В.В. Шмидт - Введение в физику сверхпроводников, страница 3

Очень скоро после открытия сверхпроводимости было обнаружено, что сверхпроводимость можно разрушить не только нагреванием образца, но и помещением его в сравнительно слабое магнитное поле. Это поле назвали критическим полем массивного материала и обозначили Н„„в отличие от критических полей пленок, тонких нитей, шариков и т. д. Таблица 1.2. Критические температуры некоторых интерметаллических соединений и высокотемпературных сверхпроводвиков.

Величины Т, и Н для элементов-сверхпроводников приведены в табл. 1.1. Здесь Н „(0) — критическое поле, зкстраполированное к абсолютному нулю температуры. Зависимость Н от ГЛ. 1. ВВЕДЕНИЕ температуры хорошо описывается эмпирической формулой Н (Т) = Н, (0) [1 — (Т/Т,)'~. Р1) Эта зависимость приведена на рис.1.1. Этот рисунок по существу представляет собой фазовую диаграмму сверхпроводящего состояния в координатах (Н, Т). Любая точка на этой плоскости, лежащая в заштрихованной области, соответствует сверхпроводящему состоянию. Н~(Т л ~оф 1.0 0.5 Рис.

1.1. Зависи- мость критического поля Н, от температуры. 1.0 Т(Т, 0.5 1.2. Квантование магнитного потока. Электрический ток в массивном сверхпроводящем кольце может существовать неограниченно долго. При этом, конечно, никакого источника тока не требуется, так как сопротивление кольца равно нулю. Создать такой незатухающий ток можно следующим образом. Поместим кольцо при Т ) Т, во внешнее магнитное поле так, чтобы магнитные силовые линии проходили через отверстие кольца. Переведем кольцо в сверхпроводящее состояние, т.е. понизим температуру ниже Т„и выключим после этого источник магнитного поля.

В первый момент после выключения поля магнитный поток внутри начнет уменьшаться и, по закону электромагнитной индукции Фарадея, индуцирует в кольце ток, который уже не затухнет. Этот ток будет препятствовать уменьшению магнитного потока в кольце, т.е. будет теперь, после выключения внешнего источника магнитного поля, сам 1 Ь ОСНОВНЫЕ ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫЕ ФАКТЫ поддерживать поток в кольце на прежнем уровне. Действительно, если бы кольцо обладаю каким-то сопротивлением Л, то после выключения внешнего поля ток в кольце затух бы за время порядка Ь/й, где Ь вЂ индуктивнос кольца, но в сверхпроводящем кольце В = О, и такое затухание будет продолжаться бесконечно долго.

Это значит,что в кольце оказался «замороженным» магнитный поток, а по кольцу циркулирует незатухающий ток. Это — так называемый сверхпроводящий ток, или сверхток. На первый взгляд кажется, что величина »замороженного» в кольце магнитного потока может быть произвольной. Для исследования этого вопроса были поставлены эксперименты [11], [12], которые обогатили нас важнейшим экспериментальным фактом: магнитный поток в полом сверхпроводящем цилиндре может принимать только значения, кратные некоторой величине Фс = = 2.07 10 7 Гс ем~, которую называют квантом магнитного потока.

Квант магнитного потока может быть выражен через фундаментальные константы: Фо = нас/е, где 6 †постоянн Планка, с †скорос света в вакууме, е †зар электрона. Конечно, эти исследования [1961 г.) были предприняты не случайно. Удивительно даже, что они не были проведены раньше, потому что уже к середине 30-х годов сложилось мнение, что сверхпроводимость — это квантовое явление. 1.3. Эффекты Джозефсона. Другим подтверждением того, что сверхпроводимость — квантовое явление, служат эффекты так называемой слабой сверхпроводимости, или эффекты Джозефсона [13]. Предсказанные в 1962 году, они вскоре были экспериментально обнаружены. Под слабой сверхпроводимостью понимается такая ситуация, когда два сверхпроводника соединены между собой какой-либо слабой связью. Такой слабой связью может быть туннельный переход, тонкопленочное сужение, просто слабое касание двух сверхпроводников на малой площади и другие подобные «ослабления» сверхпроводимости контакта между двумя сверхпроводниками.

ГЛ. 1. ВВЕДЕНИЕ Различают два эффекта Джозефсона: стационарный и нестационарный. Остановимся сперва на стационарном эффекте. Пропустим ток через слабую связь (или,иначе, через переход Джозефсона). Оказывается, что если ток достаточно слабый, он протекает через слабую связь без сопротивления, даже если сама слабая связь сделана из несверхпроводящего материала, например, в туннельном переходе — из изолятора. Здесь мы самым непосредственным образом сталкиваемся с важнейшим свойством сверхпроводника — согласованным, когерентным поведением его электронов.

Электроны двух сверхпроводников с помощью слабой связи объединились в единый квантовый коллектив. То же можно сказать и по-другому. Волновая функция электронов с одной стороны слабой связи, проникнув через эту связь на другую сторону, проинтерферировала с «местной» волновой функцией электронов. В результате все сверхпроводящие электроны с обеих сторон слабой связи стали описываться единой волновой функцией. При этом слабая связь не должна сильно изменить волновые функции с двух сторон связи по сравнению с тем, какими они были до установления этой связи.

Еще более впечатляющим является нестационарный эффект Джозефсона. Увеличим постоянный ток через слабую связь настолько, чтобы на ней появилось некоторое электрическое напряжение. Оказывается, что это напряжение, кроме постоянной составляющей $', будет иметь еще и переменную составляющую, осциллирующую с угловой частотой ш, причем (1.2) Ьо = 2еР'. Фундаментальный эксперимент по прямому обнаружению этого излучения из джозефсоновского перехода, или, иначе, джозефсоновской генерации, был успешно проведен советскими физиками И.

К. Янсоном, В. М. Свистуновым и И. М. Дмитрен- ко (14). 1.4. Эффект Мейсснера — Оксенфельда. Целых 22 года после открытия сверхпроводимости считалось, что сверхпровод- 1 Ь ОСНОВНЫЕ ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫЕ ФАКТЫ ник †э идеальный проводник,т.е. просто металл с нулевым удельным сопротивлением. Рассмотрим, как должен вести себя такой идеальный проводник в слабом внешнем магнитном поле, которое еще не может разрушить его идеальную проводимость.

Пусть в исходном состоянии идеальный проводник охлажден ниже критической температуры и внешнее магнитное поле отсутствует. Внесем теперь такой идеальный проводник во внешнее магнитное поле. Из общих соображений легко установить, что зто поле в наш образец не проникает, что схематически изображено на рис.1.2, а. Действительно, сразу по появлении внешнего поля на поверхности идеального проводника возникает ток, .оздающий по правилу Ленца свое собственное магнитное поле, направленное навстречу приложенному, и полное поле в образце будет равно нулю.

Докажем это, воспользовавшись уравнениями Максвелла. При изменении индукции В внутри образца должно возникнуть электрическое поле Е: 1дВ госЕ = — — —, сд1' где с — скорость света в вакууме. По в идеальном проводнике Е = О, так как Е = 1р, где р †удельн сопротивление, которое в нашем случае равно нулю, ) — плотность наведенного тока. Отсюда следует, что В = сопвс, но поскольку до внесения образна в поле В = О, то ясно, что В = О и после внесения в поле.

Это можно интерпретировать еще и так: поскольку р = О, время проникновения магнитного поля в идеальный проводник равно бесконечности. Итак, внесенный во внешнее магнитное поле идеальный проводник имеет В = О в любой точке образца. Однако того же состояния (идеальный проводник при Т < Т, во внешнем магнитном поле) можно достигнуть и другим путем: сперва наложить внешнее поле на «теплый» образец, а затем охладить его до температуры Т ( Т,. Электродинамика предсказывает для идеального проводника совершенно другой результат.

Действительно, образец при Т > 8 ГЛ. 1. ВВЕДЕНИЕ > Т, имеет сопротивление и магнитное поле в него хорошо про- никает. После охлаждения его ниже Т, поле останется в образце. Эта ситуация изображена на рис. 1.2, б. Рис. 1.2. Магнитное состояние идеального проводника при Т < < Тс, Н > 0 зависит от предыстории: а) идеальный проводник внесен в магнитное псле при Т < Т,; б) б) тоже, попри Т> Т,, а) Обратите внимание на то, что во всех предыдущих рассуждениях мы всегда называли образец в состоянии р = 0 идеальным проводником, а не сверхпроводником. До 1933 г.

считалось, что сверхпроводник — зто и есть идеальный проводник. Но вот Мейсснер и Оксенфельд !15) поставили опыт и обнаружили, что зто не так! Оказалось, что при Т < Т, поле в образце равно нулю всегда (В = 0), независимо от пути перехода к условию Т < Т, при наличии внешнего магнитного поля. Это было чрезвычайно важное открытие. Ведь если В = 0 независимо от предыстории образца, то зто равенство можно рассматривать как характеристику сверхпроводящего состояния, которое возникает при Н < Н„„. Но тогда можно рассматривать переход в сверхпроводящее состояние как фазовый переход в новое фазовое состояние и использовать для исследования сверхпроводящей фазы вещества всю мощь термодинамического подхода.