Lokale Erw¨ armungdes Supraleiters mittels fs-Laserpuls

Da bei den Messungen dieser Arbeit sowohl die magnetischen Instabilit¨aten als auch die Umverteilung der magnetische Flußdichte in wenigen Nanosekunden durch Erw¨armung des YBa₂Cu₃O₇₋_δ-Filmes bzw. MgB₂-Filmes mittels Laserpuls ausgel¨ost wurden, ist es notwendig, eine Absch¨atzungder damit erreichten Temperaturerh¨ohungim Supraleiter

durchzuf¨uhren. Bei der Erw¨armungeines supraleitenden Films mit einem fs-Laserpuls lau-fen mehrere Prozesse ab. Zun¨achst einmal wird w¨ahrend der Dauer des Laserpulses nur das Elektronensystem angeregt, wodurch heiße Elektronen im Film erzeugt werden. ¨Uber einen Zeitraum von ca. 40 ps thermalisieren die Elektronen und geben ihre Energie durch Elektron-Phonon-Wechselwirkungan das Gitter ab, was eine Temperaturerh¨ohungzur Fol-ge hat (eine ausf¨uhrlichere Beschreibungdieses Prozesses ist in Kapitel 4.2 zu ﬁnden). Will man jetzt die exakte Endtemperatur ˆT berechnen, muß man die Absorption des Laserpul-ses durch die Elektronen und die darauf folgende Erw¨armungdes Gitters simulieren. Es zeigt sich aber, daß die im folgenden besprochene Absch¨atzungder Temperaturerh¨ohung recht gut durch die experimentellen Beobachtungen best¨atigt wird, und somit die einge-f¨uhrten Vereinfachungen gerechtfertigt sind.

Gehen wir davon aus, daß ein YBa2Cu3O7−δ-Film⁶ mit einem Laserpuls, der eine Puls-dauer von ca. 150 fs hat, bestrahlt wird. Bei einer Wellenl¨ange von λ= 620 nm⁷ liegt die optische Eindringtiefe _α¹ von YBa₂Cu₃O₇₋_δ (δ zwischen 0 und 0.3) ungef¨ahr bei 50−70 nm [Asp89, Kir91]. Die Dicke der verwendeten supraleitenden Filme liegt aber um das zwei- bis zehnfache dar¨uber. Dies bedeutet, daß nur eine d¨unne Schicht des YBa₂Cu₃O₇₋_δ-Filmes erw¨armt wird. Da wir aber annehmen wollen, daß die Energie des Laserpulses homogen

uber die ganze Schichtdicke d absorbiert werden soll, gilt somit die Absch¨atzungnur f¨ur d¨unnere Filme (d 330 nm). Die W¨armemenge ∆Q, die der Probe zugef¨uhrt wird, hat eine Temperaturerh¨ohung∆T von

∆T = ∆Q

c_p(T)·m (2.5)

zur Folge. Die speziﬁsche W¨armekapazit¨at c_p von YBa₂Cu₃O₇₋_δ ist stark temperaturab-h¨angig (siehe Abbildung 2.11).

Will man nun den Temperaturanstieg∆T unabh¨angig von der durch den Laserpuls

be-Abbildung 2.11.:

W¨armekapazit¨at C_p von YBa₂Cu₃O₇₋_δ: Abgebildet ist die Temperaturabh¨angigkeit der W¨armekapazit¨at [Bes95].

strahlten Fl¨ache A bestimmen, muß man die Masse m durch das Produkt aus Dichte ρ

6Ich beschr¨anke mich hier auf die Betrachtung in YBa₂Cu₃O_7−δ, da mir keine optische Daten f¨ur MgB₂ zur Verf¨ugung standen.

7Eigentlich liegt die Wellenl¨ange des Lasers bei λ = 800 nm. Jedoch konnten in der Literatur nur die relevanten Gr¨oßen f¨ur 620 nm gefunden werden. Daher muß der Fehler hier in Kauf genommen und die Absch¨atzung f¨ur diese Wellenl¨ange gemacht werden.

und Volumen V = A·d, aber auch die zugef¨uhrte W¨armemenge ∆Q durch das Produkt aus der Energiedichte des Laserpulses E_{P uls} und der Fl¨ache A in Gleichung2.5 ersetzten.

Wenn man davon ausgeht, daß die vom Laser beschienene Fl¨ache gleich der beleuchteten Supraleiteroberﬂ¨ache ist, k¨urzt sich die Fl¨ache A auf beiden Seiten weg. Nun muß noch wegen der Temperaturabh¨angigkeit der W¨armekapazit¨at c_p uber die Gleichungintegriert¨ werden und man erh¨alt: T^ˆ

T₀

c_p(T)dT = E_{P uls}

ρ·d . (2.6)

Die Temperaturabh¨angigkeit der Dichte ρ wird im folgenden vernachl¨assigt, da deren ¨ An-derungin dem hier betrachteten Temperaturintervall nicht sehr groß ist.

T[K] mit einem Laserpuls: Nach Gleichung 2.7 wurde f¨ur eine YBa₂Cu₃O₇₋_δ-Schichtdicke von d = 330 nm mit einer Starttemperatur T0 = 10 K die Endtemperatur Tˆ berechnet, wenn der Film mit einem Laserpuls mit einer Energiedichte vonEP uls bestrahlt wurde [Bol02].

Der Supraleiter ist obendrein auf einem durchsichtigen Substrat, n¨amlich auf SrTiO₃, auf-gebracht. Da der Laserpuls von unten, also durch das Substrat, auf die supraleitende Schicht triﬀt, muß noch ber¨ucksichtigt werden, daß beim Medien¨ubergang vom Vakuum nach SrTiO₃ und beim ¨Ubergang von SrTiO₃ nach YBa₂Cu₃O₇₋_δ Reﬂexionen auftreten, so daß nicht die gesamte Energie des Pulses den Supraleiter erw¨armt. Der erste ¨Ubergang wird durch den Reﬂexionskoeﬃzienten R^SrTiO_Vakuum³ = 0.04 beschrieben, der zweite durch den KoeﬃzientenR_SrTiO^YBa²^Cu₃ ³^O^7−δ = 0.13, der aus den komplexen Dielektrizit¨atskonstanten f¨ur die Wellenl¨ange λ= 620 nm berechnet wurde. Somit bekommt die Gleichtung2.6 die Form

T^ˆ

In Abbildung2.12 ist die aus Gleichung2.7 errechnete Endtemperatur ˆT ¨uber der Puls-energiedichte E_{P uls} aufgetragen. Dabei wurde von einer Starttemperatur von T₀ = 10 K und einer Schichtdicke des supraleitenden Films von d= 330nm ausgegangen.

Diese Absch¨atzungist auf Grund dessen, daß die Temperaturabh¨angigkeit der Dichte ρ vernachl¨assigt wurde, vor allem aber, weil davon ausgegangen wurde, daß die gesamte La-serpulsenergie E_{P uls} in den Supraleiter gesteckt wird (was bei den Messungen niemals der Fall war, da die vom Puls beleuchtete Fl¨ache zwei- bis dreimal so breit wie die Probe war),

nur als obere Schranke der Endtemperatur anzusehen. Dennoch wird sie durch Messungen von U. Bolz [Bol02] recht gut best¨atigt.

Die in der vorliegenden Arbeit durchgef¨uhrten Messungen erforderten sowohl eine gute Ortsauﬂ¨osungbis hin zum Mikrometerbereich und eine zeitliche Auﬂ¨osungvon Nanose-kunden als auch eine magnetooptische Sensorschicht, die Millitesla und besser auﬂ¨osen kann. Der schon vor meiner Diplomarbeit existierende magnetooptische Pump-Probe-Aufbau (siehe Kapitel 3.4) konnte gut den Anforderungen der jeweiligen Messungen angepaßt werden. Dazu geh¨orte zum Beispiel die Entwicklungeines vom Computer aus ansteuerbaren Shutters f¨ur den Pumpstrahlengang oder auch die Anpassung der Auﬂ¨osung der Optik an die Anforderung der jeweiligen Messungen. Auch die Computerprogramme zur Steuerungdes Experiments bzw. Auswertungder Daten wurden umgeschrieben oder neu programmiert. Im nun folgenden Kapitel werde ich den Aufbau mit seinen einzelnen Komponenten n¨aher erl¨autern, wobei die genaueren Angaben der verwendeten Ger¨ate in AnhangB aufgef¨uhrt sind.

3.1. Der Kryostat

F¨ur die Messungen m¨ussen die Proben auf sehr tiefe Temperaturen gebracht werden.

Dies geschieht in einem kommerziellen Helium-Verdampfer-Kryostaten (siehe Abbildung 3.1), der in der oberen und unteren Wand ein Glasfenster mit jeweils 2.5 cm Durchmesser besitzt. Die Proben werden zusammen mit der Indikatorschicht, auf deren Unterseite eine Spiegelschicht aufgedampft wurde, durch Klammern auf dem Probenhalter aus Kupfer ﬁxiert. Dabei ist darauf zu achten, daß die mechanische Spannungin der Indikatorschicht m¨oglichst klein ist. Um die W¨arme aus der Probe gut abzuf¨uhren, ist sie durch eine

Kryostat F

Abbildung 3.1.: Schematische Darstellung des Kryostaten mit eingebauter Probe. Der Pro-benhalter (PH), auf dem die Probe mit der Indikatorschicht montiert ist, besitzt einen optischen Zugang (B: Bohrung), durch den die Probe mit einem Laserpuls von hinten durch das Substrat erw¨armt werden kann (F: Fenster, K: Klammer, KF: Kaltﬁnger) [Bol02].

d¨unne Indiumfolie mit dem Probenhalter kontaktiert. Der Probenhalter besitzt auf H¨ohe der Probe eine Bohrung, durch die mit einem Laserpuls durch das Substrat hindurch im supraleitenden Film die magnetische Instabilit¨at ausgel¨ost wird. Außerdem ist er am K¨uhlkopf des Kryostaten befestigt, so daß er durch die Heliumk¨uhlungbzw. durch die zus¨atzlich eingebaute Heizung innerhalb kurzer Zeit auf Temperaturen zwischen 5 und 400 K gebracht werden kann. Durch einen Temperaturregler (PID) wird die Heizspannung gesteuert. Die Temperatur des Probenhalters wird durch einen RhFe-Sensor am Ende des K¨uhlkopfes gemessen. Dadurch kann die Probentemperatur auf 0.1 K genau eingestellt werden.

Damit die Probe und der K¨uhlkopf thermisch von der außerhalb der Probenkammer herrschenden Raumtemperatur gut isoliert ist, aber auch um eine Kondensation von Gasen innerhalb der Probenkammer auf den Film zu vermeiden, wird der Kryostat vor dem Abk¨uhlen mit einer Turbomolekularpumpe und vorgeschalteter Drehschieberpumpe evakuiert. Geht man mit dem Druck dabei unter 10⁻⁴mbar, wird die thermische Isolierungallerdings nicht mehr wesentlich verbessert (siehe Kurve 3 in Abbildung3.2).

Um jedoch die Kondensation so gering wie m¨oglich zu halten, wird dennoch auf 10⁻⁵mbar abgepumpt. Da der kalte Probenhalter zus¨atzlich wie eine Kryopumpe wirkt, gewinnt man noch eine weitere Gr¨oßenordnung, so daß man letztendlich einen Druck von 10⁻⁶mbar erreicht.

Abbildung 3.2.:

Eﬀektive W¨armeleitf¨ ahig-keit in Abh¨angigkeit vom Druck f¨ur verschiedene Iso-lationen zwischen 300 K und 77 K. Die Kurventeile I, II und III sind unter den der Kurve 3 entsprechenden Bedin-gungen berechnet. 1 Glasfa-ser; 2 Perlit-Pulver; 3 Vakuu-misolation d = 12.5 mm, F¨ ull-gas Stickstoﬀ (entspricht ann¨ a-hernd dem Fall in obigem Kam-meraufbau); 4 Santocel-Pulver mit Cu-Pulver;5Al-bedampftes Mylar; 6 Al-Folien mit Glasfa-sergewebe. [Hae81]

Der Kryostat beﬁndet sich zwischen zwei wassergek¨uhlten Spulen, so daß das homogene Magnetfeld senkrecht auf der Probenebene und damit parallel zur c-Achse der Kristalle

steht (siehe Kapitel 3.5). Die an den Spulen angeschlossene Stromquelle liefert einen Strom von maximal 22 A bei einer Spannungvon 60 V. ¨Uber eine Eichkurve (siehe Abbildung 3.3) kann man den Strom in ein Magnetfeld B umrechnen und erh¨alt so ein Maximum von 185 mT.

Abbildung 3.3.:

Eichkurve zur Umrechnung des angelegten Stromes I in ein durch die Spulen am Probenort erzeugtes B-Feld.

Zwischen Stromquelle und Spulen ist noch ein Umpolrelais geschaltet, um bei der Kalibrie-rung der Indikatorschicht auch ein negatives Feld anlegen zu k¨onnen. Außerdem erm¨oglicht man so eine Entmagnetisierung der Spulen vor jedem Abk¨uhlen. Um vor jedem Versuchs-durchlauf die gleiche Ausgangssituation zu erreichen, wird die Probe ¨uber ihre kritische Temperatur erw¨armt, die Spulen entmagnetisiert und die Probe wieder auf die gew¨unschte Temperatur unterhalb ihrer kritischen Temperatur abgek¨uhlt.

3.2. Das Ti:Saphir-Lasersystem

Das f¨ur den Pump-Probe-Aufbau verwendete Ti:Saphir-Lasersystem von Spectra Physics besteht aus insgesamt vier Komponenten (siehe Abbildung 3.4). Es erzeugt in einem Takt von 10 Hz Laserpulse von 150 fs Pulsdauer mit einer Pulsenergie von 4 mJ. Die Wellenl¨ange kann von 720 bis 850 nm kontinuierlich durchgestimmt werden. Bei der vorliegenden Arbeit wurde der Laser bei 800 nm betrieben. Ich gebe im Anhang eine Justagehilfe an, damit sich nachfolgende Physiker schneller in dem doch etwas komplexeren System zurecht ﬁnden.

Die erste Komponente, Millennia, ist ein resonatorintern frequenzverdoppelter Nd:YVO-Laser. Er wird ¨uber zwei Diodenarrays gepumpt, deren Emission ¨uber Glasfasern in den Resonator eingekoppelt wird. Der Laser erreicht bei einer Wellenl¨ange von 532 nm eine Ausgangsleistung von 5.5 W.

Die zweite Komponente,Tsunami, ist ein modengekoppelter Ti:Saphir-Laser, der von Mil-lennia gepumpt wird. In diesem Laser entstehen in einem Takt von 82 MHz die ultrakurzen

Millennia

Abbildung 3.4.: Das Ti:Saphir-Lasersystem: Schematischer Aufbau [Fro99].

Laserpulse mit einer Pulsl¨ange von 80 fs. Die Pulsenergie von 12 nJ w¨urde allerdings f¨ur unsere Experimente nicht ausreichen, weshalb die einzelnen Pulse noch verst¨arkt werden.

Die dritte Komponente, der Verst¨arker oder auchTitanium:Sapphire-Ampliﬁer (TSA), be-steht zum einen aus einem sogenannten Beam Stretcher, der die Pulse, die von Tsunami kommen, unter Ausnutzungihrer spektrale Breite zeitlich auf 200 ps aufweitet. Dies ist n¨otig, damit die hohen Feldst¨arken in den Pulsen nicht die optischen Komponenten des Verst¨arkers zerst¨oren. Dazu werden die Pulse auf zwei parallel zueinander stehende Gitter geschickt (siehe Abbildung 3.5), die dann Teile des Pulses mit unterschiedlichen Wellen-l¨angen unterschiedlich lange Wege zur¨ucklegen lassen (chirped pulse ampliﬁcation). Im Anschluß daran l¨aßt eine Pockelszelle alle 0.1 s einen Puls in den Resonator. Die restli-chen Pulse werden wieder zur¨uckreﬂektiert und in einem Faradayisolator absorbiert. Im Resonator beﬁndet sich ein Ti:Saphir-Kristall, der von der vierten Komponente, einem gepulsten Nd:YAG-Laser (Quanta Ray) gepumpt wird. Im Quanta Ray werden durch

Q-Short

Abbildung 3.5.: Beam Stretcher: Zwei parallele Gitter vergr¨oßern die L¨ange eines Pulses aufgrund seiner spektralen Breite.

Zeit [ ns ]

AusgangderFotodiode[V]

100 200 300 400 500 600

0,00

100 200 300 400 500 600

0,00 0,05 0,10 0,15 0,20

Abbildung 3.6.: Links: Zeitlicher Verlauf der Energie des Pulses im Resonator des Verst¨arkers.

Man sieht deutlich das Maximum der Pulsenergie nach einigen Uml¨aufen. Rechts: Kurz nach erreichen des Maximums wird der Puls mittels zweiter Pockelszelle ausgekoppelt.

Switchingkurze Pulse mit einer Pulsdauer von 80 ns und einer Repetitionsrate von 10 Hz erzeugt, wobei jeder Puls eine Energie von ca. 1.5 J hat. Die Pulse werden frequenzver-doppelt und bauen nach Durchlaufen eines Strahlteilers im Kristall des TSA-Resonators eine Besetzungsinversion auf. Diese wird vom eingekoppelten Ti:Saphir-Laserpuls bei je-dem Kristalldurchlauf nach und nach abger¨aumt, so daß sich der Puls sukzessive verst¨arkt.

Dieser Vorgang erreicht durch st¨andige Streuverluste und Abnahme der Besetzungsinversi-on nach einigen Uml¨aufen sein Maximum (siehe Abbildung3.6 links). Kurz nach Erreichen des Maximums wird die zweite Pockelszelle geschaltet (Abbildung 3.6 rechts), um den Puls aus dem Resonator auszukoppeln. Mit Hilfe einer Photodiode kann dieser Vorgang kon-trolliert werden.

Der verst¨arkte Puls wird nun in den Ti:Saphir-Kristall des Nachverst¨arkers eingestrahlt, der von der anderen H¨alfte des frequenzverdoppelten Nd:YAG-Pulses gepumpt wurde. Nach anschließender r¨aumlicher Aufweitungim Fernrohr, wird der Puls zum Schluß im sogenann-ten Beam Compressor auf die endg¨ultigen 150 fs komprimiert. Dieser Beam Compressor verwendet das gleiche Prinzip wie derBeam Stretcher, das heißt, daß unterschiedliche Wel-lenl¨angen im Puls unterschiedlich lange Wege zur¨ucklegen m¨ussen, so daß eine Verk¨urzung der Pulsdauer erreicht wird.

Die so erzeugten Pulse k¨onnen dann einzeln mittels computeransteuerbarem, mechani-schem Shutter in unseren Pump-Probe-Aufbau zur Messungeingekoppelt werden.

3.3. Das Polarisationsmikroskop

Zur ortsaufgel¨osten Abbildungder Flußverteilungen im Supraleiter ist ein Mikroskop er-forderlich, durch das die Polarisationsdrehungdurch den Faraday-Eﬀekt in der Indikator-schicht sichtbar gemacht werden kann. Um sp¨ater die hohe Zeitauﬂ¨osungmittels Pump-Probe-Technik (siehe Abschnitt 3.4) zu erreichen, wird ein Teil des Laserpulses zur Be-leuchtungverwendet. Wegen der Koh¨arenz des Laserlichts machen sich aber schon kleinste

Staubpartikel auf den optischen Komponenten und deren Berandungen durch Beugungs-erscheinungen st¨orend bemerkbar. Auch ist die r¨aumliche Energieverteilung der einzelnen Laserpulse auf Grund von nichtlinearen Prozessen bei der Verst¨arkungdes Laserpulses im TSA nicht immer gleich. Somit ist zur besseren Abbildung der statischen Flußvertei-lungen und zur nachtr¨aglichen Feldkalibrierung zus¨atzlich eine 150 W Kaltlichtquelle, die

¨uber ein Glasfaserb¨undel in den Beleuchtungsstrahlengang eingekoppelt wird, unabding-bar. Auf Grund dieser beiden erforderlichen Beleuchtungsarten konnte kein kommerziell erh¨altliches Polarisationsmikroskop verwendetet werden, so daß ein aus Einzelkomponenten (Mikrobanksystem) angefertigtes Mikroskop zum Einsatz kam. Der Strahlengang wurde, um die Probe m¨oglichst homogen auszuleuchten, nach dem K¨ohlerschen Beleuchtungsprin-zip konBeleuchtungsprin-zipiert [Oet77].

kollimierter Laserpuls

Abbildung 3.7.: Schematische Darstellung des Polarisationsmikroskops: Im Gegensatz zu den kommerziell erh¨altlichen Auﬂichtmikroskopen besitzt es zwei Beleuchtungseinheiten. Die Probe kann entweder mit einem kollimierten Laserpuls, der einen Durchmesser von 2 cmbesitzt, oder einer kontinuierlichen Kaltlichtquelle beleuchtet werden. Die Vergr¨oßerung wird ¨uber die Brennweite der verwendeten Achromate (4f-Anordnung) eingestellt [Bol02].

Der Laserpuls wird ¨uber einen Strahlteiler, der sich zwischen Kryostat und Objektiv beﬁn-det, in Richtung Probe gelenkt. Dabei wird er an der Spiegelschicht hinter dem Indikator reﬂektiert und gelangt so durch die Objektiv- und die Okularlinse in die Kamera (siehe Abbildung 3.7). Die Objektivlinse hat, bedingt durch den großen Arbeitsabstand wegen der Lasereinkopplungund der Spulen eine feste Brennweite von 200 mm. Es handelt sich dabei, genauso wie bei den f¨ur das Okular verwendeten Linsen, um Achromate aus Kron-und Flintglas, um eventuelle polarisationsver¨andernde Nebeneﬀekte oder Abbildungsfehler zu vermeiden. Die gew¨unschte Vergr¨oßerungerh¨alt man dann durch geeignete Wahl der Okularlinsen.

Der Polarisator f¨ur den Laserstrahlengang sowie der Analysator sind Glan-Taylor-Prismen mit Luftspalt und einer Apertur von 20 mm. Der Polarisator im Strahlengang der Kalt-lichtquelle ist ein Folienpolarisator. Durch den Analysator entsteht auf dem CCD-Chip

einer Kamera hinter dem Okular ein magnetooptisches Bild, das den lokalen magneti-schen Fluß in der Indikatorschicht durch unterschiedliche Helligkeiten darstellt. Bei dem Chip handelt es sich um einen 12 bit CCD-Chip mit 576×384 Bildpunkten, der bei den Messungen durch ein Peltierelement zur thermischen Rauschunterdr¨uckungauf −45^◦C g e-k¨uhlt wird. Die Bildinformation wird in einem separaten Kontroller digitalisiert und auf einem Computer gespeichert. Dieser ist ¨uber eine GPIB-Schnittstelle mit dem Kontroller verbunden, wodurch die Kamera auch direkt vom Computer aus bedient werden kann.

3.4. Der Pump-Probe-Aufbau

Abbildung 3.8.: Schematische Darstellung des Pump-Probe-Strahlengangs ohne Po-larisationsmikroskop: Am ersten Strahlteiler (ST) wird der Laserpuls geteilt. Die zeitliche Verz¨ogerung des Probe-Pulses gegen¨uber dem Pump-Puls erfolgt ¨uber eine variable Verz¨ ogerungs-strecke, die im Maximalfall bis zu 42 m betragen kann (G: Glasplatte, EMG: Energiemessger¨at, S: Shutter, A: Abschw¨acher, L: Linse).

Um die hohen Zeitauﬂ¨osungen zu erreichen, wird in einem sogenannten Pump-Probe-Aufbau (siehe Abbildung3.8) der Laserpuls, der von dem in Kapitel 3.2 beschriebenen Lasersystem kommt, an einem Strahlteiler in einen Pump- und einen Probe-Puls aufge-teilt. Der Pump-Puls wird durch eine Linse von hinten durch das Substrat auf den supra-leitenden Film fokussiert und erw¨armt die Probe lokal. Um einen relativ scharfen Fokus zu bekommen, ist es unabdingbar, daß das Substrat beidseitig poliert ist, da sonst die Oberﬂ¨achenrauhigkeit den Strahl zu sehr streuen w¨urde. In der vorliegenden Arbeit wurde sowohl ein normaler Achromat mit 80 mm Brennweite verwendet, um einen Punktfokus zu erhalten, als auch eine Zylinderlinse derselben Brennweite f¨ur die Strichfokusexperi-mente. Damit der Film durch die hohe Energiedichte im Fokus keinen Schaden nimmt, wird die Intensit¨at des Laserstrahls noch ¨uber einen Abschw¨acher verringert. Durch ei-ne Glasplatte im Strahlengang werden 18.2 % der Eei-nergie des Pump-Pulses ausgekoppelt und von einem Energiemeßger¨at als Referenz zur sp¨ateren Bildbearbeitunggemessen. Da-mit aber nicht bei jedem Bild, das Da-mit Laserbeleuchtungaufgenommen wird, die Probe

durch einen Pump-Puls erw¨armt und somit eine ungewollte magnetische Instabilit¨at her-vorgerufen wird, beﬁndet sich zus¨atzlich ein vom Computer aus ansteuerbarer Shutter im Strahlengang des Pump-Strahls.

Der Probe-Puls wird ¨uber eine zeitlich variabel einstellbare Verz¨ogerungsstrecke geleitet, so daß nach einer deﬁnierten Zeitspanne nach Ausl¨osen der magnetischen Instabilit¨at die Probe beleuchtet wird. Man erh¨alt so eine Momentaufnahme des Eindringens des magne-tischen Flusses in den Film. Die Verz¨ogerungszeit kann dabei zwischen −0.5 ns und 140 ns gew¨ahlt werden, wobei der absolute Fehler in der Angabe dieser Zeitspanne von der L¨ an-g e der Verz¨ogerungsstrecke abh¨angt. Bei den gr¨oßeren Verz¨ogerungszeiten (> 10 ns), bei denen der Probe-Puls bis zu zwei mal quer durch das Labor und wieder zur¨uck geschickt wird, was ungef¨ahr einer Strecke von 40 m entspricht, liegt der absolute Fehler unter 0.2 ns.

Bei den Verz¨ogerungszeiten unter 10 ns liegt der Fehler bei etwa 50 ps.

3.5. Herstellung der Proben und deren Eigenschaften

Alle Proben, die in der vorliegenden Arbeit untersucht wurden, sind c-Achsen orientierte, epitaktische Filme mit einer Schichtdicke von 200−500 nm. Die c-Achse der Einheitszelle steht also senkrecht auf der Substratoberﬂ¨ache. Sowohl YBa₂Cu₃O₇₋_δ als auch MgB₂ ge-h¨oren zu den Supraleitern zweiter Art, das heißt ihre Ginzburg-Landau-Parameter κ sind gr¨oßer als√

2. Da bei allen Filmen die halbe Schichtdicke ungef¨ahr gleich der Londonschen Eindringtiefeλ^c_Loder kleiner ist (siehe Tabelle 3.1), k¨onnen die Proben als d¨unne Schichten im ¨außeren Magnetfeld behandelt werden, so daß die Stromverteilungen nur zweidimensio-nal betrachtet werden m¨ussen (siehe Kapitel 2.1.3).

Beim Vergleich der einzelnen Werte eines Materials in Tabelle 3.1 f¨allt eine gewisse Ani-YBa₂Cu₃O₇₋_δ MgB₂

λ^c_L 500−800 nm [Mal89] 140 nm [Fin01]

λ^ab_L 140 nm [Mal89] 81 nm [Fin01]

ξ_c 3 ˚A [Van91] 40 ˚A [Lim01]

ξ_ab 16 ˚A [Van91] 70 ˚A [Lim01]

B_c1(c) 69 mT [Ume88] 16 mT [Che01]

B_c1(⊥c) 12 mT [Ume88] 9 mT [Che01]

B_c2(c) 122 T [Van91] 2 T [Lim01]

B_c2(⊥c) 674 T [Van91] 3.5 T [Lim01]

Tabelle 3.1.: Aufgef¨uhrt sind alle magnetisch relevanten, auf 0 K extrapolierten Daten sowohl von YBa₂Cu₃O₇₋_δ als auch von MgB₂. Die Indices

”ab“ und

”c“ beziehen sich auf die Orientie-rung in der Einheitszelle (siehe Abbildung 3.9) .

sotropie der magnetischen Daten auf. Dies r¨uhrt daher, daß sowohl bei YBa₂Cu₃O₇₋_δ als auch bei MgB₂ der Suprastrom vorwiegend in der ab-Ebene des Kristallgitters (siehe

Abbildung3.9) ﬂießt. Diese Anisotropie wird durch den sogenannten Anisotropiefaktor γ beschrieben.

γ = ξ_ab

ξ_c 2

= λ^c_L

λ^ab_L 2

= m^∗_c m^∗_ab

Bei YBa₂Cu₃O₇₋_δ liegt er bei γ_YBa₂_Cu₃_O_7−δ ≈ 28, bei MgB₂ nur bei γ_MgB₂ ≈ 3. Die sehr viel st¨arkere Anisotropie bei YBa₂Cu₃O₇₋_δ beruht darauf, daß die Supraleitungfast aus-schließlich in den CuO₂-Ebenen stattﬁndet. Senkrecht zu diesen Ebenen ist der Suprastrom

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