Fizikaning hozirgi zamon ta’limidagi o’rni

№ 

Лаборатория 

Дала шароити 

 

I

қ.т.

(мА) 

 

U

 СИ

(мВ) 

I

қ.т.

(мА) 

 

U

СИ

(мВ) 

1 

75 

460 

99 

470 

2 

28 

40 

40 

240 

3 

54 

402 

102 

500 

Тажриба натижалари шу нарсани кўриш мумкин-ки. 4 –фотоэлемент анча юқори кўрсатгичга 

эга экан. 

Одатда шу хил тажрибалар йўли билан яхши параметрларга эга бўлган ФЭлар ажратиб 

олинади,  чунки  уларни  бошқа  фотоэлементлар  билан  занжирга  улаб  бўлмайди. 

Фотоэлементларнинг ҳар хил параметрларига эга бўлиши уларни тайёрлаш технологиясидаги 

четлашишлар ёки унинг асоси бўлган кремнийнинг деффектли бўлган қисмига тўғри келиб 

қолиши 

билан 

изоҳлаш 

мумкин. 

Натижалар 

асосида 

3-расмда 

№3 

фотоэлементнинг 

U

сю

 

нинг 

вақтга 

боғлиқлик 

графиги 

келтирилган. 

Графикдан  кўриниб  турибдики,  куннинг 

турли  вақтида  ФЭ  нинг  салт  юриш 

кучланиши  турлича  қийматни  олар  екан. 

Айниқса  соат  11

00

  даги  қиймати  0,35  мВ 

гача  пасайишини  фотоэлементнинг  қизиб 

кетиши  натижасида  унинг  структурасида 

асосий  бўлмаган  заряд  ташувчиларнинг 

консентрациясининг ошишига, бинобарин 

ички  қаршилигининг  пасайишига  олиб 

келувчи  сабабларнинг  юзага  чиқиши  билан 

изоҳлаш мумкин. 4 –расмда шу фотоэлементнинг қисқа туташув токининг кун бўйи олинган 

қийматлари  графиги  келтирилган  Олинган  натижалар  асосида  ВАХ  сининг  графиги  ҳам 

чизилди. Бу график ФЭ нинг ВАХси идеал фотоэлементларнинг ВАХга ўхшаш.  

 

4-расм. №3 фотоэлементнинг I

қ.т 

нинг вақтга боғлиқлик графиги. 

Шундай  қилиб,  тўпланган  маълумотларни  таҳлил  қилиб  айтиш  мумкин-ки, 

фотоэлементларнинг  параметрларини  яхшилаш  ва  уларга  таъсир  етадиган  ташқи  омилларни 

камайтириш  ҳисобига  яна  ҳам  юқори  самарадорликка  эга  бўлган  қуёш  фотоэлементлари 

яратиш 

мумкин. 

Шунингдек, 

кремний 

қуёш 

фотоэлементларининг 

чиқиш 

характеристикаларини  ўрганиш  бўйича  фотоэлементларни  Гулистон  шаҳрининг  табиий 

“Fizikaning hozirgi zamon ta’limidagi o’rni”.  Samarqand 2019-yil 13-14 dekabr.

 

284 

 

шароитида  узоқ  муддат  сақлаб  ўтказилган  тажрибалар  фотоэлементлардан  ясалган 

фотобатерияларнинг вилоятимиз ҳудудида ҳам ишлатиш мумкинлигини кўрсатади. 

Адабиётлар 

1.Кагон М.Б. Ландсман А.П. «Использование солнечной энергия в народном хозяйстве», Под. 

ред. В.А Баума. М.Наука 1965 с-42-45 

2.Аширалиев  Б.Б.  Рисбоев  Т.Р.  Гаимназаров  Қ.  Эрматова  С  “Кремний  асосидаги  Қуёш 

фотоэлементларининг  параметрларининг  табиий  шароитда  ўрганиш”  Республика  илмий  –амалий 

конф. Қарши. 2005 йил. 25 май.78-80 б. 

 

ЭЛЕКТРОСТАТИК МАЙДОНИНИНГ РИДБЕРГ ҲОЛАТИГА ТАЪСИРИ 

 

1

Н.Б.Эшқобилов, 

2

А.С.Курбаниязов 

1

Самарқанд давлат университети,

2

Тошкент ахборот технологиялари университети 

Самарканд филиали 

 

Ридберг ҳолатлари- бу шундай ҳолатларки, бунда атомлар, ионлар ва молекулалар жуда 

катта бош квант сонига эга бўлади (ўта юқори ўйғонган ҳолат). Бу ҳолатлар атомнинг ионланиш 

чегараси  яқинида  жойлашган  дискрет  энергетик  ҳолатлар  бўлиб,  уларни  биринчи  бор 

аниқлаган  швед  физики  Йоханне  Роберт  Ридберг  шарафига  “Ридберг  ҳолатлари”  деб 

номланган.  

Шуни  қайд  қилиш  керакки,  атом  ва  ионларнинг  ридберг  ҳолати  ионланиш 

потенциалининг  жуда  кичиклиги,  ионланиш  вақтининг  жуда  катталиги  ва  юқори  даражада 

ўйғонган электроннинг орбитаси радиусининг катталиги билан характерлидир. Иккита қўшни 

ридберг  ҳолатлари  орасидаги  квант  ўтишлар  радиодиапозонда  ётади.  Одатда  бу  ҳолатлар 

ташқи  электрон  қобиғи  битта  электрондан  ташкил  топган  ишқорий  элементлар  гуруҳига 

кирувчи атомларда ёрқин намоён бўлади. Бундай атомларга маълум бир тўлқин узунликдаги 

лазер  нури  билан  таъсир  этиб,  бош  квант  сонининг  ўта  юқори  қийматларига  тенг  бўлган 

энергетик ҳолатларигача ташқи электронни ўйғотиши мумкин бўлади. 

Ядрога  яқин  жойлашган  электронга,  ядронинг  кучли  электр  майдони  таъсир  кўрсатади        

(

см

В

9

10

тартибда), ташқи майдоннинг таъсири эса жуда кичик бўлади. Ридберг электронлари 

ядронинг  ўта  кучсиз  майдонларини  (

4





n

Е

)  ҳам  сезади.  Шунинг  учун  ҳам  ташқи  майдон 

электроннинг ҳаракатини тубдан ўзгартириши мумкин. Электр майдонида ридберг ҳолатлари 

ностационар бўлгани учун атомларнинг ионланиши майдон таъсирида тез юзага келади. Лекин 

кучсиз  майдонлар  учун  автоионланиш  (майдон  таъсирида  ионланиш)  эҳтимоли  жуда  кичик 

бўлади ва бу вақтда ридберг ҳолатини квазистационар деб қараш мумкин. Электр майдонида 

юқори  ўйғонган  энергетик  сатхлар  штаркча  бўлинишга  ва  силжишга  дуч  келади  (Штарк 

эффекти). Уларнинг тўлқин функцияси гамильтонианнинг хусусий функцияси ҳисобланади. 

r

eE

H

H





0

 

Бу  ерда 

0

H

–  майдон  мавжуд  бўлмагандаги  атомнинг  гамильтониани.  Агар  U(r)- 

потенциал энергия кулонча (ёки 

0

H

 -водородсимон ионнинг гамильтониани) табиатга эга бўлса, 

у  ҳолда  гамильтонианга  мос  келувчи  Шрёдингер  тенгламаси  сферик  ва  параболик 

координаталарга бўлинади. 

Бу ҳолда изланаётган тўлқин функцияси қуйидаги кўринишга эга бўлади:  

 

 

 







im

m

n

m

n

e

f

f

r

2

1





 

m

-магнит квант сони; 

1

n

 ва 

2

n

-параболик квант сонлар. 

 



m

n

f

1

 ва 

 



m

n

f

2

- функциялар учун Шрёденгер тенгламаси потенциал кўринишда икки 

қисмдан иборат бўлади.  

“Fizikaning hozirgi zamon ta’limidagi o’rni”.  Samarqand 2019-yil 13-14 dekabr.

 

285 

 

 





8

8

1

2

2

2

1

1









E

m

b

U











 

 





8

8

1

2

2

2

2

2









E

m

b

U











 

Бу  ерда 

2

1

2







m

n

b

i

i

  тенг  бўлиб, 

 



1

U

-чексиз  потенциал  чуқурликни  ифодалайди. 

 



2

U

-тўсиқли потенциал чуқуклик бўлиб, 







да электрон бу чуқурликни ташлаб кетиши 

мумкин. 

 



m

n

f

2

  ассимтотик  функция  бўлиб, 







  да  квазиклассик  яқинлашади.  Бу  ҳолда 

автоионизациянинг тезлиги ионланиш эҳтимолияти билан аниқланади. 

 









0

2

2 rdr

r

W

z





 

z



-электроннинг 

Z

-ўқи бўйлаб тезлиги. 

Электр  майдон  кучланганлигининг  қиймати 

4

0

16 n

E

E

kr



  шу  қийматга  яқинлашганда, 

ридберг ҳолатидаги атомнинг ионланиш эҳтимоли кескин ортади. Лекин бунда автоионланиш 

эҳтимоли классик механика доирасида сақланади. 

Атомларни ридберг ҳолатида электр майдон таъсирида ионланишида ҳосил бўлган эркин 

электронлар,  электр  майдон  таъсирида  ионланиш  усули  ёрдамида  қайд  қилинади.  Ридберг 

ҳолатининг  асосий  муҳимлиги  –  унинг  барча  атомлар  учун  универсаллигидадир.  Бу 

ҳолатларнинг яшаш вақти 

 



 бош квант сони 

 

n

 га боғлиқ бўлиб, 

3

n



га пропорцинал равишда 

ортиб боради ва миллисекундгача етиши мумкин. 

Адабиётлар 

1.  Маныкин  Э.  А.,  Ожова  М.  И.,  Полуэктов  П.  П.  Журнал  "Природа"  N1 

(1025)."Конденсированное ридберговское вещество". 2001 г. Стр. 22–30.     

2.  Маныкин Э. А., Ожован М. И., Полуэктов П. П., ЖЭТФ, 1983, т. 84. вып. 2, Стр. 442. 

3.  Эшқобилов  Н.Б.  “Наблюдение  эффекта  Штарка  при  исследовании  высоколежащих 

состояний атома галлия” ЖПС. Т. XII. В.4, 1984г. Стр.653-656. 

 

КРИТЕРИЙ ЛИНДЕМАНА И ПЕРЕХОД ПОРЯДОК-БЕСПОРЯДОК В 

СВЕРХПРОВОДНИКАХ II РОДА 

 

А.Н. Урозов, З. М. Игамкулова, Н.А. Тайланов 

Джизакский Государственный Педагогический Институт, Джизак, Узбекистан 

 

АННОТАЦИЯ 

В 

данной 

работе 

теоретически 

изучен 

переход 

порядок-беспорядок 

в 

высокотемпературных  сверхпроводниках  на  основе  критерия  Линдемана  в  рамках  модели 

коллективного  пиннинга  Ларкина-Овчинникова.  Найденная  на  основе  упомянутой  модели 

температурная зависимость магнитного поля перехода порядок-беспорядок отражает характер 

пика  намагниченности,  обнаруженный  экспериментально  в  высокотемпературных 

сверхпроводниках. 

Ключевые слова: пиннинг, вихревая решетка, сверхпроводники, Линдеман критерия 

ВВЕДЕНИЕ 

Пиннинг  вихревой  решетки  в  сверхпроводниках  второго  рода,  содержащих  дефекты 

кристаллической  структуры,  являются  предметом  долговременных  экспериментальных  и 

теоретических исследований [1-6]. Взаимосвязь между фазовым состоянием и силой пиннинга 

квазистатической  вихревой  решетки  при  изменении  магнитного  поля  экспериментально 

“Fizikaning hozirgi zamon ta’limidagi o’rni”.  Samarqand 2019-yil 13-14 dekabr.

 

286 

 

установлена  в  монокристаллах  высокотемпературных  сверхпроводников.  Структурные 

исследования вихревой решетки в кристаллах [1] показали, что низкополевое упорядоченное 

состояние  вихревой  решетки  сменяется  неупорядоченным  состоянием  при  увеличении 

магнитного поля. Сопоставление полевой зависимости силы пиннинга в кристаллах ВSССО [2] 

и УВССО [1] и структурных изменений вихревой решетки в этих кристаллах [1-З] показало, 

что низкополевому упорядоченному состоянию вихревой решетки соответствует уменьшение 

величины силы пиннинга c ростом Н, а при реализации неупорядоченного состояния в больших 

полях  сила  пиннинга  растет  с  магнитным  полем.  Предполагается,  что  сила  пиннинга 

упорядоченной вихревой решетки уменьшается с ростом поля из-за увеличения межвихревого 

взаимодействия,  что  ухудшает  приспособление  вихрей  к  ландшафту  центров  пиннинга.  При 

реализации  неупорядоченного  состояния  определяющую  роль,  по-видимому,  играют 

дислокации  вихревой  решетки.  Во-первых,  винтовые  компоненты  дислокаций  инициируют 

переплетение вихревых нитей и приводят к размерному кроссоверу силы пиннинга (переходу 

от 1D пиннинга упорядоченной вихревой решетки к 3D пиннингу неупорядоченной вихревой 

решетки)  [4,  5].  Во-вторых,  дислокации  вихревой  решетки  приводят  к  появлению 

дополнительных степеней свободы для поперечных деформаций вихревых нитей, что улучшает 

приспособление вихревой решетки к ландшафту центров пиннинга [6]. 

ЛАРКИН-ОВЧИННИКОВ МОДЕЛЬ 

В  слабых  полях  упругая  энергия  E

el

  превышает  энергию  пиннинга  E

p

  и  реализуется 

упорядоченное состояние вихрей, а в больших полях энергия пиннинга компенсирует упругую 

энергию  и  реализуется  неупорядоченное  состояние  вихревой  решетки.  Величина  поля  B

on

, 

которая  соответствует  переходу  порядок-беспорядок,  определяется  условием  равенства 

энергий E

el 

=E

p

. Эта модель позволяет корректно описать экспериментальные температурные 

зависимости поля B

on

 во многих высокотемпературных сверхпроводящих образцах. Последние 

теоретические исследования [4, 5], основанные на критерии Линдемана [6], показывают, что 

возникновение  пика  намагниченности  может  быть  объяснено  переходом  от  упорядоченного 

состояния  вихревой  решетки,  которое  реализуется  при  полях  B

 

<

 

B

on

,  к  неупорядоченному 

состоянию  при  полях  B

 

>

 

B

on

.  Предполагается  [6-11],  что  переход  порядок-беспорядок 

реализуется,  если  поперечные  деформации  вихревых  нитей  u  удовлетворяют  критерию 

Линдемана 

,      

 

 

           (1) 

где c

L

 



 число Линдемана, 

 



 межвихревое расстояние, Ф

0

 



 квант магнитного 

потока. Эти деформации приводят к увеличению упругой энергии вихревой решетки. Поэтому 

переход порядок-беспорядок реализуется в том случае, если увеличение упругой энергии  E

el

 

компенсируется  энергией  пиннинга  E

p

.  При  пиннинге  на  точечных  дефектах  энергия  E

p

  не 

зависит от поля. Однако упругая энергия уменьшается с ростом поля. Действительно, в рамках 

модели  потенциала-клетки  увеличение  упругой  энергии  вихревой  решетки  определяется 

уравнением 

,      

 

 

      (2) 

где  c

66 

=  e

0 

/4a

0

2

 



  модуль  сдвига,  e

1 

=  e

2

e

0

 



  линейное  натяжение  вихревой  нити,  е 



 

параметр анизотропии, 

; L 



 продольная длина деформированной вихревой нити, 

γ 



 параметр порядка, ξ 



 длина когерентности, λ 



 длина проникновения магнитного поля. В 

выражении (2) первое слагаемое учитывает энергию изгиба рассматриваемого вихря, а второе 



  его  взаимодействие  с  периодическим  потенциалом,  создаваемым  остальными  вихрями. 

Минимизация упругой энергии по  L определяет характерный размер продольных искажений 

вихревой  нити 

,  который  рассматривается  как  продольный  размер  упругой 

клетки. Подстановка L

0

 в уравнение (2) дает величину энергии  

2

2

2

0

L

0

u ( a , 0 )

c a



0

0

/

a

B





2

2

2

1 / 2

e l

6 6

1

u

E

c

u L

e

(

L )

L





 

2

0

0

(

/ 4

)

e

 

 

0

1

6 6

0

/

2

L

e

c

e a



“Fizikaning hozirgi zamon ta’limidagi o’rni”.  Samarqand 2019-yil 13-14 dekabr.

 

287 

 

. 

Согласно теории слабого пиннинга [5], длину коллективного пиннинга можно получить 

из уравнения (2) 

. 

В зависимости от соотношения между продольными размерами L

0

 и длины коллективного 

пиннинга L

с

 можно выделить несколько режимов пиннинга. В случае выполнения равенства L

0 

=

 

ea

0

  будет  реализован  переход  порядок-  беспорядок,  а  величина  B

on

  будет  определяться 

равенством упругой энергии и энергии пиннинга E

el 

=

 

E

p

  

,           

 

 

 

      (3) 

где введены безразмерные параметры 

, 

,  

, 

. 

После  несложных  алгебраических  операций  преобразуем  уравнение  (3)  к  следующему 

виду 

.       

 

 

 

        (4) 

РЕЗУЛЬТАТЫ И ИХ ОБСУЖДЕНИЯ 

Из последнего соотношения видно, что температурная зависимость  B

on

(T)  определяется 

температурными  зависимостями  сверхпроводящих  параметров:  длины  когерентности 



(Т), 

длины  проникновения  магнитного  потока 



(Т)  и  параметра  беспорядка 



  вихревой  системы. 

Однако температурная зависимость параметра беспорядка 



 имеет разный вид в зависимости 

от природы пиининга [12]. Для случая 



Т

с

-пиннинга такая зависимость имеет вид 



 = 





4

, а для 

случая 



l-пиннинга температурная зависимость 



 описывается как 

. Согласно теории 

перехода порядок-беспорядок [6], в зависимости от природы пиннинга поле переходa может 

быть нарастающей или убывающей функцией температуры. После несложных преобразований, 

имея в виду функциональные формы параметра 



 для 



Т

с

-пиннинга и 



l-пиннинга, мы приходим 

к следующим выражениям 

,   

 

 

   (5) 

 

Рис. 1. Температурная зависимость поля перехода порядок-беспорядок. 

   

 

 

 (6) 

2

0

e

0

e e

E =

u

a

2

2

1 / 3

c

0

L = ( e ξ γ )

3

0

o n

0

d p

T

B

= B

U

















0

0

2

c Φ

B =

ξ

0

0

c e e ξ

T =

2

2

0

p c

c e s

U

=

π

2

0

2 d

2

Φ e

B

=

s

2

2

0

0

o n

3

c e e Φ

B

=

2 γ ξ

-1 / 2

γ = (ξ λ )

3

3

2

3 / 2

o n

B

( 0 ) (1

t )





 

 



1

5 / 2

o n

B

( 0 ) (1

t )

( 0 )







 





“Fizikaning hozirgi zamon ta’limidagi o’rni”.  Samarqand 2019-yil 13-14 dekabr.

 

288 

 

На рис. 1 представлена температурная зависимость поля перехода порядок-беспорядок. 

Как видно, случай 



Т

с

-пиннинга может правильно описывать экспериментальную кривую для 

перехода порядок-беспорядок, так как, согласно экспериментальным данным [1], поле перехода 

B

on

(T) является убывающей функцией температуры. Оценка поля перехода  B

on

 для типичных 

значений 



 

=

 

150 нм, 



 

=

 

2 нм, e

 

=

 

0.2 дает значение L

c 

= 4.3 нм. Соответствующее значение поля 

имеет  порядок  B

on 

=

 

3.7  T.  Такое  значение  поля  перехода  вполне  соответствует 

экспериментально определенным значениям для сверхпроводников типа ВSССО купратов [12-

15]. 

ЗАКЛЮЧЕНИЕ 

Таким образом, нами показано, что температурная зависимость поля перехода порядок-

беспорядок 

отражает 

экспериментальные 

данные 

пика 

намагниченности 

в 

высокотемпературных сверхпроводниках. 

ЛИТЕРАТУРА 

1.  B. Khaykovich et al., Phys. Rev. Lett. 76, 2555 (1996). 

2.  A. Schilling et al., Nature (London) 382, 791 (1996).  

3.  G. Blatter et al., Rev. Mod. Phys. 66, 1125 (1994). 

4.  R. Cubitt et al., Nature (London) 365, 407 (1993). 

5.  S.L. Lee et al., Phys. Rev. Lett. 71, 3862 (1993). 

6.  D. Ertas and D.R. Nelson, Physica (Amsterdam) C 272, 79 (1996). 

7.  V. Vinokur, B. Khaykovich, E. Zeldov, M. Konczykowski, R.A. Doyle, and P. Kes,    Phys. 

Rev. B 5, 6133 (1992). 

8.  Н.А. Тайланов. Скачки магнитного потока в сверхпроводниках. Узбекский Физический 

Журнал, Том 18, №4, 2016. 

9.  Н.А. Тайланов. Осцилляция магнитного потока при неустойчивости в 

сверхпроводниках. Молодой ученый» №12 (92), июнь-2 2015. 

10.  Н.А. Тайланов. Термомагнитная неустойчивость в сверхпроводниках ii рода. Узбекский 

Физический Журнал, Том 15, №2, 2013. 

11.  N.A. Taylanov Branching instability in the flux creep regime of type-ii superconductors. J. 

Mod. Phys. Appl. 2 (2013), No. 1, 51-58, ISSN 2051-5480. 

12.  T. Giamarchi and P. Le Doussal, Phys. Rev. B 55, 6577 (1997). 

13.  H. Safar et al., Phys. Rev. Lett. 70, 3800 (1993). 

14.  T. Giamarchi and P. Le Doussal, Phys. Rev. Lett. 72, 1530 (1994). 

15.  T. W. Clinton et al., Physica (Amsterdam) C 235-240, 1375 (1994).