к библиотеке   к оглавлению   FAQ по эфирной физике   ТОЭЭ   ТЭЦ   ТПОИ   ТИ  

РЕАЛЬНАЯ ФИЗИКА

Глоссарий по физике

А   Б   В   Г   Д   Е   Ж   З   И   К   Л   М   Н   О   П   Р   С   Т   У   Ф   Х   Ц   Ч   Ш   Э   Ю   Я  

Сверхпроводимость

  1. Сверхпроводимость
  2. Электропроводность
  3. Удельное электрическое сопротивление проводников
  4. Эффект Купера
  5. Сверхпроводники первого рода
  6. Сверхпроводники второго рода
  7. Слабая сверхпроводимость
  8. Интеркалирование химических соединений
  9. Критический ток в сверхпроводниках
  10. Критическое магнитное поле в сверхпроводниках
  11. Высокотемпературная сверхпроводимость
  12. Оксидные высокотемпературные сверхпроводники
  13. Криогенные сверхпроводящие ЛЭП
  14. Органические сверхпроводники
  15. Магнитные сверхпроводники
  16. Устройство сверхпроводящего магнита
  17. Сверхпроводящие магниты
  18. Литература по сверхпроводимости

Сверхпроводимость - явление, заключающееся в том, что у мн. хим. элементов, соединений, сплавов (наз. сверхпроводниками)при охлаждении ниже определ. (характерной для данного материала) температуры Тс наблюдается переход из нормального в т. н. сверхпроводящее состояние, в к-ром их электрич. сопротивление пост. току полностью отсутствует. При этом переходе структурные и оптич. (в области видимого света) свойства сверхпроводников остаются практически неизменными. Электрич. и магн. свойства вещества в сверхпроводящем состоянии (фазе) резко отличаются от этих же свойств в нормальном состоянии (где они, как правило, являются металлами) или от свойств др. материалов, к-рые при тех же темп-pax в сверхпроводящее состояние не переходят.

Явление С. открыто Г. Камерлинг-Оннесом (Н. Каmerlingh-Onnes, 1911) при исследовании низкотемпературного хода сопротивления ртути. Он обнаружил, что при охлаждении ртутной проволоки ниже 4 К её сопротивление скачком обращается в нуль. Нормальное состояние может быть восстановлено при пропускании через образец достаточно сильного тока [превышающего критический ток IС(Т)] или помещением его в достаточно сильное внеш. магн. поле [превышающее критическое магнитное поле НС(Т)].

В 1933 Ф. В. Мейснером (F. W. Meissner) и Р. Оксенфельдом (R. Ochsenfeld) обнаружено др. важнейшее свойство, характерное для сверхпроводников (см. Мейснера эффект: )внеш. магн. поле, меньшее нек-рого критич. значения (зависящего от типа вещества), не проникает в глубь сверхпроводника, имеющего форму бесконечного сплошного цилиндра, ось к-рого направлена вдоль поля, и отлично от нуля лишь в тонком поверхностном слое. Это открытие позволило Ф. и Г. Лондонам (F. London, H. London, 1935) сформулировать феноменологич. теорию, описывающую магнитостатику сверхпроводников (см. Лондонов уравнение ),однако природа С. оставалась неясной.

Открытие в 1938 сверхтекучести н объяснение этого явления на основе квантового критерия (см. квантовая теория сверхтекучести)для систем бозе-частиц давали основание предполагать, что С. можно трактовать как сверхтекучесть электронной жидкости, однако фермиевская природа электронов и кулоновское отталкивание между ними не позволили просто перенести теорию сверхтекучести на С. Построение микроскопич. теории (см. ниже) обосновало квантовую теорию и уточнило входящие в феноменологич. ур-ния постоянные. Открытие зависимости критич. температуры Тс перехода в сверхпроводящее состояние металла от его изотопного состава (изотопический эффект ,1950) свидетельствовало о влиянии кристаллич. решётки на С. Это позволило X. Фрёлиху (Н. Frohlich) и Дж. Бардину (J. Bardeen) продемонстрировать возможность возникновения между электронами в присутствии кристаллич. решётки специфического притяжения, к-рое может превалировать над их кулоновским отталкиванием, а впоследствии Л. Куперу (L. Cooper, 1956) - возможность образования электронами связанных состояний - куперовских пар (Купера эффект).

В 1957 Дж. Бардином, Л. Купером и Дж. Шрпффером (J. Schrieffer) была сформулирована микроскопич. теория С., к-рая объяснила это явление на основе бозе-конденсации куперовских пар электронов, а также позволила в рамках простой модели (см. Бардина - Купера - Шриффера модель, модель БКШ) описать мн. свойства сверхпроводников.

Практич. использование сверхпроводников ограничивалось низкими значениями критич. полей (~1 кЭ) и температур (~20 К). В 1952 А. А. Абрикосов н Н. Н. Заварицкий на основании анализа эксперим. данных о критич. магн. полях тонких сверхпроводящпх плёнок указали на возможность существования нового класса сверхпроводников (с их необычными магн. свойствами ещё в 1937 столкнулся Л. В. Шубников, одним из важнейших отличий от обычных сверхпроводников является возможность протекания сверхпроводящего тока при неполном вытеснении магн. поля из объёма сверхпроводника в широком диапазоне магн. полей). Это открытие определило в дальнейшем разделение сверхпроводников на сверхпроводники первого рода и сверхпроводники второго рода .Использование сверхпроводников 2-го рода впоследствии позволило создать сверхпроводящие системы с высокими критич. полями (порядка сотен кЭ).

Поиск сверхпроводников с высокими критич. температурами стимулировал исследование новых типов материалов. Были исследованы мн. классы сверхпроводящих систем, синтезированы органические сверхпроводники и магнитные сверхпроводники ,однако до 1986 макс. критич. темп-pa наблюдалась у сплава Nb3Ge (Тс8020-1.jpg 23 К). В 1986 И. Г. Беднорцем (J. G. Bednorz) и К. А. Мюллером (К. A. Muller) был открыт новый класс металлоксидных высокотемпературных сверхпроводников (ВТСП) (см. Оксидные высокотемпературные сверхпроводники ),критич. темп-pa к-рых в течение двух последующих лет была «поднята» от 30-35 К до 120-125 К. Эти сверхпроводники интенсивно изучаются, ведутся поиски новых, улучшаются технол. свойства существующих, на основе к-рых уже создаются нек-рые приборы.

Важным достижением в области С. стало открытие в 1962 Джозефсона эффекта туннелирования куперовских пар между двумя сверхпроводниками через тонкую диэлектрич. прослойку. Это явление легло в основу новой области применений сверхпроводников (см. Слабая сверхпроводимость, Криоэлектронные приборы).

Природа сверхпроводимости. Явление С. обусловлено возникновением корреляции между электронами, в результате к-рой они образуют куперовские пары, подчиняющиеся бозевской статистике, а электронная жидкость приобретает свойство сверхтекучести. В фононной модели С. спаривание электронов происходит в результате специфического, связанного с наличием кристаллич. решётки фононного притяжения. Даже при абс. нуле температур решётка совершает колебания (см. Нулевые колебания, Динамика кристаллической решётки). Эл--статич. взаимодействие электрона с ионами решётки изменяет характер этих колебаний, что приводит к появлению дополнит. силы притяжения, действующей на др. электрон. Это притяжение можно рассматривать как обмен виртуальными фононами между электронами. Такое притяжение связывает электроны в узком слое вблизи границы фермиповерхности. Толщина этого слоя в энергетич. масштабе определяется макс. энергией фонона8020-2.jpg , где wD - дебаевская частота, vs - скорость звука, о - постоянная решётки (см. Дебая температура; )в импульсном пространстве это соответствует слою толщиной8020-3.jpg, где vF - скорость электронов вблизи поверхности Ферми. Соотношение неопределённостей даёт характерный масштаб области фононного взаимодействия в координатном пространстве:
8020-4.jpg где М - масса иона остова, т - масса электрона. Величина8020-5.jpg см, т. е. фононное притяжение оказывается дальнодействующим (по сравнению с межатомными расстояниями). Кулоновское отталкивание электронов обычно несколько превышает по величине фононное притяжение, но благодаря экранированию на межатомных расстояниях оно эффективно ослабляется и фононное притяжение может преобладать, объединяя электроны в пары. Сравнительно небольшая энергия связи куперовской пары оказывается существенно меньше кинетической энергии электронов, поэтому, согласно квантовой механике, связанные состояния не должны были бы возникнуть. Однако в данном случае речь идёт об образовании пар не из свободных изолиров. электронов в трёхмерном пространстве, а из квазичастиц ферми-жидкости при заполненной большой поверхности Ферми. Это приводит к фактич. замене трёхмерной задачи на одномерную, где связанные состояния возникают при сколь угодно слабом притяжении.

В модели БКШ спариваются электроны с противоположными импульсами р и -р (полный импульс куперовской пары равен 0). Орбитальный момент и суммарный спин пары также равны 0. Теоретически при нек-рых нефононных механизмах С. возможно спаривание электронов и с ненулевым орбитальным моментом. По-видимому, спаривание в такое состояние осуществляется в сверхпроводниках с тяжёлыми фермионами (напр., CeCu2Si2, CeCu6, UB13, СеА13).

В сверхпроводнике при температуре Т < Тс часть электронов, объединённых в куперовские пары, образуют бозе-конденсат (см. Бозе - Эйнштейна конденсация). Все электроны, находящиеся в бозе-конденсате, описываются единой когерентной волновой функцией8020-6.jpg. Остальные электроны пребывают в возбуждённых над-конденсатных состояниях (фермиевские квазичастицы), причём их энергетич. спектр перестраивается по сравнению со спектром электронов в нормальном металле. В изотропной модели БКШ зависимость энергии электронов e от импульса р в сверхпроводнике имеет вид (рF - ферми-импульс):
8020-7.jpg

8020-9.jpg

Рис. 1. Перестройка энергетического спектра электронов в сверхпроводнике (сплошная линия) по сравнению с нормальным металлом (пунктир).
8020-12.jpg

Рис. 2. Температурная зависимость энергетической щели в модели БКШ.

Т. о., вблизи уровня Ферми (рис. 1) в спектре (1) возникает энергетическая щель8020-8.jpg. Для того чтобы возбудить электронную систему с таким спектром, необходимо разорвать хотя бы одну куперовскую пару. Поскольку при этом образуются два электрона, то на каждый из них приходится энергия не меньшая8020-10.jpg, так что8020-11.jpg имеет смысл энергии связи куперовской пары. Величина щели существенно зависит от температуры (рис. 2), при8020-13.jpg она ведёт себя как8020-14.jpg , а при Т = 0 достигает макс. значения8020-15.jpg , причём
8020-16.jpg

где8020-17.jpg - плотность одноэлектронных состояний вблизи поверхности Ферми, g - эфф. константа межэлектронного притяжения.

В модели БКШ связь между электронами предполагается слабой8020-18.jpg и критич. темп-pa оказывается малой по сравнению с характерными фононными частотами8020-19.jpg. Однако для ряда веществ (напр., Рb) это условие не выполняется и параметр8020-20.jpg (сильная связь). В литературе обсуждается даже приближение8020-21.jpg. Сверхпроводники с сильной связью между электронами описываются т. н. уравнениями Э л и а ш б е р г а (Г. М. Элиашберг, 1968), из к-рых видно, что на величину Тс не возникает никаких принципиальных ограничений.

Наличие щели в спектре электронов приводит к экспоненц. зависимости8020-22.jpg в области низких температур всех величин, определяющихся числом этих электронов (напр., электронной теплоёмкости и теплопроводности, коэффициентов поглощения звука и низкочастотного8020-23.jpg эл--магн. излучения).

Вдали от ферми-уровня8020-24.jpg выражение (1) описывает энергетич. спектр электронов нормального металла, т. е. эффект спаривания оказывает влияние на электроны с импульсами в области шириной8020-25.jpg . Пространственный масштаб куперовской корреляции («размер» пары)8020-26.jpg . Корреляционнаядлина8020-27.jpgсм (ниж. предел реализуется у ВТСП), однако обычно8020-28.jpgнамного превышает период кристаллич. решётки.

Эл--динамич. свойства сверхпроводников зависят от соотношения между стандартной корреляц. длиной8020-29.jpg и характерной толщиной поверхностного слоя, в к-ром существенно изменяется величина эл--магн. поля8020-30.jpg, где ns - концентрация сверхпроводящих (спаренных) электронов, е - заряд электрона. Если8020-31.jpg (такая область всегда имеется вблизи Тс, т. к. при8020-32.jpg ), то куперовские пары можно считать точечными, поэтому эл--динамика сверхпроводника является локальной и сверхпроводящий ток определяется значением векторного потенциала А в рассматриваемой точке сверхпроводника (ур-ние Лондонов). При8020-33.jpg проявляются когерентные свойства конденсата куперовских пар, эл--динамика становится нелокальной - ток в данной точке определяется значениями А в целой области размером8020-34.jpg (Пиппарда уравнение ).Такова обычно ситуация в массивных чистых сверхпроводниках (при достаточном удалении от их поверхности).

Переход металла из нормального в сверхпроводящее состояние в отсутствие магн. поля является фазовым переходом 2-го рода. Этот переход характеризуется комплексным скалярным параметром порядка - волновой функцией бозе-конденсата куперовских пар8020-35.jpg , где r - пространственная координата. В модели БКШ8020-36.jpg [при Т = Тс8020-37.jpg, а при Т = О8020-38.jpg ]. Фаза волновой функции8020-39.jpg также имеет существенное значение: через градиент этой фазы определяется плотность сверхпроводящего тока js:
8020-40.jpg

где знак * обозначает комплексное сопряжение. Величина плотности тока js также обращается в нуль при Т = Тс. Фазовый переход нормальный металл - сверхпроводник можно рассматривать как результат спонтанного нарушения симметрии по отношению к группе симметрии U(l)калибровочных преобразований волновой функции8020-41.jpg. Физически это соответствует нарушению ниже Тс сохранения числа электронов в связи с их спариванием, а математически выражается появлением отличных от нуля ср. значений параметра порядка8020-42.jpg

Щель в энергетич. спектре электронов не всегда совпадает с модулем параметра порядка (как это имеет место в модели БКШ) и вообще не является необходимым условием С. Так, напр., при введении в сверхпроводник парамагн. примесей в нек-ром диапазоне их концентраций может реализовываться бесщелевая С. (см. ниже). Своеобразна картина С. в двумерных системах, где термодинамич. флуктуации фазы параметра порядка разрушают дальний порядок (см. Мёрмина-Вагнера теорема), и тем не менее С. имеет место. Оказывается, что необходимым условием существования сверхпроводящего тока js является даже не наличие дальнего порядка (конечного ср. значения параметра порядка8020-43.jpg ), а более слабое условие степенного убывания корреляционной функции
8020-44.jpg

Тепловые свойства. Теплоёмкость сверхпроводника (как и нормального металла) состоит из электронной Ces и решёточной Cps компонент. Индекс s относится к сверхпроводящей фазе, п - к нормальной, е - к электронной компоненте, р - к решёточной.

При переходе в сверхпроводящее состояние решёточная часть теплоёмкости почти не изменяется, а электронная увеличивается скачком. В рамках теории БКШ для изотропного спектра
8020-45.jpg

При8020-46.jpg значение Ces экспоненциально убывает (рис. 3) и теплоёмкость сверхпроводника определяется своей решёточной частью Cps ~ Т3. Характерная экспоненциальная зависимость Ces даёт возможность непосредственного измерения8020-47.jpg. Отсутствие этой зависимости свидетельствует о том, что в нек-рых точках поверхности Ферми энергетич. щель обращается в нуль. По всей вероятности, последнее связано с нефононным механизмом притяжения электронов (напр., в системах с тяжёлыми фермионами, где при низких температурах8020-49.jpg для UB13 и8020-50.jpg для CeCuSi2).
8020-48.jpg

Рис. 3. Скачок теплоёмкости при переходе в сверхпроводящее состояние.

Теплопроводность металла при переходе в сверхпроводящее состояние не испытывает скачка, т. е.8020-51.jpg . Зависимость8020-52.jpg обусловлена рядом факторов. С одной стороны, сами электроны дают свой вклад в теплопроводность8020-53.jpg, к-рый по мере понижения температуры и образования куперовских пар уменьшается. С др. стороны, фононный вклад mps начинает несколько увеличиваться, поскольку с уменьшением числа электронов увеличивается длина свободного пробега фононов (электроны, объединённые в куперовские пары, фононов не рассеивают и сами тепло не переносят). Т. о.,8020-54.jpg, в то время как8020-55.jpg . В чистых металлах, где выше Тс превалирует электронная часть теплопроводности, она остаётся определяющей и при переходе в сверхпроводящее состояние; в результате8020-56.jpg при всех температурах ниже Тс. В сплавах же, наоборот, теплопроводность определяется в основном своей фононной частью и при переходе через8020-57.jpg начинает возрастать ввиду уменьшения числа неспаренных электронов.

Магнитные свойства. Благодаря возможности протекания в сверхпроводнике бездиссипативных сверхпроводящих токов, он при определ. условиях эксперимента проявляет эффект Мейснера, т. е. ведёт себя в присутствии не слишком сильного внеш. магн. поля как идеальный диамагнетик (магн. восприимчивость8020-58.jpg ). Так, для образца, имеющего форму длинного сплошного цилиндра в однородном внеш. магн. поле Н, приложенном вдоль его оси, намагниченность образца8020-59.jpg . Выталкивание внеш. магн. поля из объёма сверхпроводника приводит к понижению его свободной энергии. При этом экранирующие сверхпроводящие токи протекают в тонком поверхностном слое8020-60.jpg см. Эта величина характеризует и глубину проникновения внеш. магн. поля в образец.

По своему поведению в достаточно сильных полях сверхпроводящие материалы делятся на две группы: сверхпроводники 1-го и 2-го рода (рис. 4). Нач. участок кривых намагничивания (где8020-61.jpg ) соответствует полному эффекту Мейснера. Дальнейший ход кривых у сверхпроводников 1-го и 2-го рода существенно различается.
8020-62.jpg

Рис. 4. Зависимость намагниченности от внешнего магнитного поля для сверхпроводников 1-го и 2-го рода.

Сверхпроводники 1-го рода утрачивают С. скачком (фазовый переход 1-го рода): либо при достижении соответствующей данному полю критич. температуры ТС(Н), либо при повышении внеш. поля до критич. значения НС)(термодинамич. критич. поле). В точке фазового перехода, происходящего в магн. поле, в энергетич. спектре сверхпроводника 1-го рода сразу же появляется щель конечной величины. Критич. поле НС)определяет разность уд. свободных энергий сверхпроводягцей Fs и нормальной Fп фаз:
8020-63.jpg

Скрытая уд. теплота фазового перехода
8020-64.jpg

где Sn и Ss - уд. энтропии соответствующих фаз. Скачок уд. теплоёмкости при Т = Тс
8020-65.jpg

В отсутствие внеш. магн. поля при Т = Тс величина Q = О, т. е. происходит переход 2-го рода.

Согласно модели БКШ, термодинамич. критич. поле связано с критич. температурой соотношением
8020-66.jpg

а его температурная зависимость в предельных случаях высоких и низких температур имеет вид:
8020-67.jpg

8020-69.jpg

Рис. 5. Температурная зависимость термодинамического критического магнитного поля Нс.

Обе предельные ф-лы близки к эмпирич. соотношению8020-68.jpg , к-рое хорошо описывает типичные эксперим. данные (рис. 5). В случае нецилиндрич. геометрии опыта при превышении внеш. магн. полем определ. величины Н0 = (1 - N)HC (N - размагничивающий фактор)сверхпроводник 1-го рода переходит в промежуточное состояние: образец разделяется на слои нормальной п сворхпроводящей фаз, соотношение между объёмами к-рых зависит от величины Н. Переход образца в нормальное состояние происходит постепенно, путём роста доли соответствующей фазы.

Промежуточное состояние может возникнуть и при протекании по сверхпроводнику тока, превышающего некое критич. значение Iс, соответствующего созданию на поверхности образца критич. магн. поля Нс.

Образование в сверхпроводнике 1-го рода промежуточного состояния и чередование слоев сверхпроводящей и нормальной фаз конечного размера оказываются возможными только в предположении, что граница раздела между этими фазами обладает положит. поверхностной энергией8020-70.jpg. Величина и знак8020-71.jpg зависят от соотношения между8020-72.jpg

Отношение8020-73.jpg играет важную роль в феноменологич. теории С. Знак8020-74.jpg (или значение х) даёт возможность строго определить род сверхпроводника: у сверхпроводника 1-го рода8020-75.jpg и8020-76.jpg; для сверхпроводника 2-го рода8020-77.jpg и8020-78.jpg К сверхпроводникам 2-го рода относятся чистый Nb, большинство сверхпроводящих сплавов, органические и высокотемпературные сверхпроводники.

Для сверхпроводников 2-го рода8020-79.jpg , поэтому фазовый переход 1-го рода в нормальное состояние невозможен. Промежуточное состояние не реализуется, поскольку поверхность на границах фаз обладала бы отрицат. энергией и уже не выполняла бы роль фактора, сдерживающего бесконечное дробление. Для достаточно слабых полей и в сверхпроводниках 2-го рода имеет место эффект Менснера. При достижении ниж. критич. поля НС1 (в случае8020-80.jpg8020-81.jpg ), к-рое оказывается меньше формально вычисленного в этом случае НС, становится энергетически выгодным проникновение магн. поля в сверхпроводник в виде одиночных вихрей (см. Квантованные вихри ),содержащих в себе по одному кванту магнитного потока. Сверхпроводник 2-го рода переходит в смешанное состояние.

Сердцевины вихрей пребывают в нормальном (несверхпроводящем) состоянии, параметр порядка становится зависящим от координат: он обращается в нуль на оси вихря и восстанавливается до равновесного значения на расстояниях8020-82.jpg (размер сердцевины вихря). По периферии вихря текут сверхпроводящие токи, экранирующие магн. поле за пределами вихря. По мере дальнейшего увеличения внеш. поля число вихрей растёт - эффект Мейснера становится неполным. Между вихрями по-прежнему остаётся сверхпроводящая фаза, по к-рой может протекать незатухающий ток. Сами вихри в изотропном сверхпроводнике упорядочиваются в треугольную решётку (т. н. решётка вихрей Абрикосова ).Такая картина постепенного проникновения внеш. поля в объём сверхпроводника 2-го рода существует вплоть до верх. критич. поля НС2, когда С. исчезает окончательно. При таких полях происходит разрушение куперовских пар вследствие их закручивания, т. к. пара может существовать как единое целое лишь до тех пор, пока радиус ларморовской прецессии превышает характерный размер куперовской пары8020-83.jpg. Это условие и определяет поле8020-84.jpg

При протекании тока в сверхпроводнике 2-го рода на вихри действует сила Ампера, что должно приводить, к их движению в перпендикулярном току направлении. Однако при наличии в сверхпроводнике неоднородностей структуры последние могут удерживать решётку вихрей Абрикосова в равновесии до тех пор, пока ток не слишком велик (меньше критического). Это явление наз. п и н н и н г о м. В условиях пиннинга при достаточно слабом токе движение вихрей (перенос магн. потока) может осуществляться только посредством тепловой активации - флуктуац. перескоков отд. вихрей либо целых областей решётки из одних положений локального равновесия в другие (что приводит к локальным деформациям решётки). Явление ползучести решётки вихрей Абрикосова наз. крипом магнитного потока. Напряжение U, возникающее на образце, обусловлено движением вихрей и определяется соотношением
8020-85.jpg где энергия активации8020-86.jpgубывает с возрастанием тока и может зависеть от внеш. магн. поля.

При определ. условиях своеобразное неоднородное сверхпроводящее состояние может реализоваться и в полях выше НС2. Так, если сверхпроводник 2-го рода (или 1-го рода с8020-87.jpg ] с плоской границей поместить в параллельное границе магн. поле Н, НС2 < Н < 1,69НС2, то вблизи поверхности в нём образуется зародыш сверхпроводящей фазы. При этом объём материала пребывает в нормальном состоянии, сверхпроводящим оказывается лишь приповерхностный слой толщиной8020-90.jpg (рис. 6). Здесь возникают пост. сверхпроводящие токи, к-рые частично выталкивают внеш. магн. поле из приповерхностного слоя. Однако по мере удаления от поверхности плотность этого тока обращается в нуль и затем изменяет знак (рис. 7) так, чтобы выполнялось условие
8020-92.jpg

тогда магн. поле в глубине образца8020-93.jpg совпадает с внешним. Если внеш. поле не параллельно поверхности, в образце возникает вихревая структура, период к-рой определяется углом наклона магн. поля к поверхности (И. О. Кулик, 1967).
8020-88.jpg

Рис. 6. Зависимость модуля параметра порядка8020-89.jpg от расстояния до поверхности х в случае поверхностной сверхпроводимости.
8020-91.jpg

Рис. 7. Профиль плотности сверхпроводящего тока js, текущего вблизи поверхности сверхпроводника в случае поверхностной сверхпроводимости, - х расстояние до поверхности.

Квантование магнитного потока. Когерентность состояния бозе-конденсата куперовских пар проявляется также в квантовании магн. потока, проходящего через неодносвязанный сверхпроводник (напр., полый цилиндр со стенками толщиной8020-94.jpg в продольном магн. поле Н < НС для сверхпроводника 1-го рода или Н < НС1 для сверхпроводника 2-го рода). Магн. поток Ф, заключённый в этом цилиндре, может иметь лишь определ. дискретные значения: Ф = пФ0, где п - целое число. Величина кванта магн. потока Ф0 = hc/2e = 2,07*10-7 Э*см2- весьма мала, поэтому эффект квантования проявляется лишь в очень прецизионных экспериментах. Наблюдение на опыте теоретич. предсказанной величины кванта Ф0 стало одним из подтверждений существования куперовских пар, т. к. если бы носителями заряда в сверхпроводнике служили отд. электроны, то квант магн. потока должен был бы иметь вдвое большую величину (см. Ааронова - Бома эффект). Квантованность магн. потока существенна для понимания поведения сверхпроводника 2-го рода и в магн. полях выше НС1, т. к. внеш. поле проникает в него в виде отд. вихрей, каждый из к-рых несёт в себе один квант магн. потока, что определяет само число вихрей.

Описанная картина квантования магн. потока может нарушиться в случае своеобразного термоэлектрич. эффекта в сверхпроводящем кольце из двух разл. сверхпроводников, спаи к-рых поддерживаются при разл. темп-pax T1 и Т2, помещённом в магн. поле. В этом кольце величина потока может отличаться от целого числа квантов. Обусловленная термоэлектричеством нецелая добавка зависит от температуры:
8020-95.jpg

где индексы а и 6 относятся к первому и второму сверхпроводникам,8020-96.jpg - теплопроводность,8020-97.jpg - хим. потенциал, ns - число сверхпроводящих электронов.

Роль примесей. Обычные немагн. примеси оказывают весьма слабое влияние на термодинамич. свойства сверхпроводников. Их относит. вклад в эти свойства определяется величиной (a/l) ~ с, где а - межатомное расстояние, l - длина свободного пробега электрона, определяющаяся рассеянием на примесях, с - концентрация примесей. Немагн. примеси действуют только на электрич. заряд и одинаковым образом рассеивают оба спаренных электрона, не разрушая куперовскую пару. Однако при увеличении концентрации примесей величина l уменьшается и становится сравнимой со стандартной корреляц. длиной8020-98.jpg. Характер движения спаренных электронов меняется с баллистического (без рассеяния) на диффузионный. При этом если8020-99.jpg , то эфф. корреляц. длина8020-100.jpg зависит от длины свободного пробега. Убывание8020-101.jpg с ростом концентрации примесей (при соответств. значениях l)изменяет эл--динамич. и кинетич. свойства сверхпроводника, увеличивает относит. вклад сверхпроводящих флуктуации (см. ниже).

Совершенно иное влияние на С. оказывают примеси парамагн. атомов. Благодаря обменному взаимодействию между спином примеси и спинами электронов, образующих куперовскую пару, рассеяние на такой примеси может привести к переходу пары в триплетное состояние (когда спин пары равен 1) и, вследствие Паули принципа, к её разрушению. Т. о., введение парамагн. примесей в образец приводит к подавлению С. При очень малой концентрации таких примесей (8020-102.jpg ls - длина свободного пробега с переворотом спина) уменьшение Тс оказывается обратно пропорциональным ls:
8020-103.jpg

Когда кон-ция парамагн. примесей достигает нек-рого критич. значения скр и ls становится порядка8020-104.jpgкр ~ неск. атомных %), Тс обращается в нуль (исключение составляют магнитные сверхпроводники).

При введении в сверхпроводник парамагн. примеси энергетич. щель8020-105.jpg в спектре электронов обращается в нуль несколько раньше, чем Тс, при кон-ции 0,915 скр. В узком диапазоне кон-ций 0,915 скр< с < скр реализуется необычное состояние бесщелевой С. (А. А. Абрикосов, Л. П. Горьков, 1960), когда явление С. и эффект Мейснера имеют место, а щели в спектре уже нет (рис. 8). Зависимость теплоёмкости сверхпроводника от температуры в таком состоянии становится линейной (а не экспоненциальной), изменяются характер температурных зависимостей теплопроводности, коэф. поглощения звука, эл--магн. излучения.
8020-106.jpg

Рис. 8. Зависимость одноэлектронной плотности состояний в сверхпроводнике8020-107.jpg от энергии е при различных концентрациях парамагнитных примесей. Возрастание номеров кривых 1-6 идёт в порядке уменьшения концентрации примесей. Кривые 1-3 соответствуют бесщелевой сверхпроводимости. Зависимость, описываемая моделью БКШ, выделена пунктиром. (Плотность состояний в нормальном металле8020-108.jpg ,8020-109.jpg - параметр порядка при Т = 0.)

Магн. примеси не только уменьшают энергию связи куперовских пар, но и приводят к определённому их распределению по энергиям связи. В результате не все куперовские пары имеют одинаковую энергию и пребывают в конденсате - часть из них имеет меньшие энергии связи и находится в возбуждённом состоянии. Параметром порядка и в этом случае является когерентная волновая функция бозе-конденсата, однако теперь8020-110.jpg не определяет величину щели в энергетич. спектре. Наиб. отчётливо это проявляется в режиме бесщелевой С., когда бозе-конденсат ещё существует, а спектр электронных возбуждений уже становится бесщелевым.

Парамагн. примеси не единств. источник разрушения куперовских пар. Любое возмущение, неинвариантное относительно замены знака времени в гамильтониане системы, приводит к тому же эффекту. Куперовские пары являются суперпозицией состояний электронов с противоположными импульсами и спинами, к-рые переходят друг в друга при инверсии времени8020-111.jpg , поэтому возмущение, неинвариантное относительно этого преобразования, разрушает пары. Таким возмущением могут быть внеш. магн. поле (эффект, проявляющийся в тонких плёнках), протекающий ток, неоднородное сверхпроводящее состояние.

Найтовский сдвиг. Частота ядерного магнитного резонанса (ЯМР) для одного и того же ядра зависит от того, входит ли оно в состав диэлектрика или металла. В металле вероятность нахождения электронов проводимости вблизи ядра несколько возрастает. Эти электроны намагничиваются внеш. полем, и эфф. магн. поле, действующее на спин ядра, увеличивается, что приводит (по сравнению с диэлектриком) к т. н. найтовскому сдвигу частоты ЯМР. Поскольку магн. восприимчивость нормального металла8020-112.jpg практически не зависит от температуры, то постоянным остаётся и найтовский сдвиг. ЯМР можно наблюдать и в сверхпроводниках, если использовать тонкие плёнки или малые гранулы с характерными размерами, меньшими глубины проникновения8020-113.jpg. В таких образцах ниже Тс величина найтовского сдвига зависит от температуры и остаётся конечной даже при Т = 0. При этом
8020-114.jpg

где8020-115.jpg - магн. восприимчивость сверхпроводника при Т = 0, lso - длина свободного пробега электрона с переворотом спина, обусловленным спин-орбитальным взаимодействием. На первый взгляд эти проверенные экспериментально ф-лы противоречат модели БКШ, т. к. в этой модели при Т = 0 все электроны объединены в куперовские пары с полным спином, равным нулю. Разрыв куперовской пары требует затрат энергии8020-116.jpg. Поэтому в сверхпроводнике не должно быть неспаренных электронов, способных создать отклик на слабое внеш. поле, и8020-117.jpg. В действительности же в малых частицах и тонких плёнках, где наблюдается найтовский сдвиг, весьма существенно рассеяние на границах, в к-ром проявляется и спинорбитальное взаимодействие. При учёте этого взаимодействия электронный спин перестаёт сохраняться, и классификация по полному спину электронной системы S становится невозможной. Даже в осн. состоянии сверхпроводника появляется примесь состояний с8020-118.jpg , что и делает возможным поляризацию в слабом магн. поле.

Высокочастотные свойства. Поглощение эл--магн. излучения в сверхпроводнике при Т = 0 обусловлено разрушением куперовских пар. Поэтому излучение с частотами8020-119.jpg отражается от поверхности сверхпроводника (wп - пороговая частота). Характерные пороговые длины волн для традиционных сверхпроводников лежат в диапазоне 0,1 - 1 мм (wп ~ 1011 - 1012 Гц). Для8020-120.jpg различие между сверхпроводником и нормальным металлом стирается. Это относится к отражению в оптич. диапазоне, однако наличие куперовских пар может приводить здесь к своеобразному комбинационному рассеянию света. При отражении эл--магн. излучения от поверхности сверхпроводника его спектральный состав включает в себя, кроме основной гармоники (с частотой w0), стоксовские «сателлиты», соответствующие потере энергии на разрыв пар. Их частоты непрерывно распределены в диапазоне8020-121.jpg, причём их относительная интенсивность чрезвычайно мала. При Т > 0 в сверхпроводнике имеются неспаренные электроны, к-рые могут поглощать эл--магн. кванты любой частоты, и описанные выше пороговые явления размываются.
8020-123.jpg

Рис. 9. Изменение температурной зависимости энергетической щели8020-124.jpg при поглощении высокочастотного электромагнитного излучения8020-125.jpg в случае тонкой сверхпроводящей плёнки.

Высокочастотное,8020-122.jpg , эл--магн. поле большой интенсивности при воздействии на сверхпроводник может привести к повышению критич. температуры Тс сверхпроводящего перехода (Г. М. Элиашберг, 1970). Если образец поддерживать при температуре несколько выше Тs и облучать, то он может скачком перейти в сверхпроводящее состояние с конечной8020-126.jpg (В. М. Дмитриев и др., 1966) (рис. 9). Роль эл--магн. волны может играть и мощная звуковая волна подходящей частоты.

Частоты ультразвука, к-рые можно реально генерировать в сверхпроводнике, не превышают 109 Гц, что намного меньше пороговой частоты wп ~ 1011 Гц. Поэтому при8020-127.jpg в поглощении ультразвука могут принимать участие лишь неспаренные электроны (число к-рых экспоненциально мало) и в этом случае коэф. поглощения звука оказывается значительно меньше, чем в нормальном металле.

Флуктуационные явления. Появление термодинамически неравновесных куперовских пар (сверхпроводящих флуктуации) при темп-pax выше Тс приводит к тому, что сверхпроводник, пребывая ещё в своей нормальной фазе, как бы заранее «предчувствует» приближение сверхпроводящего перехода. В непосредственной окрестности выше Тс могут заметно возрастать его проводимость и теплоёмкость, коэф. поглощения звука, термоэдс и коэф. Холла и др. Увеличение теплоёмкости сглаживает скачок, имеющий место в самой точке перехода. Для чистого массивного сверхпроводника область температур8020-128.jpg, в к-рой существенно влияние флуктуации, можно оценить как8020-129.jpg8020-130.jpg - параметр Гинзбурга - Леванюка, показатель степени зависит от размерности системы]. Эти эффекты становятся гораздо более заметными в сплавах и низкоразмерных сверхпроводниках благодаря уменьшению эфф. корреляц. длины и степени в параметре Гинзбурга - Леванюка. Для аморфных плёнок и нитевидных кристаллов (вискеров) флуктуационная область температур расширяется вплоть до8020-131.jpg. Избыточная проводимость тонкой аморфной плёнки толщиной d при Т> Тс
8020-132.jpg

Эта поправка обусловлена дополнительным, по сравнению с одноэлектронным, механизмом переноса заряда флуктуационно возникающими куперовскими парами (прямой вклад Асламазова - Ларкина, или парапроводимость). Сверхпроводящие флуктуации определяют тонкую структуру аномалий вольт-амперных характеристик туннельных и джозефсоновских контактов, длинные «хвосты» в диамагн. восприимчивости и др. явления в сверхпроводящих системах вблизи Тс.

Литература по сверхпроводимости

  1. Де Жен П., Сверхпроводимость металлов и сплавов, пер. с англ., М., 1968;
  2. Шриффер Дж., Теория сверхпроводимости, пер. с англ., М., 1970;
  3. Вонсовский С. В., Изюмов Ю. А., Курмаев Э. 3., Сверхпроводимость переходных металлов, их сплавов и соединений, М., 1977;
  4. Тинкхам М., Введение в сверхпроводимость, пер. с англ., М., 1980;
  5. Шмидт В. В., Введение в физику сверхпроводников, М., 1982;
  6. Абрикосов А. А., Основы теории металлов, М., 1987;
  7. Superconductivity, ed. by R. D. Parks, v. 1-2, N. Y., 1969.

А. А. Варламов.

к библиотеке   к оглавлению   FAQ по эфирной физике   ТОЭЭ   ТЭЦ   ТПОИ   ТИ  

Знаете ли Вы, что, как и всякая идолопоклонническая религия, релятивизм ложен в своей основе. Он противоречит фактам. Среди них такие:

1. Электромагнитная волна (в религиозной терминологии релятивизма - "свет") имеет строго постоянную скорость 300 тыс.км/с, абсурдно не отсчитываемую ни от чего. Реально ЭМ-волны имеют разную скорость в веществе (например, ~200 тыс км/с в стекле и ~3 млн. км/с в поверхностных слоях металлов, разную скорость в эфире (см. статью "Температура эфира и красные смещения"), разную скорость для разных частот (см. статью "О скорости ЭМ-волн")

2. В релятивизме "свет" есть мифическое явление само по себе, а не физическая волна, являющаяся волнением определенной физической среды. Релятивистский "свет" - это волнение ничего в ничем. У него нет среды-носителя колебаний.

3. В релятивизме возможны манипуляции со временем (замедление), поэтому там нарушаются основополагающие для любой науки принцип причинности и принцип строгой логичности. В релятивизме при скорости света время останавливается (поэтому в нем абсурдно говорить о частоте фотона). В релятивизме возможны такие насилия над разумом, как утверждение о взаимном превышении возраста близнецов, движущихся с субсветовой скоростью, и прочие издевательства над логикой, присущие любой религии.

4. В гравитационном релятивизме (ОТО) вопреки наблюдаемым фактам утверждается об угловом отклонении ЭМ-волн в пустом пространстве под действием гравитации. Однако астрономам известно, что свет от затменных двойных звезд не подвержен такому отклонению, а те "подтверждающие теорию Эйнштейна факты", которые якобы наблюдались А. Эддингтоном в 1919 году в отношении Солнца, являются фальсификацией. Подробнее читайте в FAQ по эфирной физике.

НОВОСТИ ФОРУМАФорум Рыцари теории эфира
Рыцари теории эфира
 03.12.2019 - 22:04: ВОСПИТАНИЕ, ПРОСВЕЩЕНИЕ, ОБРАЗОВАНИЕ - Upbringing, Inlightening, Education -> Просвещение от Марины Мелиховой - Карим_Хайдаров.
03.12.2019 - 11:12: ВОСПИТАНИЕ, ПРОСВЕЩЕНИЕ, ОБРАЗОВАНИЕ - Upbringing, Inlightening, Education -> Просвещение от Ю.Ю. Болдырева - Карим_Хайдаров.
30.11.2019 - 19:55: ТЕОРЕТИЗИРОВАНИЕ И МАТЕМАТИЧЕСКОЕ МОДЕЛИРОВАНИЕ - Theorizing and Mathematical Design -> ФУТУРОЛОГИЯ - прогнозы на будущее - Карим_Хайдаров.
30.11.2019 - 18:13: СОВЕСТЬ - Conscience -> РУССКИЙ МИР - Карим_Хайдаров.
29.11.2019 - 08:14: ВОСПИТАНИЕ, ПРОСВЕЩЕНИЕ, ОБРАЗОВАНИЕ - Upbringing, Inlightening, Education -> Декларация Академической Свободы - Карим_Хайдаров.
27.11.2019 - 08:31: ВОСПИТАНИЕ, ПРОСВЕЩЕНИЕ, ОБРАЗОВАНИЕ - Upbringing, Inlightening, Education -> КОМПЬЮТЕРНО-СЕТЕВАЯ БЕЗОПАСНОСТЬ ДЛЯ ВСЕХ - Карим_Хайдаров.
27.11.2019 - 08:30: ВОЙНА, ПОЛИТИКА И НАУКА - War, Politics and Science -> ЗА НАМИ БЛЮДЯТ - Карим_Хайдаров.
27.11.2019 - 08:27: НОВЫЕ ТЕХНОЛОГИИ - New Technologies -> ПРОБЛЕМА ИСКУССТВЕННОГО ИНТЕЛЛЕКТА - Карим_Хайдаров.
23.11.2019 - 12:17: ЭКОЛОГИЯ - Ecology -> ЭКОЛОГИЯ ДЛЯ ВСЕХ - Карим_Хайдаров.
19.11.2019 - 09:07: ВОСПИТАНИЕ, ПРОСВЕЩЕНИЕ, ОБРАЗОВАНИЕ - Upbringing, Inlightening, Education -> Просвещение от Андрея Маклакова - Карим_Хайдаров.
18.11.2019 - 19:10: ВОЙНА, ПОЛИТИКА И НАУКА - War, Politics and Science -> Проблема государственного терроризма - Карим_Хайдаров.
Bourabai Research Institution home page

Bourabai Research - Технологии XXI века Bourabai Research Institution