A new dissipation behavior is reported in superconducting ${\mathrm{Bi}}_{2.2}{\mathrm{Sr}}_{2}{\mathrm{Ca}}_{0.8}{\mathrm{Cu}}_{2}{\mathrm{O}}_{8+\ensuremath{\delta}}$ for all temperatures below ${T}_{c}$ and all magnetic fields exceeding ${H}_{c1}$. The current-independent electrical resistivity is thermally activated and can be described by an Arrhenius law with a single prefactor and a magnetic-field- and orientation-dependent activation energy ${U}_{0}(H,\ensuremath{\varphi})$. This behavior is markedly different from past observations and will be discussed in terms of flux creep and flux flow. This thermally activated behavior implies a finite resistance at all temperatures and all fields exceeding ${H}_{c1}$ determined by the activation energy as the only parameter.

We have extended Bean’s critical state model to explicitly include anisotropic critical currents. Measurements at 30 K of the critical currents parallel to the Cu-O planes but with vortex motion either parallel or across twin boundaries show twin boundaries are probably not an important cause of vortex pinning. In the critical state, current flow perpendicular to the Cu-O planes is about 30 times smaller than flow parallel to these planes.

The dissipation below ${\mathit{T}}_{\mathit{c}}$ has been studied for representatives of all classes of cuprate high-temperature superconductors, including ${\mathrm{Ba}}_{2}$${\mathrm{YCu}}_{3}$${\mathrm{O}}_{7\mathrm{\ensuremath{-}}\mathrm{\ensuremath{\delta}}}$, and Bi and Tl compounds. The results are parametrized in the framework of flux creep, with the largest activation energies found in ${\mathrm{Ba}}_{2}$${\mathrm{YCu}}_{3}$${\mathrm{O}}_{7}$. It is argued that the magnitude of dissipative flux motion is more related to the electronic anisotropy of the material than the actual defect structure. The thermally activated flux creep model, whose parameters are extracted from dc measurements, consistently describes also dynamic measurements, including the irreversibility line and the melting transition. Finally, the similarities in dissipative behavior are emphasized between high-${\mathit{T}}_{\mathit{c}}$ materials, very thin films, and layered low-${\mathit{T}}_{\mathit{c}}$ superconductors.

Single crystal sof the 84-K superconductor ${\mathrm{Bi}}_{2.2}{\mathrm{Sr}}_{2}{\mathrm{Ca}}_{0.8}{\mathrm{Cu}}_{2}{\mathrm{O}}_{8+\ensuremath{\delta}}$ were characterized by x-ray diffraction, dc magnetic susceptibility, electrical resistivity, and microwave absorption. The structure has ${[\mathrm{Cu}{\mathrm{O}}_{2}]}_{\ensuremath{\infty}}$ planes separated by calcium atoms, edge-shared bismuth oxide double layers, and an incommensurate superlattice along $b$ with a period of 4.76. The in-plane resistivity above ${T}_{c}$ is linear in $T$, with ${\ensuremath{\rho}}_{\mathrm{RT}}=130$ \ensuremath{\mu}\ensuremath{\Omega} cm. Initial results on Pb substitution yielding ${T}_{c}'\mathrm{s}$ of 107 K are reported.

We have fabricated tunnel junctions between chemically etched single crystals of ${\mathrm{YBa}}_{2}$${\mathrm{Cu}}_{3}$${\mathrm{O}}_{7}$ and evaporated metal counterelectrodes which exhibit reproducible characteristics. Above the bulk critical temperature of ${\mathrm{YBa}}_{2}$${\mathrm{Cu}}_{3}$${\mathrm{O}}_{7}$, ${T}_{c}$, the conductance, G(V), has a linear dependence with voltage and has some asymmetry. Below ${T}_{c}$, additional structure associated with the superconductivity appears in G(V). At T\ensuremath{\ll}${T}_{c}$ there is a reproducible, finite, zero-bias conductance which suggests that there are states at the Fermi energy superconducting ${\mathrm{YBa}}_{2}$${\mathrm{Cu}}_{3}$${\mathrm{O}}_{7}$. Junctions with Pb, Sn, Bi, Sb, PbBI, and Au counterelectrodes all show qualitatively similar behavior.

The high-resolution Bitter pattern technique has been used to reveal the magnetic structure of single-crystal samples of high-${T}_{c}$ superconductor Y${\mathrm{Ba}}_{2}$${\mathrm{Cu}}_{3}$${\mathrm{O}}_{7}$ at 4.2 K. Typical patterns consist of hexagonally correlated, singly quantized vortices of flux $\frac{\mathrm{hc}}{2e}$. That is, the structures are comparable to those that would be observed in conventional type-II superconductors under similar conditions.