar II. tip süperiletkenlerdir. Bugünkü süperiletken teknolojisinde özellikle yüksek manyetik alan üreten magnet yapımında kullanılmaktadırlar yılında ise Brian Josephson, süperiletken-yalıtkan-süperiletken ekleminde süperiletken elektron çiftlerinin yalıtkan katmanı tünelleyerek geçebileceklerini önermiştir (Josephson 1962) yılında Bednorz ve Müller bakır bazlı yeni süperiletken grubunu (T c = 35 K) bulmuşlardır (Bednorz ve Müller 1986). Buldukları T c değeri La 2-x Ba x CuO 4 sisteminde x = 0,15 içindir yılında ise Paul Chu, T c = 92 K kritik sıcaklığa sahip YBa 2 Cu 3 O 7- δ (δ=0.1) süperiletken bileşiğini buldu (Chu vd. 1987). Kritik sıcaklıktaki bu artış sıvı azotun soğutucu olarak kullanılabilmesini mümkün hale getirmiştir. 4

17 Diğer bir önemli gelişme ise; 2001 yılında Akimitsu tarafından MgB 2 bileşiğinin 39 K de süperiletken özelliğinin bulunmasıdır (Akimitsu vd. 2001). Bu ikili bileşik, mevcut ikili bileşikler içinde en yüksek kritik sıcaklığa sahip, maliyeti oldukça düşük ve kolay bulunabilir bir bileşiktir. Bu nedenle MgB 2 üzerine yapılan çalışmalar günümüzde de yoğun olarak devam etmektedir. Düşük sıcaklıklara inme gerekliliği, süperiletkenlerin yaygın olarak kullanılmasını engellemektedir. Ancak son yıllardaki gelişmeler, süperiletkenliğin uygulamalarda kullanımı açısından önemlidir. Dolayısıyla verimi yüksek, güvenilir ticari soğutucularla (cryo-cooler) ve sıvı azot gibi pahalı olmayan üretimi kolay soğutucu sıvılarla, bugünkü teknoloji ile çok daha büyük cihazları düşük sıcaklıklara soğutmak mümkündür. Süperiletkenlik pek çok alanda kullanılabilir ve ülkemizin hazinesi olan Bor un da içinde bulunabileceği bir teknolojidir. Gelecekte enerji sorununu çözmek için nükleer füzyon güç santrallerinde de (ITER) kullanımı gerçekleşecektir. Ayrıca süperiletkenlerin hava ve su kirliliğinin temizlenmesinde de manyetik filtre olarak kullanımı mümkündür. Süperiletken teknolojisinin yardımı ile enerji şebekelerindeki hatalı akım nedeniyle gerçekleşen kesintiler minimuma indirilebilecektir. Görüldüğü üzere süperiletkenlik hem teknolojik hem de insanlık açısından son derece önemlidir. 2.2 Süperiletkenlerin Bazı Fiziksel Özellikleri Sıfır direnç Süperiletkenlik denildiğinde ilk akla gelen sıfır direnç kavramıdır. Süperiletken bir malzeme içine akım sürüldüğünde, kritik sıcaklığın altında bu akım hiçbir dirence maruz kalmaksızın sonsuza kadar akar. Dolayısıyla herhangi bir kayıp olmaz. Bu da enerjinin boşa harcanmadan kayıpsız bir biçimde nakil edilebilmesi anlamına gelir. Normal metallerde iletim sırasında direnç oluşumunu sağlayan nedir sorusu ise önemlidir. Atomların termal titreşimleri bu direncin önemli nedenlerinden biridir ve sıcaklıkla orantılı olarak bu titreşimler azalır veya artar. Akım iletken içerisinde serbest 5

18 olarak hareket eden iletim elektronları tarafından taşınırken bu titreşimlerin yol açtığı dirence maruz kalır ve enerjide kayıplar söz konusu olur. Diğer bir önemli neden ise; safsızlıklar ve yapı kusurlarıdır. Elektronu bir elektron dalgası şeklinde düşünecek olursak, bu dalganın metal içerisinde hareketi sırasında safsızlıklar ve yapı kusurları ile etkileşimi sonucu bir özdirenç oluşur. Bu özdirenci şu şekilde ifade edebiliriz: ρ = ρ 0 + ρ i (2.1) Metallerde, yüksek sıcaklıklarda ρ, sıcaklıkla lineer olarak değişirken, düşük sıcaklıklarda sabit bir değere ulaşır. Bu sabit değere artık direnç denir ve ρ 0 ile gösterilir. R-T grafiği şematik olarak Şekil 2.2 de gösterilmiştir. Süperiletken malzemeler kritik sıcaklıklarının altına soğutulduklarında dirençlerinde ani bir düşüş meydana gelir ve R = 0 durumu sağlanır. Şekil 2.2 Metaller ve süperiletkenlerin direncinin sıcaklıkla değişimi Meissner etkisi Süperiletkenliğin bir diğer önemli özelliği ise uygulanan manyetik alanın dışarlanmasıdır (B = 0). Bu özelliğe kusursuz diamanyetizma özelliği denir. Bu özellik 1933 yılında Meissner ve Ochsenfeld tarafından bulunmuştur. Bir süperiletken ile bir mükemmel iletkene karşılaştırma açısından bakacak olursak çok önemli bir fark görürüz. Süperiletken malzememizi manyetik alan içerisinde, kritik sıcaklığının altına kadar 6

19 soğutacak olursak, manyetik alan kritik manyetik alan değeri olan H c yi geçmediği sürece dışarlanacaktır. Aynı durumda mükemmel bir iletkeni düşünecek olursak, manyetik alanın iletkenin içerisinde tuzaklandığını görürüz. Şekil 2.3 bunu daha iyi görmemizi sağlayacaktır. Şekil 2.3 a) ve b) de mükemmel iletkenin manyetik alana karşı davranışı, c) ve d) de ise süperiletkenin manyetik davranışı görülmektedir. ( 2009). Şekil 2.3 ten de görüldüğü üzere, süperiletken malzemeye manyetik alan ister soğutulmadan önce, ister soğutulduktan sonra uygulansın, manyetik alan her zaman dışarlanacaktır (B=0). Uygulanan alan ancak H>H c olduğunda süperiletkenlik bozulur ve normal duruma geçiş olur ve bunun sonucu olarak içerideki manyetik alan sıfırdan farklı olur. 7

20 2.2.3 Sızma derinliği Bir süperiletken, manyetik alan içinde kritik sıcaklığının altına kadar soğutulduğunda, yüzeyinde yüzey akımları indüklenir. İndüklenen bu yüzey akımları malzemenin içindeki net manyetik alanın sıfır olmasını sağlarlar. İç bölgede manyetik alan sıfır olmasına karşın, yüzeye yakın bölgelerde az da olsa manyetik alanın malzemeye girdiği gözlenir. Manyetik alanın yüzeydeki değerinin 1/e değerine düştüğü uzunluğa London sızma derinliği adı verilir. Sızma derinliği bütün süperiletkenler için ayırt edici önemli bir parametre olarak kabul edilir. Şekil 2.4 te sızma derinliğini daha iyi görebiliriz. Şekil 2.4 Manyetik alanın süperiletkenin yüzeyinden içeri sızması (Rose Innes 1977). B alanı derinlikle; B (x) = B (0) e -x/λ (2.2) 8

21 şeklinde değişir. Yani yüzeydeki B (0) manyetik alan değeri üstel olarak azalır ve sıfıra düşer. Burada λ, sızma derinliğidir. Bunu ilk kez 1935 yılında London kardeşler bulmuştur (London ve London 1935). Sızma derinliği ampirik olarak sıcaklıkla; T λ (T) = λ 0 1 T C (2.3) şeklinde değişmektedir (Gencer 1993). Ayrıca sızma derinliği malzemenin saflığına da bağlıdır. İçerisine farklı bir malzeme eklenen süperiletkenlerde sızma derinliği büyümektedir. Örneğin içerisine %3 indiyum katılmış kalayın sızma derinliği saf kalaya göre 2 kat daha fazladır (Rose Innes 1977) Uyum uzunluğu Süperiletkenler için önemli bir parametre olan uyum uzunluğunun (ξ) birden fazla tanımı yapılabilir. Genel olarak bakacak olursak; BCS teorisine göre uyum uzunluğu, Cooper çiftini oluşturan süperelektronların bir arada kalabildikleri mesafe olarak tanımlanabilir. Ginzburg-Landau teorisine göre ise; süperelektronların normal duruma geçmeden süperelektron özelliklerini koruyabildikleri mesafe olarak tanımlanabilir. Pippard a göre ise; fermi enerjisi civarında süperiletken elektron yoğunluğunun değişebileceği karakteristik uzunluk olarak tanımlanır (Pippard 1953). Sızma derinliği ile uyum uzunluğunun birbirine oranı; κ = λ ξ (2.4) şeklinde ifade edilir. Burada κ, Ginzburg-Landau parametresi olarak bilinir (Ginzburg ve Landau 1950). 9

22 2.3 I. ve II. Tip Süperiletkenler 1950 yılına kadar süperiletkenlerin tek tip olduğu düşünülmüştür. Ancak 1950 yılında Ginzburg-Landau ve Abrikosov un geliştirdiği teoriye göre, süperiletkenlerin manyetik alandaki davranışlarına bağlı olarak ikinci tip bir süperiletkenliğin olduğu ortaya çıkarılmıştır. Şekil 2.5 te I. ve II. tip süperiletkenlere ait mıknatıslanma eğrileri ve faz diyagramları gösterilmiştir. (a) (b) (c) (d) Şekil 2.5 I. tip (a) ve II. tip (b) süperiletkenlerin mıknatıslanma eğrileri ve I. tip (c) ve II. tip (d) süperiletkenlerin faz diyagramları. I. ve II. tip süperiletkenleri karşılaştıracak olursak; Genel olarak elementler I. tip süperiletkenlerdir. Hg, Pb, Sn gibi (fakat saf Nb II. tip süperiletkendir). Tek bir kritik manyetik alan değerine sahiptirler ve bu değerin altında 10

23 Meissner etkisi görülür. H c değerleri çok düşük olduğundan mıknatıs yapımında kullanışlı değildirler. Bileşik veya alaşımlar ise, genel olarak II. tip süperiletkenlerdir. MgB 2, YBCO gibi. Şekil 2.5 ten de görüldüğü üzere II. tip süperiletkenlerde iki tane kritik manyetik alan değeri vardır ve H c1 değerinin altında Meissner etkisi görülürken, H c1 <H<H c2 aralığında karışık durum (mixed state) söz konusudur (B 0). H c2 nin üzerine çıkıldığında ise, süperiletkenlik özellikleri tamamen ortadan kalkar. Ginzburg-Landau parametresi dediğimiz κ = λ ξ ifadesi de süperiletkenleri iki farklı gruba ayırmamızda yardımcı bir parametredir. I. tip süperiletkenler için κ < 1 2, II. tip süperiletkenler için ise κ > 1 2 dir (Rose Innes, 1977 ). Bir diğer önemli durum ise; akı kuantumlamasıdır. Bu durum yalnız II. tip süperiletkenlere mahsustur ve I. tip süperiletkenlerde görülmez. Çünkü bu durumun oluşabilmesi karışık durumu gerektirir ve bu yalnızca II. tip süperiletkenlerde bulunur. Süperiletkene akı çizgisi giriyorsa, II. tip süperiletkendir, girmiyorsa I. tip süperiletkendir. Akı çizgileri kuantumlu olarak malzemeye girer ve akı kuantası aşağıdaki denklemle ifade edilir. h Φ 0 = (2.5) 2e Son olarak; şekil 2.6 dan da görüldüğü üzere, I. tip süperiletkenlerde yüzey enerjisi pozitiftir, fakat II. tip süperiletkenlerde yüzey enerjisi negatiftir. 11

24 Şekil 2.6 Solda I. tip süperiletken, sağda ise II. tip süperiletken için termodinamik yaklaşımla ara-yüzey enerji değişimi şematik olarak gösterilmektedir Kritik sıcaklık ve kritik manyetik alan 1911 yılında süperiletkenliğin keşfedilmesinin ardından, pek çok metal için belirli bir kritik sıcaklığın (T c ) altına inildiğinde, direncin aniden sıfıra gittiği gözlenmiştir. Bu sıcaklık değerine kritik sıcaklık adı verilmiştir. Herhangi bir süperiletken malzeme T c sıcaklığının altında iken, uygulanan manyetik alanı arttırdığımızda, belirli bir manyetik alan değerinden sonra malzememizin süperiletken durumdan normal duruma geçtiğini görürüz. İşte bu normal duruma geçişin olduğu manyetik alan değerine, kritik manyetik alan denir ve süperiletkenlik için önemli bir diğer parametredir. Kritik manyetik alan sıcaklığın bir fonksiyonudur (Kittel 1996). T HC( T) = HC (0) 1 T 2 2 C (2.6) Burada H c (T), T sıcaklığındaki kritik manyetik alan değeri; H c0 ise, T=0K deki kritik manyetik alan değeridir. H c (T) kritik manyetik alan değeri T=0 K de maksimum değerini alır. Uygulanan manyetik alan H c (0) değerini aşacak olursa, malzeme hiçbir sıcaklıkta süperiletken olamaz. I. tip süperiletkenler için kritik manyetik alan değeri oldukça düşüktür. Çizelge 2.1 de bunu gösteren bazı örnekler verilmiştir. 12

25 Çizelge 2.1 Bazı süperiletkenlerin kritik sıcaklıkları ve T=0 K de ölçülen kritik manyetik alan değerleri (Rose-Innes 1977). Süperiletken T c (K) B c (0) Tesla Al Ga Hg In Nb Pb Sn Ta Ti V W Zn Kritik akım yoğunluğu Süperiletkenlik, sadece malzememizin manyetik alanının kritik değerini aşması veya sıcaklığının kritik değerini aşması ile bozulmaz. Aynı zamanda malzememiz taşıyabileceğinden daha fazla akım yoğunluğu ile karşı karşıya kalırsa da süperiletkenliği kaybolur. Kritik akım yoğunluğu (J c ), özdirenç metodu yardımıyla deneysel olarak ölçülebilir. Numuneye uygulanan küçük bir voltaj ile (1µ V) meydana gelen akım ölçülerek kritik akım yoğunluğu belirlenir. Kritik akım yoğunluğunun hesaplanmasında diğer bir yöntem ise; manyetizasyonun manyetik alana karşı çizilen histerisis eğrisinin kullanılarak yarı teorik olarak hesaplama yöntemidir. Bu yöntem için kullanılan üç denklem aşağıda verilmiştir. J C 30. M = d (2.7) 13

26 J C 20. M = a a 1 3 b (2.8) J C 1 = B a 1+ B (2.9) Denklem (2.7) ve (2.8) Bean formülü (Bean 1962), denklem (2.9) Müller fomülü olarak adlandırılır (Kumakura vd. 1987). Denklemlerde kullanılan d; numunenin santimetre cinsinden büyüklüğü, a ve b; dikdörtgen numunenin boyutları, Ba; uygulanan dış manyetik alan, B 0 ise; ilk manyetik alandır. Ayrıca, M + pozitif manyetizasyonu ve M _ negatif manyetizasyonu temsil etmek üzere; M elektromanyetik birim sistemine göre santimetreküp başına birim hacimdeki manyetizasyondur. 2.4 Akı Perçinlemesi (Flux Pinning) II. tip süperiletkenlerde H c1 manyetik alan değerinin üzerindeki alanlarda, manyetik alan h kuantumlanmış manyetik akılar halinde ( Φ 0 = ) süperiletkenin içine nüfuz eder. 2e Abrikosov un da belirttiği gibi oluşan manyetik akı örgüsü hekzagonal yapıya sahiptir (Abrikosov 1957). Numunemizin içinde bulunan yapı kusurları, safsızlıklar, tane sınırları ve dışarıdan yapılan küçük katkılamalar süperiletkenliğin kaybedildiği, yani normal durumun gözlendiği merkezler olarak davranırlar. Bu merkezlerde akı çizgilerinin hareketi sınırlanmış olmaktadır. Özel olarak bu merkezlere perçinleme merkezi (pinning center), içeri girmiş olan manyetik akıların, yapı kusurları, safsızlıklar ve küçük katkılamalar ile tutulmasına ise; perçinleme (pinning) adı verilir. Manyetik kuvvetlerin ısısal dalgalanma sonucu perçinleme merkezinin birinden kurtulup, diğer bir perçinleme merkezine bağlanması olayına akı sürüklenmesi (flux creep), iletim 14

27 akımlarının etkisiyle manyetik akıların toplu olarak perçinleme merkezlerinden kurtulup, toplu hareket etme durumuna ise; akı akışı (flux flow) denir. Manyetik akının herhangi bir perçinleme merkezinden kurtulması için gereken minimum kuvvet, perçinleme kuvvetidir. Bu kuvvet akım yoğunluğu ve manyetik alana bağlı olarak oluşan Lorentz kuvvetine, zıt yönde etki etmektedir. Burada Lorentz kuvveti, akı çizgilerini süperiletkenin dışına doğru harekete zorlayan kuvvettir. Bunu aşağıdaki şekil üzerinde daha iyi görebiliriz. Şekil 2.7 Akı çizgilerinin hareketini etkileyen faktörler Şekilde görülen siyah oklar Lorentz kuvvetinin yönünü, kırmızı ok manyetik alanın yönünü ve yeşil ok ise uygulanan akımın yönünü göstermektedir. Her bir akı çizgisine etkiyen Lorentz kuvveti; fl = J xϕ 0 (2.10) denklemi ile ifade edilir. Burada Φ0 manyetik akı kuantasıdır. Kuvvetin etkisinde hareket eden akı çizgileri bir elektrik alan oluşmasına sebep olurlar. Oluşan elektrik alanın büyüklüğü; 15

28 E = vl x B= vlx nφ 0 (2.11) denklemi ile ifade edilirken, burada v L ; akı çizgisinin hızıdır. n ise, tamsayı olup karışık durumda akı çizgisi sayısını ifade eder. Lorentz kuvvetine zıt yönde etki eden perçinleme kuvveti ise; f L =η v L (2.12) denklemi ile verilir. Akı çizgilerinin hareketinden dolayı akı akışı direnci oluşacaktır. Anderson Kim modeline göre bu özdirenç aşağıdaki şekilde ifade edilir. E J Bφ η = (2.13) 0 ρ f = Burada η, hareketi önleyici sürtünme katsayısına benzer bir büyüklük olup, model bazlı değişik ifadelerle verilmektedir. 2.5 Teorik Gelişmeler London denklemleri 1935 yılında London kardeşler tarafından önerilmiştir. Süperiletkenler için deneysel olarak bilinen, mükemmel iletkenlik ve kusursuz diamanyetizma özelliklerine ek olarak, manyetik alanın süperiletken içine işleyebildiği bir sızma derinliğinin varlığını ortaya koymuşlardır. London kardeşler, süperiletken içinde normal (n n ) ve süper (n s ) elektronlar olmak üzere iki çeşit elektron olduğunu kabul ederek işe başlayıp aşağıdaki sonuçlara ulaşmışlardır: 16

29 v E= m n e s v J t v v nse J s = m λ 1 µ 2 L s 2 I. London denklemi (2.14) nse 2 0 m e e 2 v B II. London denklemi (2.15) = London sızma derinliği (λ L ) (2.16) Burada E; elektrik alan, m e ; elektron kütlesi, n s ; süper elektron sayısı, e; elektron yükü, J s ; süper elektronların akım yoğunluğu, B; manyetik alan, λ L ; London girme derinliği ve µ 0 ; boşluğun manyetik geçirgenliğidir Ginzburg-Landau teorisi Ginzburg ve Landau tarafından ortaya atılmış ve süperiletkenliği açıklayan ilk kuantum mekaniksel teoridir (Ginzburg ve Landau 1950). London teorisini biraz daha genişleterek süperiletken elektronlar için kompleks bir dalga fonksiyonu ve düzen parametresi önermişlerdir.. i ( r) Ψ= Ψ ( r) e ϕ dalga fonksiyonu ns 2 Ψ ( r) düzen parametresi (2.17) Bu dalga fonksiyonu ile süperiletken durum tanımlanarak, süperiletken ve normal durumların serbest enerjilerinin birbirinden farklı oldukları kabul edilmiştir. Termodinamik yasalar da kullanılarak ilginç sonuçlar ortaya çıkarılmıştır. ξ = 2 h 2mα G-L uyum uzunluğu (2.18) 17

30 λ = m 4µ eψ λ κ = ξ G-L sızma derinliği (2.19) G-L parametresi (2.20) Burada ξ; uyum uzunluğu, m; elektronların kütlesi, α; açılım katsayısı, λ; manyetik 2 alanın sızma derinliği, µ 0 ; boşluğun manyetik geçirgenliği, e; elektronun yükü, ψ 0 ; Cooper-çiftlerinin yoğunluğu ve κ; G-L parametresidir BCS teorisi 1957 de Bardeen, Cooper ve Schrieffer tarafından ortaya atılmış bir teoridir. Teorinin temeli, aralarında bir tür çekici etkileşme bulunan iki elektronun Cooper çifti olarak bilinen bağlı durum oluşturmasına dayanır. Cooper çiftinin oluşma sebebi ise; iki elektron arasındaki elektron-örgü-elektron etkileşmesidir (Bardeen vd. 1957). Şekil 2.8 Örgü bozulmasından ortaya çıkan çekici etkileşmenin şematik gösterimi BCS teorisi, sıfır direnç ve manyetik akı dışarlanması gibi belirgin süperiletkenlik özelliklerinin açıklanmasında da başarılı olmuştur. 18

31 2.6 MgB 2 Süperiletken Sistemi 1950 li yıllarda bileşik olarak elde edilmiş olan MgB 2 nin, süperiletkenlik özelliği 2001 yılında Akimitsu ve grubu tarafından bulunmuştur (Akimitsu vd. 2001). Bu tarihten itibaren borlu bileşiklerin süperiletkenliği üzerine yoğun çalışmalar başlamıştır. Aşağıda verilen özelliklerinden dolayı hala üzerinde çalışılmaya devam edilmektedir: -Metaller ve alaşımlar içinde en yüksek kritik sıcaklığa sahip malzemedir. -Uyum uzunluğu geniştir. -Taneler arası zayıf bağlar yoktur. -Düşük anizotropiye sahiptir. -Yüksek kritik akım yoğunluğu ve yüksek manyetizasyon özelliğine sahiptir. -Diğer malzemelere oranla daha ucuzdur. -Basit kristal yapıya sahiptir. MgB 2 bugüne kadar birçok grup tarafından çalışılmış ve her türlü özelliği ortaya konmuştur MgB 2 nin kristal yapısı MgB 2 bileşiği, P6/mmm uzay grubuna dahil olan, basit hekzagonal yapıda olan bir bileşiktir. Bu yapı ard arda gelen Mg atomlarının hekzagonal tabakaları ile B atomlarının hekzagonal düzlem tabakalarından oluşur. MgB 2 deki B tabakaları grafitteki hekzagonal karbon tabakalarına benzer yapıdadır (King 2002). 19

32 Şekil 2.9 MgB 2 nin kristal yapısı (Buzea ve Yamashita 2001) Birim hücre parametreleri a=3,086 Å, c=3,524 Å olarak bulunmuştur. Bor düzlemleri arasındaki mesafe, düzlemdeki B-B arasındaki mesafeden uzundur. MgB 2 bileşiğinin süperiletkenliğinde B tabakaları önemli rol oynar (Buzea ve Yamashita 2001) Geçiş sıcaklığı (T c ) MgB 2 süperiletkeni, alaşımlara ve diğer saf maddelere göre yüksek bir geçiş sıcaklığına sahiptir. Çizelge 2.2 Bazı bor alaşımlarının T c değerleri (Buzea ve Yamashita 2001) Materyal T c (K) Materyal T c (K) Materyal T c (K) MgB 2 40 YPd 2 B 2 C 14,5 YPt 2 B 2 C 10 YPd 2 B 2 C 23 LuRh 4 B 4 11,76 YRu 4 B 2 C 9,99 LuNi 2 B 2 C 16,1 YRh 4 B 4 11,34 TmRh 4 B 4 9,89 Yni 2 B 2 C 15,6 TmNi 2 B 2 C 11 Yru 2 B 2 C 9,7 20

33 2.6.3 Uyum uzunluğu Süperiletkenlerde uyum uzunluğu; hem ab düzlemi ve hem de c ekseni boyunca hesaplanabilmektedir. MgB 2 için ab-düzlemi boyunca ölçülen uyum uzunluğu ξ = Å arasında, c- ekseni boyunca ise ξ = Å arasındadır (Handstein ab 2001). Numunenin yapısına göre uyum uzunluğu değişmektedir. Yapıdan kastedilen ise; numunemizin yığın (bulk), tek kristal, film veya toz halidir. c MgB 2 nin süperiletkenliğinin ve daha sonra yapısının tamamen anlaşılmasından sonra, araştırmacılar nano boyutta çeşitli katkılamalarla süperiletkenlik özelliklerinin geliştirilmesi için çalışmalara başladılar. Çünkü MgB 2 nin uyum uzunluğunun büyük olması, pek çok nano boyutta yapılan katkılamanın perçinleme merkezi olarak davranmasına izin vermektedir İzotop etkisi Maxwell ve Reynolds 1950 yılında, süperiletkenlerin kritik sıcaklıklarının izotop kütlesi ile değiştiğini gözlemişlerdir. Genel denklem; T M c α = C (3.1) şeklinde ifade edilir. Burada T c ; kritik sıcaklık, M; atomik kütle, C; sabit değer ve α; izotop etki katsayısıdır. Şekil 2.10 da MgB 2 nin kritik sıcaklığı üzerine Mg ve B izotoplarının etkileri gösterilmiştir. Burada B izotop etki katsayısı α B =0,26 (Bud ko vd. 2001b), 0,3 tür (Hinks vd. 2001). Dolayısıyla bu bize, B atomlarının titreşiminin süperiletkenlikte önemli rol oynadığını gösterir. Mg için ise izotop etki katsayısı; α Mg =0,02 (Hinks vd. 2001) gibi küçük bir değerdir. Bu değerden, Mg atomlarının titreşimlerinin T c üzerindeki etkisinin az olduğu anlaşılır. 21

34 Şekil 2.10 da görüldüğü üzere; genel olarak 11 B şeklinde bulunan bor atomları, 10 B ile yer değiştirdiğinde kritik sıcaklığın 39 K den 40 K e çıktığı gözlenmiştir. Mg da ise değişim B a göre çok çok küçük kalmıştır. Şekil 2.10 Mg ve B için izotop etkisi (Bud ko vd. 2001a) MgB 2 de yapılan izotop etkisi ölçümleri, süperiletkenliğin BCS tipi olduğunu da göstermiştir. Özellikle B izotopunun T c ye etkisi; atom titreşimlerinin, elektronlar arasındaki etkileşimi oluşturduğunun bir göstergesidir MgB 2 ye yapılan katkılamalar ve etkileri Süperiletkene karışık durumda işlemeyi başaran manyetik alan çizgilerinin hareketi, süperiletkene istenmeyen bir direnç kazandırır. Bu nedenle akı çizgilerinin hareketsiz kalması gerekir. Bu amaçla süperiletken malzemelerde suni perçinlenme merkezleri oluşturulmakta ve akı çizgilerinin bu merkezlerde hareketsiz kalmalarının sağlanması amaçlanmaktadır. Süperiletkenlik özelliklerini geliştirebilmek ve perçinleme merkezleri oluşturmak amacı ile MgB 2 içerisine çok sayıda element ve bileşik katkılanmıştır. Bu element ve 22

35 bileşiklerin tamamına yakını katı (toz) halinde yapılan katkılamalardır. Bunlardan başlıcaları aşağıda sıralanmıştır: Bakır: Kimishima, Cu ilavesinin J c değerinin yükselttiğini rapor ederken Tampieri ve Kazakov, bu ilavenin T c üzerindeki etkilerini incelemiş ve T c değerinin neredeyse değişmediğini ve süperiletkenliğe geçiş sıcaklık aralığının genişlediğini bildirmişlerdir. (Kazakov vd. 2001, Tampieri vd. 2002, Kimishima vd. 2006) Kobalt: Kühberger çalışmasında, Co nun küçük miktardaki ilaveleri için karışımın T c nin azalmasına rağmen MgB 2 nin süperiletkenliğinin bozulmadığı sonucuna varmıştır. Aksan buna paralel sonuçlar ortaya koymuştur; Co ilavesinin çok fazlı bir yapı ortaya çıkardığını, eklenen Co miktarı arttıkça T c nin azaldığını ve süperiletken faza geçişin giderek daha geniş sıcaklık aralıklarında gerçekleştiğini bulmuştur. (Kühberger vd. 2002, Aksan vd. 2006) Alüminyum: Xu nun çalışmasında; neredeyse ilave edilen tüm Al lerin MgB 2 örgü yapısında Mg yerine geçtiklerini, katkılama miktarının artmasıyla örgü parametrelerinin ve T c değerlerinin azaldığı rapor edilirken azda olsa katkılı numunelerin J c nin saf numuneden büyük olduğu bildirildi. Rui nin araştırmasında ise; artan Al katkılama oranlarına karşılık T c nin azaldığı ve saf MgB 2 ye göre süperiletkenlik özelliklerinin zayıfladığı fakat tanecik sınırlarındaki Al lerin güçlü perçinlenme merkezleri olarak davranabileceği savunuldu. Zheng ve Xiang da buna paralel olarak; katkılama arttıkça süperiletken özelliklerin bozularak J c ve T c değerlerinin azaldığını bildirdiler. (Xiang vd. 2003, Zheng vd. 2004, Rui vd. 2005, Xu vd. 2006, Shinohara vd. 2007) Lityum: Bu katkılamayı araştıran Li, küçük orandaki katkılamalar için T c nin nedeyse hiç değişmediği sonucuna ulaştı. Bu sonuca benzer şekilde Zhao da, küçük katkılama oranları için tek fazlı bir yapı oluştuğunu, katkılanan Li oranı arttıkça T c nin azaldığını ve hatta belli bir limitin üzerinde süperiletkenliğin tamamen yok olduğunu rapor etti. (Zhao vd. 2001a, Li vd. 2003) 23

36 Silikon: İki farklı boyutta Si tozu (44µm, nano-si) kullanan Wang ın çalışmasına göre; nano katkılama için perçinlenme mekanizması ve J c belirgin bir şekilde artarken 44µm lik Si katkılamanın da perçinlenme mekanizmasının saf MgB 2 den bile zayıftır. (Wang vd. 2003a) Silisyum Karbon: SiC ile katkılamanın özelliklerini inceleyen araştırmacılar, nano- SiC nin en iyi perçinlenme merkezi olduğunu ortaya koymuşlardır. J c de belirgin bir gelişme olurken T c nin 2K kadar azaldığını bulmuşlardır. (Wang vd. 2004b, Gozzelino vd. 2007, Shcherbakova vd. 2007, Ping vd. 2007) Şekil 2.11 Farklı oranlarda SiC ile katkılandırılmış ve katkı yapılmamış MgB 2 şeritleri için kritik akım yoğunluğunun manyetik alana bağlı grafiği (Ping vd. 2007). Çinko: Zn ile yapılan çalışmalarda J c de büyük bir anizotropi olduğu ve Zn katkılamanın sistemin kritik sıcaklığı üzerinde %0,2 lik bir pozitif etki yaptığı gözlenmiştir. (Kazakov vd. 2001, Li vd. 2007) Gümüş: Guo ve Cheng in Ag katkılaması üzerine yaptıkları çalışmalar sonucunda; katkılama artarken birim hücrenin T c nin küçüldüğü ve faz geçiş sıcaklık aralığının genişlediği bulunmuştur. (Cheng vd. 2002, Guo vd. 2004) 24

37 Tantalum: Prikhna, Ta ilavesinin sistemin J c si üzerinde pozitif bir etki yarattığını rapor etmiştir. (Prikhna vd. 2002) Titanyum: Zhao nun çalışmasına göre; tanecikler arası iletimin iyi olması ve MgO dan kaynaklanan yüksek yoğunluktaki perçinlenme merkezleri yüzünden J c de çok önemli bir gelişme olmaktadır. Anderson, Gotto ve Wilke de aynı sonuca ulaşmışlar ve T c sadece 2-3 K düşerken J c nin büyük ölçüde geliştiğini rapor etmişlerdir. (Zhao vd. 2002, 2003, Anderson vd. 2003, Goto vd. 2003, Wilke vd. 2005) Demir: Yapılan araştırmalar sonucunda, küçük orandaki katkıların T c yi düşürdüğü fakat MgB 2 nin süperiletken davranışının bozulmadığı bulunmuştur. (Kühberger vd. 2002) Karbon: C katkılamaları üzerine yapılan çalışmalarda perçinlenme merkezlerinin artarak akı perçinlenmesini arttırdığı ve bu sayede J c yi yükselttiği sonucuna ulaşılmıştır (Paranthaman vd. 2001, Soltanian vd. 2003, Ribeiro vd. 2003, Hol'anová vd. 2004, Huang vd. 2005, Wilke vd. 2005, Yeoh vd. 2007a,b, Katsura vd. 2007, Awana vd. 2008). Diğer taraftan karbon katkılama aşağıdaki veriden de anlaşılacağı üzere kritik sıcaklık T c yi düşürmektedir. Şekil 2.12 de, 5 K de normalize edilmiş mıknatıslanma eğrisinin sıcaklığa göre değişimi görülmektedir. Karbon katkı miktarı arttıkça, geçiş sıcaklığının daha düşük sıcaklıklara kaydığı görülmektedir. T c deki azalmaya karşın, karbon katkısının kritik akım yoğunluğunu yaklaşık 10 kat mertebesinde arttırdığı bilinmektedir. 25

38 Şekil 2.12 Farklı oranlarda C ile katkılandırılmış ve katkı yapılmamış MgB 2 için manyetizasyonun sıcaklığa bağlı grafiği (Wilke vd. 2005). Şekil 2.13 de bakır K-α ışımasıyla elde edilmiş şiddet-2θ değişimini göstermektedir. 002 düzleminde, yaklaşık 52 derecedeki tepenin kayda değer bir şekilde kaymadığı söylenebilir. Buna karşın, yaklaşık 60 derecedeki tepenin 110 düzlemi için bir miktar kaydığı gözlenmektedir. Bu da, bor atomuyla karbon atomunun bir miktar yer değişmesiyle ilişkili olduğu, literatürde rapor edilmiştir. Şekil 2.13 XRD (Cu Kα ışıması) C katkılı MgB 2 (110) düzlemine ait tepenin kaydığını göstermektedir. Bu da, bor un karbon ile yer değiştiğini işaret etmektedir. C katkı miktarı %7.4 tür ( 2009). 26

39 Krom: Zhang ın çalışmasına göre; katkılama sonucunda normal durum direnci artar ve süperiletkenliğe geçiş sıcaklığı düşer. (Zhang vd. 2005) İridyum: Yapılan çalışmalarda T c nin katkılama ile azaldığı rapor edilmiştir. (Sekkina vd. 2003) Zirkonyum: Zhao nun çalışmasında gelişen perçinlenme merkezleri yüzünden J c de çok önemli bir gelişme olduğu bildirilmiştir. Gotto nun çalışması da bu sonucu desteklemektedir (Zhao vd. 2002, Goto vd. 2003). Kurşun: Elsabawy çalışması ile katkılama oranı artarken J c nin arttığını ortaya koyarken M chirgui katkılama ile T c nin düzenli bir şekilde azaldığını ortaya koymuştur. (Gu vd. 2003, M'chirgui vd. 2005, Elsabawy vd. 2007) Manganez: Araştırmalar sonucunda, artan Mn katkılama oranları ile T c nin adım adım azalmakta olduğu bulunmuştur. (Suemitsu vd. 2006) Son yıllarda aromatik hidrokarbonlar ( benzen-c 6 H 6, naftalin-c 10 H 8, etiltoluen-c 9 H 12, tiofin-c 4 H 4 S, pyrene-c 16 H 10, vb.) ile katkılandırılan MgB 2 süperiletkenlerde J c değerindeki artış önemli olup SiC katkılı MgB 2 süperiletkenlere oranla oldukça yüksektir. Aromatik hidrokarbonlar, yukarıda listelenen katkılama malzemelerinden farklı olarak, sıvı halde kimyasal olarak yapılabilmektedir. Bu sayede, katkılama sonucunda topaklanmanın önüne geçilmesi ve daha homojen bir yapı elde edilmesi mümkün olmaktadır. M. Paranthaman ve arkadaşları 2001 yılında MgB 2 bileşiğini hazırlamışlar ve karbon katkısı ile elde edilmiş örneklerin hekzagonal yapıya sahip olduğunu, a ve c örgü parametrelerinin literatürle uyumlu olduğunu, kritik sıcaklığın ise, artan x oranıyla orantılı olarak düştüğünü bulmuşlardır (Paranthaman vd. 2001). Nano karbon katkılı MgB 2 nin kritik akım yoğunluğunun, katkı yapılmamışa oranla 24 kat arttığı (x=0,08 ve 6T, 10 K de) görülmüştür (Awana vd. 2008). 27

40 Genel olarak hazırlanan numunelerin nano boyutta olması süperiletkenlik özelliklerinin iyileştirilmesinde önemli rol oynamaktadır. Ayrıca MgB 2 nin in-situ yöntemi ile elde edilmesinin daha iyi sonuçlar verdiği ortaya çıkmıştır. Özellikle tanecik bağlantılarının daha iyi sağlanması ve perçinleme merkezlerinin kontrolünün daha etkin olması, tercih nedenidir (Syamaprasad vd. 2008). In-situ yönteminde, tepkimeye girmemiş karışım metal kılıf içerisinde paketlenmekte ve reaksiyon daha sonraki ısıl işlemlerle gerçekleştirilmektedir. Ex-situ yönteminde ise; MgB 2 fazı dışarıda oluşturulduğu için ara öğütmelerle homojenlik sağlanarak faz oluşumunun tamamlanması kolayca gerçekleştirilebilmektedir. 28

41 3. MATERYAL VE YÖNTEM 3.1 Örneklerin Elde Edilmesi Deneysel çalışmamızın başında MgB 2 yi oluşturan Mg ve B elementleri ile katkılama yapılan C elementi, katı hal reaksiyon yöntemi ile sitokiyometrik oranlarda bir araya getirildi (MgB 2-x C x ). Daha sonra elde edilen numunelerin ilk serisi için (x=0, 0.04, 0.08, 0.1); yapısal analiz açısından XRD ve SEM, manyetik karakterizasyonu açısından ise; AC Alınganlık, M-H ve M-T ölçümlerine bakıldı. Üretilen ikinci seri için ise (x=0, 0.04, 0.08, 0.1), XRD, SEM ve AC alınganlık ölçümlerine bakıldı MgB 2 kompozisyonunun hazırlanması Toz karışımının hazırlanışı Numunelerin hazırlanmasında ilk seri için; %99 saflıkta Mg, %95-97 saflıkta B ve %99,95 saflıkta C, ikinci seri için ise; hazır nano boyutta %99 saflıkta C, %99 saflıkta Mg ve %95-97 saflıkta B tozları kullanılmıştır. İlk olarak tepkime denklemine göre; Mg + 2B MgB 2 toz miktarları hesaplanmıştır. 2 ve 5 gr lık numunelerin tüm tartımları hassas terazide yapıldıktan sonra çeşitli zaman dilimlerinde (30 dk, 60 dk, 90 dk, 120 dk, 300 dk) agat havanda ve bilyeli değirmende öğütülmüştür. Agat havanda yapılan öğütme işlemleri açık havada elle yapılmıştır. Bilyeli değirmende yapılan öğütme işlemleri ise, argon atmosferinde gerçekleştirilmiştir Isıl işlem İlk reaksiyonun ve bunun sonucunda MgB 2 ana fazının oluşması için hazırlanan karışımın uygun sıcaklıklarda ısıl işleme tabi tutulması gerekmektedir. Bu sayede numunenin içinde bulunabilecek safsızlık ve diğer yabancı fazların ayrışması sağlanmaktadır. Buna kalsinasyon diyebiliriz. 29

42 Isıl işlemler, Protherm marka tüp fırın ile bu tüpün içine uzatılan paslanmaz çelik tüp içerisinde, MgB 2 bileşiğinin oksijen duyarlılığından dolayı 8-10 bar lık argon atmosferi altında gerçekleştirildi. Şekil 3.1 Isıl işlemlerde kullanılan paslanmaz çelik tüp ve fırın İlk üretilen seri için, 30 dakika elle agat havanda karıştırılan toz karışımımız, Perkin- ELMER marka presleme aleti ile dikdörtgen kalıpta 8 ton/cm 2 basınç altında preslenmiştir. Preslenen tozlar 1 gramlık kalıp haline getirilmiş ve kalıplar yerli imkânlarla üretilen paslanmaz çelik tüpe, kanthal telden yapılmış kafesin içinde konulmuştur. Çelik tüp içindeki havanın vakumu alındıktan sonra, numunemiz direkt olarak önceden 650 C ye kadar ısıtılmış fırına yerleştirilmiştir. 90 dakika süren ısıl işlem boyunca çelik tüp içerisine 8 bar lık Ar gazı sürekli olarak verilmiştir. Daha sonra paslanmaz çelik tüp, fırından dışarı çıkarılmış ve hava ortamında soğuması beklenmiştir. Çelik tüp soğuduktan sonra Ar gazı kapatılıp kalıbımız tüpten çıkarılmış ve agat havanda tekrardan kırılarak 30 dakika süre ile yeniden öğütülmüştür. İkinci üretilen seride ise; 5 saat boyunca bilyeli değirmende öğütülerek hazırlanan toz karışımımız, Specac marka pres ile Glove-Box içerisinde 9 ton/cm 2 basınç altında dairesel şekilde preslenerek 0.6 gr lık kalıp haline getirildi. Yine yukarıda bahsedilen paslanmaz çelik tüp içerisinde bu sefer 9-10 bar lık Ar atmosferi altında oda sıcaklığından başlayarak 5 C/dk hızla 650 C ye kadar ısıtılıp, bu sıcaklıkta 1 saat bekletilmiştir. 1 saatin sonunda çelik tüp, fırından çıkarılmış ve yine hava ortamında soğuması beklenmiştir. 30

43 Presleme 30 dakika süreyle ikinci öğütme işleminden sonra yapısal olarak daha homojen hale gelmesi beklenen saf MgB 2 bileşiği yine 8 ton/cm 2 lik basınç altında 1 gr lık kalıp haline getirilmiştir Sinterleme Üretilen numunedeki safsızlıkları ortadan kaldırabilmek, atomlar arası bağları kuvvetlendirebilmek ve süperiletken ana fazı ortaya çıkarabilmek amacıyla sabit sıcaklıkta ikinci kez yapılması gereken ısıl işleme sinterleme denir. Feng ve arkadaşları 2004 yılında yaptıkları çalışmada, MgB 2 oluşumu için en ideal sinterleme sıcaklığının C aralığında olduğunu ve bu sıcaklık değerlerinin üstünde ise Magnezyumun buharlaşmasından dolayı MgB 2 fazının oluşumunda problemlerin ortaya çıktığını görmüşlerdir. Birinci seride üretilen kalıp halindeki MgB 2 bileşiği, ilk ısıl işlemde olduğu gibi, 8 bar lık Ar atmosferi altındaki paslanmaz çelik tüpe yine tel kafes yardımı ile yerleştirilmiştir. Önceden 750 C ye kadar ısıtılmış fırına konulan kalıp, 1 saat boyunca sinterlenmiştir. İkinci seri numuneler için ise, ikinci ısıl işlem yapılmayıp tek ısıl işlem gerçekleştirilmiştir MgB 2 + C Kompozisyonunun Hazırlanması Yığın malzeme üretimi için başlangıç maddeleri olarak, kompozisyonu oluşturan Mg, B ve C elementleri kullanılmıştır. MgB 2-x C x formunda iki seri x= 0.0, 0.04, 0.08, 0.1 olacak şekilde her bir x değeri için 2 ve 5 gr lık kompozisyonlar hazırlanmıştır. Ayrıca x=0.3, 0.5 için de bazı ölçümler yapılmıştır. Madde miktarları farklı x değerleri için aşağıdaki hesaplamalar ile tespit edilmiştir. m(mg)= g/mol m(b)= g/mol 31

44 m(c)= g/mol x=0.04 için, m T = [(1 x m(mg)) + (1.96 x m(b)) + (0.04 x m(c))] m T = [(1 x ) + (1.96 x ) + (0.04 x )] m T = g/mol, m T = toplam kütle (Mg) = [2 x m(mg)] / m T = g Mg (B) = [2 x 1.96 x m(b)] / m T = g B (C)= [2 x 0.04 x m(c)] / m T = g C x=0.08 için, m T = [(1 x m(mg)) + (1.92 x m(b)) + (0.08 x m(c))] m T = [(1 x ) + (1.92 x ) + (0.08 x )] m T = g/mol, m T = toplam kütle (Mg) = [2 x m(mg)] / m T = g Mg (B) = [2 x 1.92 x m(b)] / m T = g B (C)= [2 x 0.08 x m(c)] / m T = g C x=0.1 için, m T = [(1 x m(mg)) + (1.90 x m(b)) + (0.1 x m(c))] m T = [(1 x ) + (1.90 x ) + (0.1 x )] m T = g/mol, m T = toplam kütle (Mg) = [2 x m(mg)] / m T = g Mg (B) = [2 x 1.90 x m(b)] / m T = g B 32

45 (C)= [2 x 0.1 x m(c)] / m T = g C x=0.3 için, m T = [(1 x m(mg)) + (1.70 x m(b)) + (0.3 x m(c))] m T = [(1 x ) + (1.70 x ) + (0.3 x )] m T = g/mol, m T = toplam kütle (Mg) = [2 x m(mg)] / m T = g Mg (B) = [2 x 1.70 x m(b)] / m T = g B (C)= [2 x 0.3 x m(c)] / m T = g C x=0.5 için, m T = [(1 x m(mg)) + (1.50 x m(b)) + (0.5 x m(c))] m T = [(1 x ) + (1.50 x ) + (0.5 x )] m T = g/mol, m T = toplam kütle (Mg) = [2 x m(mg)] / m T = g Mg (B) = [2 x 1.50 x m(b)] / m T = g B (C)= [2 x 0.5 x m(c)] / m T = g C Bu hesaplamalarla tespit edilen Mg, B ve C tozlarının miktarları x=0.04 şeklindeki MgB 2-x C x kompozisyonunu oluşturacak şekilde, ilk seri numuneler için 2 gr lık kompozisyon sitokiyometrik oranlarda hassas teraziyle tartıldıktan sonra agat havanda 30 dakika süre ile elle öğütülmüştür. Elde edilen toz karışım 10 x 15 mm boyutlarındaki dikdörtgen kalıpta 8 ton/cm 2 basınç altında preslenerek 1g lık iki kalıp haline getirilmiş ve daha sonra numunelerin fırınlama işlemi başlatılmıştır. Elde edilen kalıplar paslanmaz çelik tüp içine konulmuş ve MgB 2 kompozisyonunda yapıldığı gibi, malzememizin içinde bulunduğu çelik tüp, vakumu alındıktan sonra, 8 bar lık argon 33

46 atmosferi altında 650 C sıcaklığındaki fırına direkt olarak yerleştirilmiştir. 90 dakika olan ısıl işlem süresince 8 bar Ar gazı çelik tüp içerisine sürekli olarak verilmiştir. Isıl işlemden sonra paslanmaz çelik tüp fırından dışarı çıkarılmış, hava ortamında soğuması beklenmiştir. Çelik tüp soğuduktan sonra Ar gazı kapatılıp kalıplar bu tüpten çıkarılmış ve agat havanda tekrardan kırılarak 30 dakika süre ile tekrardan öğütülmüş ve 8 ton/cm 2 basınç altında yeniden preslenmiştir. 1 mm kalınlığında preslenen kalıplar sinterleme işlemi için tekrardan Ar atmosferi altındaki paslanmaz çelik tüpe yerleştirilmiştir. Tüp 750 C sıcaklığındaki fırına direkt konulmuş ve numuneler 1 saat boyunca sinterleme işlemine tabi tutulmuştur. Bu işlemden sonra, ilk ısıl işlemde de olduğu gibi çelik tüpün hava ortamında soğuması beklenmiştir. Çelik tüp soğuduktan sonra Ar gazı kapatılıp kalıplar tüpten çıkarılmıştır. Şekil 3.2 İlk seride üretilen C katkılı MgB 2 yığın numune Bu işlemler, MgB 2-x C x formundaki her bir x değeri için tek tek yapılarak katkılı MgB 2 numuneleri elde edilmiştir. İkinci seride üretilen numuneler için ise hesaplama yöntemleri aynı kalmak koşuluyla, öğütme ve ısıl işlem yöntemleri değiştirilmiştir. Ayrıca hazırlanan 5 er gr lık numunelerde sitokiyometrik oranlar çerçevesinde her bileşikte bulunan Mg miktarının %5 i fazladan bileşiğe eklenmiştir. Bunun en önemli nedeni, bilyeli değirmende 5 saatlik öğütme işlemi sırasında, ısınmadan kaynaklı Mg uçuşunun negatif etkilerini azaltmaktır. Bu seride de x=0, 0.04, 0.08 ve 0.1 olacak şekilde MgB 2-x C x kompozisyonu Glove-box içinde Ar atmosferi altında oluşturulmuştur. Hazırlanan numuneler bilyeli değirmende 5 saat boyunca öğütülüp, tek bir ısıl işlem uygulanmıştır. 34

47 3.2 Yapısal Analiz X-Işını kırınımı (XRD) ölçümleri Yapı analizinde önemli bir teknik olan x-ışını kırınımı, kristal yapıların incelenmesinde ve fazların belirlenmesinde kullanılmaktadır. Bununla birlikte x-ışını kırınımı analizi malzemelerin amorf yapıda olup olmadığını da belirlemede kullanılan bir yöntemdir. Birinci ve ikinci seride üretilen numunelerin yapısal karakterizasyonu Rigaku D/Max-b difraktometresinde CuK α (λ = 1,5418 Å, voltaj= 40kV, akım= 30mA) ışınımı kullanılarak elde edilmiştir. Tüm ölçümler, oda sıcaklığında, 20 2θ 60 aralığında, 3 /dak tarama hızında yapılmıştır. Buna göre birinci seri numuneler, hem ilk hem de ikinci ısıl işlemden sonra, ikinci seride üretilen numuneler ise ısıl işlemden sonra kalıp halinde difraktometreye yerleştirilmiştir. Bu analizler ile malzemelerin faz yapıları kontrol edilmiştir Taramalı elektron mikroskobu (SEM) ölçümleri Taramalı elektron mikroskobunda (SEM), yüksek voltaj ile hızlandırılmış elektronların numune üzerine odaklanması, bu elektron demetinin numune yüzeyinde taratılması sırasında elektron ve numune atomları arasında oluşan çeşitli girişimler sonucunda meydana gelen etkilerin uygun algılayıcılarda toplanması ve sinyal güçlendiricilerinden geçirildikten sonra bir katot ışınları tüpünün ekranına aktarılmasıyla elde edilir. Modern sistemlerde bu algılayıcılardan gelen sinyaller dijital sinyallere çevrilip bilgisayar monitörüne verilmektedir. ( 2010) Birinci ve ikinci seride üretilen numunelerin SEM analizleri Carl Zeiss Evo 50 EP marka elektron mikroskobu kullanılarak elde edilmiştir. Yapılan bu analizler sonucunda, numunelerimizin faz oluşumları, yüzey formasyonları ve mikro yapısal özellikleri incelenmiştir. 35

48 3.3 Manyetik Karakterizasyon Düşük sıcaklık manyetizasyon ölçümleri İlk seri numunelerin manyetizasyon ölçümleri Quntum Design PPMS sistemi kullanılarak yapılmıştır. Deney sisteminin genel görüntüsü ise Şekil 3.3 de verilmektedir. Fiziksel ölçüm sistemi (PPMS); manyetik alan akım kaynağı, sıvı azot ceketli helyum tankı ve tüm bu bileşenleri hassas bir şekilde kontrol edebilen Quantum Design Model 6000 ana kontrolcüsünden meydana gelmektedir. Ana kontrolcü; sıcaklık kontrolcüsünü (1,9 K 400 K) ve manyetik alan kontrolcüsünü (-7 T 7 T) içermekte olup, bilgisayar tarafından CAN (açık network protokolü) data iletişim kartı yardımıyla tamamen kontrol edilebilmektedir. PPMS ve VSM sistemleri, Quantum Design ın takçıkar özelliğe sahip yeni nesil elektronik CAN mimariyi kullanarak tasarladığı ilk ölçüm sistemidir. Şekil 3.3 Quantum Design PPMS sistemi PPMS sistemine monte edilebilen Model P525 VSM ölçüm sistemi manyetizasyon ölçmekte olup; hızlı, hassas ve tamamen DC manyetometre kontrolüyle çalışmaktadır. 36

49 Örneğin lineer titreşimi, VSM lineer motor hareketi tarafından sağlanmaktadır. Titreşim 42 frekansı 40 Hz olup, titreşim hareketi yapılmadan önce örneğin başlangıç konumu (touch centering) sistem tarafından otomatik olarak veya kullanıcı tarafından belirlenir. VSM algılama bobininin hassasiyeti manyetik alanın büyüklüğüyle etkilenmemektedir. Titreşim örneklemeli manyetometre sistemindeki (VSM) manyetizasyon ölçümünde temel prensip, örneğin algılama bobini yakınında bobinin eksenel yönünde titreştirilmesi sırasında eş zamanlı olarak algılama bobininde etki ile voltaj oluşturulması ve bu voltajın sistem tarafından ölçülmesidir. VSM algılama bobini, standart PPMS örnek yerleştirme çubuğu kullanılarak PPMS örnek odasına yerleştirilir. Algılama bobiniyle birleşik, bağıl osilasyon genliği 1-3 mm ve frekansı 40 Hz olan gradiyometre kullanıldığında, sistem 1 Hz veri hızında 10-6 emu dan daha az değişimleri algılayabilmektedir. Manyetizasyon ölçümü için örnek, sinüssel titreşim yapan örnek çubuğunun ucuna takılır. Titreşim merkezi tayini, gradiyometre algılama bobinin dikey ortasında isteğe bağlı olarak otomatik veya elle oluşturulabilir. Doğru merkezleme ve titreşim genliği, optik lineer kod çözücü kullanan VSM motor modülü (parçası) ile kontrol edilir. Algılama bobininde indüktif voltaj yükseltildikten sonra, frekans ve faz kilitlemeli yükselteç tarafından VSM algılama modülünde ölçülür. Eş zamanlı algılama için VSM algılama bobini, referansa göre konum çözücü sinyali kullanır. Bu çözücü sinyal ise VSM lineer motor hareketini sağlayan modülden gelen ham sinyali dönüştüren VSM motor modülünden elde edilir. VSM algılama modülü, çözücüden ve algılama bobininden gelen yükseltilmiş voltajdan faz içi veya belirli fazlardaki sinyali algılar. Bu sinyallerin ortalaması alınır ve CAN ara yüzeyi aracılığıyla bilgisayardaki programa komut karşılığı olarak gönderilir. Numunelerin ölçümleri için kalıp halindeki örnekler kesici ile düzgün bir geometride kesilmiş ve hassas terazi ile tartıldıktan sonra kesilen örneklerin boyutları ölçülmüştür. M-H ölçümleri 3T manyetik alan değerinde 10K ve 20K olmak üzere iki farklı sabit sıcaklık değerinde yapılmıştır. Manyetizasyonun değişimi, alanın bir fonksiyonu olarak elde edilmiştir. 37

50 Numunelerin M-T ölçümleri ise, 0.1T manyetik alan altında 10-50K sıcaklık değerleri arasında alınmıştır. Manyetizasyonun değişimi, sıcaklığın bir fonksiyonu olarak elde edilmiştir AC alınganlık ölçümleri Üretilen ilk ve ikinci seri numuneler düzenli bir geometride kesilip, AC alınganlık sistemine yerleştirilmiştir. Değişik AC alanlarda alınganlık, frekans sabit kalmak üzere (111Hz) sıcaklığın fonksiyonu olarak elde edilmiştir. AC alınganlık ve mıknatıslanma ölçümleri süperiletkenlerin karakterizasyonunu anlamamızı sağlamaktadır. AC alınganlık ölçümlerinin ölçme tekniği faz duyarlı detektörün (FDD) çalışma prensibine bağlıdır. Numuneye dışarıdan bir a.c. alan uygulanırsa numunenin tepkisi; H(t) = H ac Sin( ωt) olur ve akım indüklenmesine neden olur. Numunenin AC manyetizasyonu : M ( t) = H ac n= 1 χ n sin( nωt) χ n cos( nωt) (4.1) Bobinlerde indüklenen gerilim ise: V ( t) = n= 1 V n cos( nωt) Vn sin( nωt) (4.2) dm(t) dt 1 = V dm( t) dt = H ac nw n= 1 [ χ Cos( nwt) + χ Sin( nwt)] n n (4.3) χ n = αv n nvh f ac αv n χ n = (4.4) ve nvh ac f 38

51 χ = χ + iχ n ' n '' n (4.5) FDD sinyalin bu iki bileşenini ölçmek için kullanışlıdır. Birincil bobindeki referans ' sinyalinin fazına bağlı olarak FDD de referans sinyali ile 0 derece fazdaχ 1, referans '' sinyali ile 90 derece fazda χ 1 ile ilişkili bir sinyal alınır. Kullanılan low-pass filtresi ile FDD nin çıkışında sırası ile ' χ 1 ve '' χ 1 ölçülür. FDD ye giriş sinyali dm / dt ile orantılıdır. Buna göre FDD den çıkan sinyal için: 1 T π+ ϕ ϕ dm dt 1 dt = T [ M ( + ϕ) M ( ϕ) ] π = 2 fm ( ϕ) (4.6) AC alan ölçümleri Lake Shore 7130 AC susceptometer sistemi ile yapılmıştır. Bu sistem ise, karşılıklı indüktans yöntemi ile manyetik alınganlığı sıcaklığın, uygulanan alternatif alanının ve frekansın fonksiyonu olarak ölçen bir sistemdir. Kapalı devre gaz helyum kullanan bir soğutma sistemi ile K arasında sıcaklık kontrolü sağlamaktadır. AC alınganlık ölçüm sistemi şeması Şekil 4.4 de verilmiştir. Soğutucu içindeki bobinlerden gelen sinyaller FDD tarafından sayısal olarak okunur. Bu bilgiler bilgisayara aktarılır. Sistemin kontrolü bu bilgisayarla yapılmaktadır. Ölçüm alınan malzemenin istenilen sıcaklıkta sabit tutulabilmesi için ısı kaybı önlenmelidir ve bu da yüksek düzeyde vakum yapabilen bir sistemle sağlanmaktadır. 39

52 Şekil 3.4 AC alınganlık ölçüm sistemi şeması AC alınganlık sistemi, karşılıklı indüktans tekniğine dayanır. Kullanılan bobin sistemi eş eksenli iç içe geçmiş bobinlerden oluşur. Dıştaki bobine birincil bobin ve birincil bobinin içinde birbirine seri olarak bağlanmış iki tane özdeş ve ters sarımlı bobinden oluşan ikincil bobin vardır. Sadece malzemeden kaynaklanan indüklenmiş gerilimin okunabilmesi için bu bobinler birbirlerine özdeş ve ters sarımlıdır (Şekil 3.4). Ölçüm sırasında, mıknatıslanması ölçülmek istenen numune bu iki bobinden birinin içine yerleştirilmekte olup, bu bobin numune bobini olarak adlandırılmaktadır; içi boş olan diğer bobin ise referans bobini olarak adlandırılır. Bir H ac alanı uygulamak için kullanılan birincil bobin içerisindeki bu ikincil bobinler indüklenen akıyı algılamaya yarar. Adım motoru sayesinde numune bu ters sarımlı 40

53 bobinler arasında hareket ettirilerek her iki bobin için indüklenen gerilim değerleri alınır. Sistemden kaynaklanan istenmeyen gerilimi yok edebilmek için bu okunan iki değerin ortalaması alınır. 41

54 4. ARAŞTIRMA BULGULARI 4.1 Yapısal Analiz X-Işını kırınımı (XRD) ölçümleri Üretilen birinci ve ikinci seri numunelerin XRD kırınım deseni, Şekil 4.1, Şekil 4.2 ve Şekil 4.3 te verilmiştir. X-ışını kırınım deseninden MgB 2 fazına ait ana piklerin hkl miller-indisleri belirlenmiştir. Şekillerde de görüldüğü gibi katkısız ve x=0.5 e kadar C katkılı olan birinci seri numunelerin ve yine katkısız ve x=0.1 katkılıya kadar difraksiyon piklerinin kırınım deseninin ana faz olan MgB 2 ye ait olduğu görülmektedir. Bunun yanında artık fazların 2θ nın 35 ile 42 arasında oluştuğu ve bu piklerin şiddetlerinin katkı oranına ve kristal yönelimlerine bağlı olarak değişiklik gösterdiği düşünülmektedir. MgB 2 nin karakteristik piki 42.3 de olan piktir ve bu pikin pik genişliği ile pik boyu üretilen tozların parçacık boyutuna da bağlıdır. Bilindiği gibi mikron mertebesinde parçacık boyutuna sahip olan tozların pik şiddetleri yüksek ve pik genişliği çok ince olmaktadır. Eğer parçacık boyutu nanometre mertebelerine indirgenebilmiş ise pik boyları keskin bir biçimde kısalmaktadır ve pik genişliği de aynı oranda büyümektedir. Bu duruma, genişleyici etki (broadening effect) adı verilmektedir. Buna ek olarak, ana yapıya katılacak olan katkı elementinin veya kompozisyonunun kristal örgü içerisine girebilmesi için katı çözünürlüğün yüksek olması gerekmektedir. Burada C bileşiğinin katı çözünürlüğünün çok düşük olduğu (yaklaşık %2 civarında) (Paranthaman vd. 2001) bilinmektedir. Bundan dolayı, bu elementin kristal birim hücresine girmeyeceği ve katı içerisinde boşluklara, tane sınırlarına, tane içlerine dağılacağı düşünülmektedir. Eğer bu bileşiğin yapı içerisine dağılımı homojen bir şekilde sağlanırsa ve boyutları yeteri kadar küçültülebilirse akı perçinleme merkezleri olarak görev yapacağı düşünülmektedir. Bu konuda literatürde yeteri kadar çalışma görülmektedir. MgB 2 faz oranının toplam yapı içerisindeki değeri başlangıç tozlarının saflık oranlarına da bağlıdır. Saflık oranı yüksek olan başlangıç tozlarıyla üretilen örneklerde, MgB 2 oranının daha yüksek olduğu tespit 42

55 edilmiştir. Ticari olarak satılan MgB 2 tozlarında dahi düşük oranda bile olsa MgO, MgB 4, MgB 6 ve MgB 12 fazlarının varlığı saptanmıştır. MgB 2-x C x (f) x=0.5 (101) (101) (e) x=0.3 (100) (002) (101) ŞİDDET (d) x=0.1 (100) (101) (002) (c) x=0.08 (100) (002) (b) x=0.04 (100) (101) (002) (101) (a) x=0 (100) (002) θ Şekil 4.1 İlk seri numuneleri için ilk ısıl işlem sonunda elde edilen X-Işını kırınım deseni 43

56 MgB 2-x C x (101) (f) x=0.5 (100) (002) (101) (e) x=0.3 (100) (002) (101) (d) x=0.1 (100) (002) ŞİDDET (c) x=0.08 (100) (101) (002) (101) (b) x=0.04 (100) (002) (a) x=0 (100) (101) (002) θ Şekil 4.2 İlk seri numuneleri için ikinci ısıl işlem sonucunda elde edilen X-Işını kırınım deseni Katı hal reaksiyon yöntemi kullanılarak hazırlanan birinci seri numunelerden katkısız numune ile C katkılı MgB 2 numunelerinin iki ısıl işlem sonucu elde edilen x-ışını kırınım desenleri şekil 4.2 de görülmektedir. İlk ısıl işlem sonucu ortaya çıkmış olan safsızlıklar, sinterleme ile büyük ölçüde yok edilmiştir. Buna göre katkısız numunede 2θ= 25.2, 33.5, 42.3, 51.8 ve 59.9 açılarında MgB 2 ana fazının pikleri oluşmuştur. x=0.04 ve 0.08 C katkılı numunelerin kırınım desenleri katkısız numune için gözlenen kırınım desenlerine büyük ölçüde benzemektedir ve hemen hemen aynı açı değerlerinde aynı pikler görülmüştür. Ancak x=0.1 C katkılı numuneden sonra bir değişim olduğu gözlenmiştir. x=0.3 ile x=0.5 C katkılı numunelerde ise bu değişimin hız kazandığı tespit edilmiştir ve MgB 2 piklerinin şiddetlerinin azaldığı görülmüştür. 44

57 MgB 2-x C x (101) x=0 x=0.04 x=0.08 x=0.1 (101) ŞİDDET (100) (101) (002) (100) (002) (101) (100) (002) θ Şekil 4.3 İkinci seride üretilen numunelerin X-Işını kırınım deseni Şekil 4.3 te görülen X-Işını kırınım deseni ise, ikinci seri numunelere ait ve tek ısıl işlemle üretilmiştir ve ilk seridekine göre safsızlıkların daha fazla olduğu görülmektedir. Bu safsızlıkların daha çok oksitlenmeden kaynaklı olduğu düşünülmektedir. Sonuç olarak elde edilen XRD piklerinden ana yapının oluştuğu anlaşılmaktadır Taramalı elektron mikroskobu (SEM) incelemeleri MgB 2 tipi süperiletken malzemelerde yapılan katkılamalar belirli bir doyum noktasına kadar ana faz tarafından kabul edilir ve belli bir sınırdan sonra bu fazlar baskın olarak ortaya çıkarlar. Dolayısıyla katkı miktarı arttıkça doyum noktasına daha çabuk gelinir. 45

58 İlk ve ikinci seride üretilen katkısız MgB 2 numunesi ile C katkılı MgB 2 numunelerinin 500 büyütme yapılarak çekilen SEM fotoğrafları incelendiğinde malzemelerin büyük çoğunluğunda düzgün bir yapının mevcut olduğu görülmüştür. Bununla birlikte ilk seri numunelerde katkı miktarı arttıkça topaklanmanın var olduğu saptanmıştır. x=0.04 ten başlayarak, katkı oranı arttıkça yapının değiştiği fakat katkısız numunenin yüzeyinin morfolojisinin tamamen farklı olduğu görülmüştür. Bunun sebebi ise katkılama oranı arttıkça, B atomlarının yerine geçmesini beklediğimiz C atomlarının tanecik sınırlarında kalması ve istenildiği şekilde malzemenin içine girememesi ve bunun sonucunda bu katkılamanın sadece bir safsızlık olarak kalması olarak düşünülmektedir. M-T ve M-H eğrilerinde de görüleceği üzere en iyi kristalik dağılım katkısız numunede saptanmıştır. İkinci seride üretilen numunelerin SEM fotoğraflarına bakıldığında ise; daha homojen bir yapının oluştuğu söylenebilir. Özellikle 5 saatlik karıştırma işleminin bu homojenlikte etkili olduğu düşünülmektedir. Topaklanma olayı neredeyse yok denecek durumdadır. Yapılan katkılamanın yapı içerisine düzgün olarak dağıldığı görülmektedir. Şekil 4.4 İlk seri numunelerden x=0 için SEM fotoğrafı 46

59 Şekil 4.5 İlk seri numunelerden x=0.04 için SEM fotoğrafı Şekil 4.6 İlk seri numunelerden x=0.08 için SEM fotoğrafı 47

60 Şekil 4.7 İlk seri numunelerden x=0.1 için SEM fotoğrafı Şekil 4.8 İkinci seri numunelerden x=0 için SEM fotoğrafı 48

61 Şekil 4.9 İkinci seri numunelerden x=0.04 için SEM fotoğrafı Şekil 4.10 İkinci seri numunelerden x=0.08 için SEM fotoğrafı 49

62 Şekil 4.11 İkinci seri numunelerden x=0.1 için SEM fotoğrafı 4.2 Manyetik Karakterizasyon M-T ölçümleri İlk seride üretilen katkısız ve C katkılı MgB 2 örneklerinin süperiletkenliğe geçiş sıcaklığını hesaplamak için FC (alan altında soğutma) rejiminde manyetizasyonun sıcaklığa bağlı değişimi ölçülmüştür. Elde edilen veriler kütleye bölünerek normalize manyetizasyon değerleri (emu/gr) elde edilmiş ve 0,1 T manyetik alan altında manyetizasyonun sıcaklığa bağlı değişimine bakılmıştır. M-T eğrilerinde manyetik momentin hızlı değişmeye başladığı andaki sıcaklık değeri numunenin süperiletkenliğe geçiş sıcaklığıdır (T c başlangıç). Şekil 4.12 de verilmiş olan M-T eğrisi 0.1 T lık manyetik alan altında elde edilmiştir. Bu sonuçlara göre süperiletken faza geçiş sıcaklığı yaklaşık 37 K olarak belirlenmiştir. 50

Daha göster