Mở đầu
Công trình đầu tiên về từ học được nhà văn người trung quốc Guanzhong ghi lại vào
những năm 640 trước công nguyên, nhưng hiện tượng từ đã được phát hiện ra trước đó
rất lâu ,trước hết đó là những” hòn đá tình yêu” được sử dụng làm la bàn. Hầu như
trong suốt lịch sử của loài người vật liệu từ luôn luôn có mặt trên rất nhiều lĩnh vực
của cuộc sống,đặc biệt là trong ba lĩnh vực lớn như năng lượng,điện tử- viễn thông và
công nghệ thông tin.Trong 20 năm cuối cùng của thế kỷ trước các vật liệu từ mới
những cấu trúc tinh thể và tính chất từ ưu việt của kim loại chuyển tiếp và các nguyên
tố đất hiếm đã cho phép chế tạo được các nam châm đất hiếm cac cấp SmCO5,
Nd2Fe14B, các vật liệu từ giảo TerfeNol và TerfeNol-D,cũng như các vật liệu ghi
quang từ TbFeCo,… ,đặc biệt nhiều cấu trúc tinh thể và tính chất từ mới trong các hợp
chất của vật liệu và các hệ từ tính với kích thước tới hạn đã được phát minh như vật
liệu từ vô định hình,vật liệu từ có cấu trúc nano nhân tạo và vật liệu của kỹ thuật điện
tử spin. Đặc biệt trong khóa luận này tập trung vào việc trình bày các kiến thức về cấu
trúc tinh thể và tính chất từ dựa trên các hợp chất liên kim loại đất hiếm-kim loại
chuyển tiếp có công thức RTX (R=đất hiếm,T=kim loại chuyển tiếp và X=Si,Ge,Al,In
và Sn) đã được nghiên cứu mạnh bởi chúng có các tính chất vật lý thú vị vì vậy em
chọn đề tài “Cấu trúc tinh thể và tính chất từ của hợp chất TbPtSn và TbRhSn” để làm
đề tài nghiên cứu của mình.
Khóa luận được trình bày trên 4 chương:
Chương I: Giới thiệu
Chương II: Thực nghiệm
Chương III: Kết quả và thảo luận
Chương IV: Kết luận

1


CHƯƠNG I. GIỚI THIỆU
1.Cơ sở lý thuyết của hợp chất TbPtSn và TbRhSn.
1.1. HoPtSn và hợp chất điện tử với Fe2P.


khả năng đặc điểm từ, sự thay đổi cấu trúc điện tích của nguyên tử Sn ở đất hiếm và
nguyên tắc chuyển đổi đa dạng trong thành phần các hợp kim được làm tan chảy trong
nước lạnh, từ Cu tới Ag vật liệu bắt đầu từ lớp hạt nhân, kim loại đất hiếm, platinum,
palladium, rhodium, iridium sponge và 99.99% Sn,Ge, silicon. Các mẫu đặc biệt đồng
nhất ở 900oC cho nhiều loại và tất cả hợp kim được sử dụng cho nghiên cứu nhiễu xạ
tia X. Hằng số đơn vị tế bào được xác định bằng phương pháp bình phương tối thiểu
và cường độ tính toán bằng phương trình máy tính hỗ trợ.

2


Phổ của loại Kankeleit được sử dụng, nguồn Mossbaner là

119

Sn trong BaSnO3 ở

295k, sự hấp thụ đã làm thoát phần hợp kim trong nhựa làm lạnh. Hợp phần R.E (Gd,
Tb,Dy, H0) RhSn được kiểm tra ở 295k và R.E (Gd, Tb) RhSn và H 0PtSn cũng ở 77.3k
và 4.2k
1.1.1. Điện tử với cấu trúc loại Fe2P

Giảm dần từ Sm đến Lu, khả năng giải thích được cho là a o được điều khiển bởi
khoảng cách điện tử của Rh(Ir) – Sn và C 0 bị ảnh hưởng bởi không gian, khoảng cách
giữa nguyên tử RE – Rh (Ir) hoặc RE – Sn. Xu hướng này biểu diễn rõ rệt trong hình 3
(REPdSn) và hình 4 (REPtSn). Trong hợp chất REPtSn a0 và c0 giảm cùng nhau vì
trong đất hiếm thay đổi từ Gd tới Lu. Hợp chất loại Fe 2P bao gồm sự sai khác đáng kể
Pd từ 3 loại khác H0, Er và Tm , hợp chất của chúng có hằng số mô tương tự trong
tương tác của chúng với Pt, nhưng trong H 0PdSn thì ổn định, một hợp kim thứ 2 giống

lớp,do vậy có sự trộn lẫn chiếm đóng với.Nó không thể giả sử trên (s) là 32 hợp
chất mới được báo cáo trong bài này,sẽ chọn được giản đồ chiếm lớp có 6 cách khí
mẫu 3 nguyên tử được phân chia thành 3 lớp ,tính toán cường độ được làm thành 6
khả năng và so sánh với cường độ quan sát.Kết quả cho Pt trong lớp 1(b) và 2(c) Sn
không được trộn với lớp 3(f),sự sắp xếp được chỉ ra ở hình 6 và cường độ tính toán
cho ở bảng II.

5


6


Cường độ tương tác giữa các nguyên tử trong tính toán khoảng cách giữa
nguyên tử theo sau các thông số vij trí nguyên tử được dùng X H0=0.605,XSn=0.265
khoảng cách giữa các nguyên tử là:
Ho in 3(g) – 2 Ho in 3(g) 3.966Å
Ho in 3(g) – 4 Ho in 3(g) 3.947Å
Sn in 3(f) – 2 Sn in 3(f) 3.405Å
Sn in 3(f) – 4 Sn in 3(f) 3.259Å
Sn in 3(f) – 2 Ho in 3(g) 3.208Å
Pt in 2(c) – 6 Ho in 3(g) 3.021Å
Pt in 1(b) – 3 Ho in 3(g) 2.930Å
Sn in 3(f) – 2 Pt in 1(b) 2.792Å
Pt in 2(c) – 3 Sn in 3(f) 2.761Å
Tham số vị trí nguyên tử trong nghiên cứu trước ở CeNiAl,thông số vị trí
nguyên tử được tìm thấy mà Ce,X=0.580±0.001,Al,X=0.219±0.001. Cho HoPtSn,
cường độ tính toán, so sánh với cường độ quan sát chỉ ra sự cần thiết của việc xác định
lại thông số vị trí nghuyên tử.Giải quyết hình học được vẽ bằng X Ho và XSn cho tương
ứng 413,432,602,610 và 612. Khớp được cải thiện với thí nghiệm quan sát cường độ

trong số đó TbPtSn được tìm thấy khi kết tinh trong cả hai loại cấu trúc, nó phụ thuộc
vào nhiệt độ chuẩn bị. Điều chỉnh hệ thoi của TbPtSn chỉ ra rằng ở 17k sự sắp xếp
phản sắt từ dạng sin được miêu tả bằng hai thành phần vectơ song, nó chuyển đổi ở
10k thành một vec tơ sóng thành phần. Khi nguyên tử môi trường ở trạng thái 0 kèm
ion Tb3+ ở mỗi phần là hoàn toàn khác nhau, nó khá hấp dẫn để nghiên cứu nếu nó có
ảnh hưởng tới đặc điểm từ của TbPtSn. Nghiên cứu nhiễu xạ của thành phần tinh thể
sáu cạnh được trải qua và có kết quả ở dưới.
8


1.3. Cạnh tranh giữa hiệu ứng Kondo và tương tác RKKY
Nhiệt độ Kondo Tk phụ thuộc vào thông số kép c-f.J cf trong đó tương tác RKKY
gián tiếp đặc trưng bởi TRKKY thay đổi tỷ lệ với Jcf2 . Sự thay đổi mong đợi ở các điểm
từ được minh họa ở giản đồ trong hình 1 phủ 1 hàm của Jg/W, với W là thông số chuẩn
hóa liên hệ vowia độ rộng vùng dẫn hợp chất CeTIn với T= Ni,Pd và Pt trong cấu trúc
Fe2P 6 cạnh ở trạng thái cơ bản J=5/2 với Ce3+ là mong đợi chia thành 3 cặp,phần điện
trở từ cho biết nhiệt độ logarit phụ thuộc vào loại kondo ở nhiệt độ cao và đỉnh mở
rộng xung quanh 90,50 và 37k cho CeNiIn,CePtIn và CePdIn tương ứng .Trở e của
CePdIn có 1 đỉnh thứ 2 ở 3.5k,độ nhạy từ [30] theo định luật Curie-Weiss ở nhiệt độ
cao trên 100k với nhiệt độ Curie thuận từ -15k với CePdIn và -73k cho CePtIn.CePdIn
thể hiện 1 đỉnh nhỏ với độ nhảy từ ở 18k,chỉ ra sự sắpxếp AF.Mặt khác độ nhạy từ của
CeNiIn cho thấy 1 đỉnh yếu hơn phụ thuộc vào nhiệt độ ,gợi ý về sự biến đổi hóa trị tự
nhiên. Hình 2 cho thấy sức nóng đặc trưng chia vùng do nhiệt độ C/T,cho CePd 1-xPtxIn
và CeNiIn.cả CePdIn và CePtIn,C/T tăng đáng kể ở nhiệt độ thấp 30k và có đỉnh rõ
do chuyển dịch AF ở TN=7 và 7.5k, tương ứng sự dịch chuyển cũng được quan sát bởi

Trong đó Γ là tích phân trao đổi s – f ; Γ >0. Do đặc tính định xứ cao của các điện tử
4f, có thể biểu diễn được Γ (Ri - r) =Γδ(Ri - r) (tức là tương tác trao đổi nội nguyên tử ).
Cường độ của tương tác Γ chỉ vào cỡ 10-2 đến 10-1eV.
Có thể hiểu cách mô tả ở phương trình 1.1 theo 1 cách khác: Một điện tử dẫn đã tìm
thấy ở vị trí i một từ trường hi tạo bởi spin Si của ion đất hiếm ở vị trí i.
(1.2)
Từ trường này làm phân cực các điện tử dẫn và sự phân cực đó sẽ truyền trong
mạng tình thể bằng cách gây nên cho tất cả các điện tử dẫn ở tất cả các vị trí j một độ
từ hóa (với hệ số từ hóa là χij) do đó từ độ của các điện tử dẫn ( m j) do từ trường hi
sinh ra ở vị trí j là :
(1.3)
Nếu ta đặt tại vị trí j một spin sj, sẽ tồn tại một tương tác gián tiếp giữa các spin
(hay giữa các moment từ ) đặt ở hai vị trí i và j.
Hãy viết lại biểu thức 1.1 dưới dạng:
(1.4)
Khi đó phương trình này chỉ ra rằng sự phân cực của các điện tử dẫn (đặc trưng
bằng hệ số từ hóa χij) bởi các spin địn xứ (Si, Sj) lại đóng luôn vai trò truyền tải tương
tác từ giữa các spin đó. Theo một cách diễn đạt khác có thể mô tả được rằng moment
10


từ 4f ở một vị trí cho trước làm phân cực các điện tử dẫn ở vị trí đó (hàm sóng 6s có
biên độ khá lớn hơn r nhỏ). Do đặc tính mở rộng không gian của mình, các điện tử dẫn
bị phân cực này sẽ thông tin trạng thái spin đến các vị trí khác. Dấu của tương tác từ
chỉ phụ thuộc vào hệ số từ hóa χij hay phụ thuộc vào cấu trúc của vùng năng lượng
của các điện tử dẫn. Đối với các điện tử tự do, hệ số từ hóa này có thể tính toán được.
Kết quả là có thể tìm thấy sự phân cực hay cường độ của tương tác biến đổi có dạng
giao động như sau:
(1.5)
Với F(x) là hàm RKKY (viết tắt tên của 4 nhà vật lý Rurerman – Kittel –

Từ học mô tả ba hiện tượng từ chính: nghịch từ, thuận từ và trật tự từ. Trạng
thái trật tự từ bao gồm các trạng thái sắt từ, feri từ, phản sắt từ và cấu trúc xoắn từ
(hình 1.4). Các chuyển pha chủ yếu xảy ra với trạng thái trật tự từ. Đó là chuyển pha
trật tự từ - bất trật tự từ(chuyển pha từ pha đối xứng thấp ở nhiệt độ thấp sang pha có
đối xứng cao ở nhiệt độ cao), chuyển pha trật tự - trật tự(chuyển pha tái định hướng
spin)[2].
Moment từ của nguyên tử chủ yếu được gây nên bởi moment quỹ đạo(L) và
moment spin (S) của các lớp vỏ điện từ không lấp đầy. Có hai dãy nguyên tử có từ tính
chủ yếu: dãy các kim loại chuyển tiếp(3D n với n=1 đến 10) và dãy các nguyên tố đất
hiếm(4fn với n=1 đến 14). Hai lớp vỏ điện từ 3d và 4f này có các đặc tính khác nhau,
nên tính chất từ của hai dãy nguyên tố này cũng rất khác nhau.

12


Các điện từ 4f có đặc tính định xứ do chúng nằm trên lớp vỏ điện từ ở sâu bên
trong. Đối với nguyên tử thì tương tác giữa các điện tử (~ 10eV) dẫn đến quy tắc
Hund: S=Smax và L=Lmax tương ứng Smax. Tương tác spin quỹ đạo λLS cũng rất mạnh
(~1eV). Moment toàn phần J=|L-S| cho các nguyên tố đất hiếm nhẹ LR (n
hóa trung bình(M) của mẫu hay các phân mạng:
B m= µ0λM

(1.8)

Trong đó: λ được gọi là hệ số trọng trường phân tử.
1.5.2 Tương tác của hệ điện tử.
1.5.2.1 Thuận từ Pauli
Các điện tử tự do có moment spin s= ½ tương ứng moment M=1µB
Hệ số từ hóa:
(1.9)
ở đây χ tỉ lệ nghịch với nhiệt độ. Tuy nhiên các quan sát thực nghiệm lại chỉ ra
rằng hệ số từ hóa của các điện từ tự do là một hằng số, không phụ thuộc vào nhiệt độ.
Các tính chất như vậy được giải thích dựa trên mô hình vùng năng lượng, đó là lý
thuyết Pauli. Có thể trình bày lý thuyết này với hàm mật độ trạng thái có dạng parabol
N(E)~ √E (hình 1.5).
Gọi số điện từ và mức năng lượng Fermi của các phân vùng với spin thuận (↑)
và spin nghịch (↓) tương ứng n± và EF± từ độ có thể được tính như sau:
M= µB(n+ - n-)

(1.10)

Trong đó :
(1.11)

14


Trong từ trường bằng không, n+=n(hình 1.5a) nên M=0. Khi đặt từ trường ngoài
có cảm ứng từ B, các phân vùng bị dịch chuyển bởi năng lượng từ trường ngoài

Ep’ = I[n/2 + N(EF) δE][ n/2 - N(EF) δE]

(1.19)

Sự biến đổi của thế năng tương tác là:
∆EP = EP’- EP = -IN2(EF) (δE)2

(1.20)

Sự biến đổi của năng lượng tổng cộng khi đó là:
∆E= ∆EC + ∆EP = N(EF) (δE)2 + IN2(EF) (δE)2
= N(EF) (δE)2 [1- IN(EF)]
Điều kiện

(1.21)

dẫn đến tiêu chuẩn Stoner đối với sự xuất hiện của tính sắt từ là:
Itb = IN(EF) > 1

Các giá trị cân bằng của độ tỉ đối (m=M/n0 µB)

(1.22)
nhận được như sau:

+ m=0 nếu (EF) < 1, khi N(EF) rất nhỏ.
+ 0
Để tính năng lượng của điện từ lớp d của nguyên tử, ta sử dụng công thức năng lượng
Landau:
(1.24)
Trong đó: M là từ độ; A(T), B(T), C(T) là các hệ số liên quan đến cấu trúc vùng năng
lượng ở mức Fermi(EF) và phụ thuộc vào nhiệt độ. Các hệ số này liên hệ với nhau theo
công thức:
(1.25)
(1.26)
(1.27)
Với ε2(T) là biên độ vuông trung bình của dao động spin.
Tùy thuộc vào giá trị của hệ số này, sự phụ thuộc của F vào M sẽ có dạng khác nhau:

17


+ Nếu A>0, B>0: trên đồ thị F(M) có duy nhất một cực tiểu tại M = 0 tương ứng với
trạng thái thuận từ (đường 1 trên hình 1.7)
+ Nếu A<0, B>0: trên đồ thị F(M) còn có một cực tiểu tương ứng với M ≠ 0. Như
vậy, hệ luôn có moment từ tự phát tương ứng với trạng thái sắt từ (đương 3 trên hình
1.7)

Hình 1.7: Đồ thị biểu diễn sự phụ thuộc năng lượng tự do vào từ độ.
+ Nếu A>0, B<0, C>0 (C>0 để đảm bảo có cực tiểu hữu hạn) trên đồ thị F(M) có tồn
tại 2 cực tiểu. Một ứng với M 0, còn cực tiểu thứ 2 ứng với M 1 ≠ 0. Tuy nhiên vì
F(Mo)< F(M1) nên thực tế chỉ tồn tại ở trạng thái ứng với cực tiểu lần thứ nhất còn cực
tiểu lần thứ 2 ứng với trạng thái giả bền.
Xét riêng trường hợp khi đặt từ trường ngoài H vào, hệ sẽ nhận thêm năng
lượng từ FH=-M.H, như vậy năng lượng của hệ sẽ là: F T=F + FH . Khi H tăng, cực tiểu
thứ hai (giả bền) có mức năng lượng thấp dần, khi tăng tới một giá trị H=H c, ta có F(0)
= F(Mc ≠ 0 ). Lúc này, hệ có thể chuyển trạng thái từ M=0 tới trạng thái M ≠ 0 (hoặc

năng của chúng, làm mòn cực âm và làm cho chúng nóng lên. Một phần vật liệu làm
cực dương (phần không tham gia vào cột hồ quang ) không bị phân li thành ion dương
và điện tử, chủ yếu là vật liệu bị bốc bay từ bề ngoài của phần nóng chảy. Do sự chênh
lệch cao của nhiệt độ ở bề mặt nóng chảy so với phần tiếp xúc đáy nồi, phần vật liệu
này bị kéo trở lại và được giữ trong không gian giữa vật liệu nóng chảy và vật liệu làm
nồi. Quá trình tương tự như vậy cũng xảy ra trong vùng cực âm. Một phần vật liệu làm
cực âm bị phân li thành ion dương và các điện tử. Các điện tử nhiệt này chuyển động
về phía cực dương, nung nóng vật liệu làm cực dương, còn các ion dương bị kéo trở lại
phía cực âm. Như vậy cả hai loại ion dương của cực dương và cực âm không bao giờ
tới được cực dương. Mặt khác do áp suất của cột hồ quang P1 (cỡ 1bar) lớn hơn áp
suất của môi trường khí trơ P2 (cỡ 0,6 – 0,8 bar) nên sự bốc bay vật liệu giữa cực âm
và cực dương rất khó xảy ra. Đây chính là lý do làm cho sự bốc bay trong phương

19


pháp nóng chảy hồ quang nhỏ (nhỏ hơn 2 lần so với phương pháp lò cao tần). Vì vậy
phương pháp này cũng cho độ sạch cao.
Nồi lạnh trong phương pháp nóng chảy hồ quang có cấu tạo như trên hình 2.3.
Vật liệu cần nóng chảy không tiếp xúc trực tiếp với toàn bộ bề mặt của nồi chứa. Như
đã chỉ ra trên hình 2.3 (b) phần mẫu tiếp xúc trực tiếp với đáy nồi rất ít ( do bề mặt nồi
nhấp nhô) không gian giữa mẫu và đáy nồi chứa lớp khí trơ tạo ra một phân cách giữa
kim loại nóng chảy và nồi. Kim loại nóng chảy giữa nguyên hình dạng của nó nhờ sức
căng mặt ngoài. Sức căng này phụ thuộc vào nhiệt độ và thành phần hợp kim. Khi tốc
độ làm lạnh nồi quá nhanh, không gian giữa kim loại nóng chảy và nồi được lấp đầy
bởi các hạt tinh thể rất nhỏ. Lúc này quá trình nóng chảy của các vật liệu trong nồi là
một quá trình tự nó ( hình 2.3c).Khi kim loại nóng chảy được nấu quá sôi, sức căng
mặt ngoài của kim loại nóng chảy giảm xuống. Trong trường hợp này (hình 2.3d), kim
loại nóng chảy lấp đầy không gian giữa bề mặt lồi lõm của đáy nồi và làm ướt nồi.
Nếu dòng nước làm lạnh yếu, khối kim loại nóng chảy sẽ dính vào đáy nồi, nếu dòng


Hút chân không: quá trình hút chân không được bắt đầu với việc hút sơ bộ bằng
bơm sơ cấp cho đến khi áp suất trong buồng mẫu đạt khoảng Torr. Tiếp theo là quá
trình hút bằng bơm khuếch tán đến áp suất 10-5 Torr.
Đuổi khí Ar: sau khi hút chân không đến áp suất P=10 -5 Torr, đóng van nối với
bơm chân không và mở van khí Ar đến áp suất cỡ 10 Torr thì đóng van khí (việc xả
khí có tác dụng đẩy oxi ra ngoài). Mở bơm nối với bơm khuếch tán, Quá trình hút
chân không được thực hiện đến áp suất P=10 -5 Torr. Việc xả khsi được thực hiện 3 lần.
Đóng van nối với hút chân không, sau đó xả khí argon vào buồng mẫu với áp suất 10
Torr để chuẩn bị nấu mẫu.
Nấu mẫu: mở nước làm lạnh nồi nấu và điện cực. Bật nguồn cao tần, nấu chảy
viên titan. Việc nấu chảy viên Titan có tác dụng thu và khử khí oxi còn lại trong buồng
mẫu, tránh sự oxi hóa mẫu trong quá trình nấu mẫu. Viên Titan khi nấu mẫu có màu
sáng là tốt, đủ điều kiện để tiến hành nấu mẫu. Tắt bơm khuếch tán. Nếu viên Titan bị
xám có nghĩa là chân không chưa tốt sẽ không thể tioeesp tục nấu mẫu được mà phải
lặp lại quá trình hút chân không.
Mẫu được lật đảo khoảng 3 lần để tạo sự đồng nhất.
Lấy mẫu ra khỏi buồng mẫu.
2.1.3 Ủ nhiệt
Mẫu sau khi nấu (as-cast) được xử lý nhiệt bằng cách đưa mẫu vào ampul làm
bằng ống thạch anh được hút chân không cao tới P=10 -5 Torr và hàn kín đầu ampul.
Mẫu được ủ nhiệt ở nhiệt độ T=1100 oC trong thời gian 7 ngày để mẫu được
hoàn toàn đồng nhất về pha và ổn định cấu trúc mẫu.
Tôi mẫu trong nước đá.
2.2 Các phương pháp nghiên cứu
2.2.1 Nhiễu xạ bột tia X
Để xác định sự đơn pha của mẫu và cấu trúc tinh thể của các mẫu chế tạo ta tiến
nhành đo nhiễu xạ bột tai X. Sau khi chế tạo mẫu, mẫu được nghiền thành bột có kích
thước 50 100 để đo nhiễu xạ.
Nhiễu xạ bột tia X là phương pháp sử dụng với các mẫu là đa tinh thể, đó là

cấu trúc của mẫu có thể được tìm thấy.
Phổ nhiễu xạ thu được trên mẫu bột rời được so sánh với phổ nhiễu xạ tia X của
cấu trúc chuẩn NaZn13. Sự so sánh này cho phép xác định cấu trúc tinh thể là đơn pha
hay đa pha và xác định được các hằng số mạng. Hệ mẫu la(Fe xM1-x)13 có cấu trúc lập
phương kiểu NaZn13 nên hằng số mạng của tinh thể liên hệ với khoảng cách hai mặt
phản xạ có cùng chỉ số (hkl) theo công thức:
(2.2)
Từ biểu thức trên ta có thể tính được gái trị hằng số mạng a=b=c của tinh thể
với cấu trúc lập phương:
(2.3)
Hằng số mạng a của tinh thể sẽ là gái trị trung bình của các kết quả tính ở trên.
Và nếu cấu trúc tinh thể có cấu trúc tứ diện thì công thức tính hằng số mạng a=b và c
của tinh thể được cho bởi:
(2.4)
Điều đó có nghĩa là với cấu trúc tứ diện ta phải thiết lập hệ phương trình để tìm
được hằng số mạng a và c.
2.2.2 Giao thoa kế lượng tử siêu dẫn (SQUID)
Tính chất từ của các mẫu được khảo sát bằng thiết bị giao thoa kế lượng tử siêu
dẫn (superconducing quantum interference device)- SQUID. Một vòng siêu dẫn có
một tiếp xúc Josephson sẽ tạo thành một SQUID xoay chiều (rf SQUID), một vòng
siêu dẫn có hai tiếp xúc Josephson song song với nhau sẽ tạo thành một SQUID một
chiều (dc SQUID). Một SQUID thường bao gồm cả một (rf) hoặc hai (dc) điện trở
mắc song song với lớp tiếp xúc để loại trừ hiện tượng trễ của đặc trưng I-V. Sự kahsc
nhau cơ bản giữa SQUID một chiều và xoay chiều là SQUID một chiều có nền nhiễu
nhỏ hơn. Mặc dù về mặt lịch sử, SQUID một chiều được chế tạo đầu tiên nhưng đòi
25