在肯定程度上能够用唯象的 Gingzburg Landau(GL) 理论来描述 唯象的 GL 理论和 Langevin 磁通运动模型， Monte Carlo 数值模拟方法 二维无序钉扎系统 中磁通运动的 平均速度，微分电阻，纵向电压噪声和静态结构因子 ，给 出了 磁通运动临界驱动力 FL 与磁通密度 Nv 的动力学相图； 争论结果说明， 相图中存在两种 类型的动力学相变：一种是 磁通退钉扎相变 ，包括 部分退钉扎成塑性流淌 ，和 完全退钉扎 成近晶流 ；另一种是 无序的塑性流相或近晶流相到相对有序的磁通格子整体流淌固相 (包括 运动横向玻璃相和运动布拉格玻璃相 )的无序一有序相变 ；我们发觉磁通运动的两个有序因 素： 磁通速度和磁通密度 ； 随着 外加驱动力 FL (磁通速度 )的增大 ， 磁通运动从塑性流相， 近晶流相，横向运动玻璃相，最终到运动布拉格玻璃相； 随着磁通密度 N v 的 增大 ，磁通间 相互作用力克服 钉扎效应和热噪声 产生的无序作用，使 磁通格子趋向有序 ；当 Nv 大到肯定 程度时，无序的近晶流相见消逝；磁通运动发生 从塑性流淌相到运动玻璃相 的直接转变； 提出了一个 与温度呈非单调性变化的磁通互作用势 模型，运算高温超导磁通格子的 无序钉 扎强度 Fp0-温度 t 相图 ；考虑与温度有关的磁通间互作用力， 磁通钉扎作用力以及热噪声力， 模拟运算了磁通晶格的 平均结构因子 S(k) ，和对应的 有限尺寸因子 k 随温度和钉扎强度的 变化曲线 ，由此得到了 有序一无序的相变点 和 Fp0-t 相图；相图中存在磁通格子三个区域： 有序的布拉格玻璃相 (BG) ， 无序的磁通玻璃相 (VG) 和无序的磁通液体相 有序的 BG 相 存在；当 (vL) ；当系统处于 低温，弱钉扎 强度时，磁通间互作用使磁通格子以 固定钉扎 强度， 升 BG 相到 高温度 无序的 子发生 至熔化温度时，热涨落效应使磁通格子进入了 无序的 vL 相，发生由有序的 vL 相的 固一液相变 ；在 固定温度 ， 增强钉扎 强度时，无序的集体钉扎效应使磁通格 由有序的 BG 相到无序的 VG 相的固一固相变 ；从相图中可以看到 低温时 BG VG 相变线与温度轴平行 ，而当系统处于 中等温度区域， BG VG 相变线形成了一个突起； 我 们得到的有序一无序相变分界线的外形验证了最近试验观看到的反向融解行为 a1 Nature 411， 451(2001) ；我们认为 反向融解形成起因于磁通互作用的温度效应 Avraham et ； 高温超导体： 类似钙钛矿型复杂结构 ， 1)高转变温度 T c，导致在温度趋于 Tc 时，有 显著的 热涨落效应 ; 2 )短相干长度 ，导致在高 Tc 超导体中 无序效应加强 ，并使得在较高的磁场条 件下 H c2=0/2 2 仍能形成涡旋态； 3)强各向异性 ，它起因于 层状结构 有效质量的各向异 性 =(m c/m 0)1/2 至少可以达到 弱 200(传统超导体 r=1) ，使得 不同铜氧层之间的涡旋关联大大减 缺陷和不完整性 都能对磁通线起到钉扎作用，使得可能的磁通相大大增加 外加的电流产 生洛伦兹力作用在磁通涡旋上 ，使得它们在低于超导转变温度 Tc 的情形下从一个 固状的钉 扎状态有可能转变到一个液态的流淌态 Hellerqvist 等人通过对电压，电流的试验测量，证明了 磁通在低温，小电流作用下为塑性流 动相 ，在 大电流作用下磁通形成流淌有序相 ；Pardo 等通过用磁缀法观测高质量的 NbSet 单 品样品在实空间，以及傅里叶空间的磁通运动图像； 尖峰说明磁通运动通道已形成横向有序的近晶相 在傅里叶空间对称轴方向上显现两个 ；而 傅里叶空间图象上显现六个峰说明磁 通运动为运动晶体相 ；对磁通格子系统的大量数值模拟工作说明， 在二维无序钉扎系统 中增加电流能使磁通格子的运动逐步形成有序，磁通格子的运动从开头的塑性流淌相， 到横向有序的近晶相， 动力学行为与材料中的 亲密的关系；在理论上， 最终到横向和纵向都有序的运动布拉格玻璃相； II 类超导体中磁通的 杂质缺陷对磁通的钉扎作用，磁通间的相互作用以及热噪声 等都有 Doussal 和 Giamarchi3 用 重正化群方法 争论了二维和三维无序钉 第 1 页，共 9 页 扎系统有限温度下磁通格子的 运动玻璃理论 ；并用以争论高温超导体 混合态反常的霍尔效 应，横向临界电流 等试验； 由于磁通动力学行为能够有效地用运算机模拟方法加以争论， 其在无序系统中，这种优势更能表达出来，因而很多争论者构造了各种各样的磁通与磁通， 尤 磁通与钉扎之间的相互作用模型来说明磁通钉扎机制； Koshetev4 等人采纳 高斯形式的钉扎 势阱 ， 完全随机 选取钉扎中心位置的模型争论模拟磁通晶格的动力学特点： Reichhardt5 等 人对 完善的周期分布 的钉扎系统中的磁通晶格动力学进行模拟； 这些工作供应了很多有价值 的磁通动力学特点并且能与相应的试验比较； 然而在真实的材料中， 钉扎缺陷的分布与强度 情形相当复杂 ；第一， 在外电流作用下的运动 Koshelev 和 Vinokur6 用解析理论和数值模拟方法争论二维磁通格子 a 提出了在无序钉扎系统中， 随着驱动力的增加， 磁通格子的运动存 在着 从塑性流淌相到运动晶体相的动力学相变 ， 热涨落不利于运动晶体相的形成 ；随后， 磁 Moon7 等人用数值模拟方法争论了二维无序磁通格子在不同钉扎强度下的动力学相图； 通在近晶相中己形成相干的运动，新的横向序已开头产生，并可用运算静态结构因子来表 示；最近， Kolton 和 Dominguez8 以及 Olson9 的争论组也用模拟 磁通运动的功率， 静态结 构因子 等方法来争论磁通运动；他们发觉在 磁通相互作用较小的软格子 中， 尽管驱动力增 大，但磁通格子始终在未耦合通道中运动，即近晶相 ； 在磁通之间相互作用较大的硬格子 中，随着驱动力增大，磁通格子从近晶相变化到具有耦合通道的运动晶体相； 另一方面，在试验中发觉的一个令人感爱好的现象是所谓“ 尖峰效应 ”(peak effect) ， 即超导体临界点邻近的临界电流随着外加磁场或温度的增加反而上升的反常现象 ；1960 年， Le Blanc 和 LEttle 第一描述了在常规超导体中的尖峰效应 10 ，以 2H NbSe：为典型代表； H c2 的时候， 磁滞回线存在着一个尖 常规超导体的尖峰效应其特点是 在磁场靠近上临界磁场 峰； 1969 年， Pippard11 认为 尖峰效应和磁通晶格的软化有关 ， Larkin 和 Ochinnikov12 给出了 集体钉扎 的概念，并在此基础上争论了 磁通晶格软化和尖峰效应的关系 ；高温超导 体被发觉后， 同样观看到了尖峰效应； 与常规超导体尖峰效应只在接近上临界磁场时存在不 同，高温超导体发生尖峰效应的场要低得多，出现 二次磁化峰和鱼尾状的磁化曲线 ；而由 高温超 于高温超导体的特点， 即 弱钉扎， 强热力学和量子涨落 ，所以使尖峰效应更加复杂； 导体中的尖峰效应以 Bi-2212 ， YBCO 为代表；对 Bi-2212 尖峰效应的主要说明与材料样品 15 ，3D 到 2D 的转变 16 等相关；而对 的表面势垒 13 ，样品的不匀称性 14 ，动力学效应 YBCO 尖峰效应的说明包括 氧缺陷的区域磁场增加的时候，其超导性被抑制，变为正常态， 从而作为有效钉扎，提高了临界电流 14 ；从单根磁通蠕动到集体磁通蠕动的转变 15 ， 从 而导致在中间场处磁场弛豫变慢，显现了鱼尾峰；磁通晶格从弹性形变到塑性形变的过渡 17 ；越来越多的试验和理论 18 22说明，尖峰效应实际上对应了一种 从低场下的布拉格 玻璃态 (Bragg Glass) 到高场下的磁通玻璃态 (Vortex Glass) 的相变，反映的是磁通晶格的性 质，而非样品或动力学效应； 变的结论 23， 24； 一些数值运算也支持尖峰效应来源于布拉格玻璃到磁通玻璃相 近几年的争论说明，尖峰效应邻近存在着丰富的物理现象；在争论 II 类超导体 H-T 相图中 磁通晶格的熔化相变 时，人们普遍认为 25 27在高温区域 ，由于热涨落效应的影响，有 序的布拉格玻璃 (BG) 相发生一次熔化相变成为无序的磁通液体相 (VL) ；在低温区域，由于 无序钉扎效应，磁通由有序的布拉格玻璃相 (BG) 相变 (或转变 )成为无序的磁通玻璃 (VG) 相； 这种固 -固相变，是由它们的磁化曲线的其次类磁化峰判定； 最近， Avraham28 等人在争论 磁通晶格有序 - 无序相变线 (BG-VG 高温超导体 Bi 2Sr2Ca1Cu2O8 的 H-T 相图时，首次发觉了 和 BG-VL) 为一次熔化相变线， 并有反向融解或重新进入行为 ；反向融解或重新进入即为 系 统 温度降低 ，磁通运动由 有序 的布拉格玻璃相熔化 ( 或进入 )为 无序 的磁通玻璃相 ；同时， DPal29 等人在争论弱钉扎系统的 YBa 2 Cu 3O7-(YBCO) 材料 H-T 相图时， 也发觉了磁通晶 第 2 页，共 9 页 格有序一无序相变线的反常外形；在 中等温度区 域， H-T 相变线形成一个向上的突起，此 时降低温度，也发生从布拉格玻璃相到无序磁通玻璃相的相变； 我们的工作就是基于二维无序磁通动力学模型，运用 数值模拟方法来研 无序钉扎系统中， 行为 ； Monte Carlo 究高温超导体混合态磁通动力学性质及相图； 我们争论的重点是， 磁通密 度对磁通动力学的影响以及磁通晶格的 有序一无序相变和反向融解 选取完全随机钉扎中心的二维无序钉扎系统， 向电压噪声， 通过运算磁通运动的平均速度， 微分电阻， 纵 静态结构因子，得到外加洛伦兹力随磁通密度变化的相图， 发觉磁通运动随外加驱动力的 变化，会经受钉扎相，塑性流相，近晶流相，横向玻璃相和运动布拉格玻璃相 ，同时 磁通 密度的增加有利于有序相的显现 ；这些争论成果与最新的试验一样 30 ； 二维无序钉扎系统中， 无序钉扎强度随温度变化 的磁通相图；提出了一个 非单调温度关系 的磁通互作用势， 同时考虑了 热噪声和无序钉扎 对磁通动力学行为所产生的共同影响； 我们 发觉磁通随着温度的上升， 有序的布拉格玻璃熔化为无序的磁通液体 ： 磁通随着无序钉扎 强度的增强，布拉格玻璃发生相变成为无序的磁通玻璃 ；在中等温度区域， 热涨落效应减 弱了无序钉扎对磁通的束缚，位错必需要有更强的无序才能增加，布拉格玻璃到磁通玻璃 的转变线将稍向高场移动，相图上形成一个向上的突起；此时降低温度，就发生由布拉格 玻璃向无序磁通玻璃转变的反向融解现象， 致；具体的说明会在文章中阐述； 这点与 hvraham28 等人的结论一 磁通线随着外磁场的变化，只能整根的显现或整根的消逝，这就是第 1I 类超导体的 磁通量 ；并伴有超导 屏蔽电流 (环 子化现象 ； 在超导圆柱外缘存在一个厚度为 的 磁场伦敦穿透区 行方向与涡旋电流相反 )，这是与第 1 类超导体所共有的性质；在混合态初始阶段，磁通线 特别稀有地分布在样品边缘区域， 从边界往里越来越稀疏， 样品中心区域磁场为零， 无磁通 线分布，随着 H 增大，磁通线不断由外进入，逐步密集起来，超过肯定数值后，磁通线才 分布在整个超导体内，对于抱负的第 1I 类超导体，样品经过 充分退火 处理， 材料构成匀称 ， 混台态时磁通线分布匀称， 形成 Abrikosov 格子 ，磁化曲线基本上是可逆； 而对于非抱负的 第 1I 类超导体，样品加工后未经退火，或多或少存在 空位，杂质，内应力，位错，脱溶相 等缺陷， 体内磁通线分布不匀称， 磁化曲线表现为不行逆的磁滞回线； 在高温超导混合态的 它可以直接用来揭示磁 争论中， 直接或间接地观看磁通点阵及其运动是最重要的试验之一； 通晶格的运动特点及相变问题； 以及新近进展的扫描隧道谱 常用的技术是缀饰法 (S。