В.В. Шмидт - Введение в физику сверхпроводников (1119327), страница 59
Текст из файла (страница 59)
)то так называемая модель центров проскальзывания фазы. Представим себе, что в каком-то месте нити критический ток ~емного меньше, чем в других местах этой нити. Тогда при уве.ичении тока через нить именно в этом месте будет впервые ~остигнут критический ток. При дальнейшем увеличении тока ГД. ЧИ. НЕРАВНОВЕСНЫЕ ЭФФЕКТЫ Зб4 $' = 2Л<~р(1 — ~31,) (Я. (58.1) Эта формула, несмотря на свою простоту, хорошо описывает результаты экспериментов. При дальнейшем увеличении тока появится второй центр проскальзывания фазы, потом третий и т.д. Каждый раз при появлении такого центра будет скачком увеличиваться полное напряжение на нити, и крутизна вольт-амперной характеристики возникает движение нормальных электронов, а это приводит к появлению электрического поля, которое ускорит сверхпроводящие электроны до критической скорости. Пары распадутся, модуль параметра порядка ~ф~ в этом месте станет равным нулю, весь ток будет переноситься только нормальной компонентой, По образование электронных пар по-прежнему выгодно, поэтому снова возникает рд), снова часть тока будет переноситься сверхпроводящими электронами, т.
е. сверхтоком, и весь процесс будет повторяться. При каждом таком цикле разность фаэ волновых функций сверхпроводящих электронов с обеих сторон от рассматриваемого места будет меняться на 2я, и поэтому это место называется центром проскальзывания фазы. Размер этого центра — это, конечно, размер области, в которой происходит пульсация рд), т. е. порядка 2~(Т). В момент, когда ф = О, эта область находится в нормальном состоянии, и поэтому электрическое поле проникает в прилежащие к ней области сверхпроводника на расстояние порядка Л~ (см.
~ 57). Поэтому при возникновении одного центра проскальзывания фазы появляется сопротивление р Щ/Я, где р — удельное сопротивление материала нити, Я вЂ” площадь ее поперечного сечения. Падение напряжения на этом сопротивлении будет давать только нормальная компонента тока 1„= 1 — 1,. Усредним это выражение по времени: 1 — заданный постоянный ток и от времени не зависит; сверхток 1, пульсирует во времени между 1, и нулем. Примем поэтому, что 1, = Д1„где,О 0.5.
Тогда для среднего напряжения на одном центре проскальзывания фазы имеем 159. неРАВнОВеснОе усиление будет увеличиваться, так как каждый раз будут включаться все новые и новые резистивные участки. Все это можно проследить на рис. 58.5. 8 5Я. Неравновесное усиление сверхпроводимости В этом параграфе будет рассмотрен случай, когда отклонение от равновесной функции распределения является симметричным, т.е.
неравновесное распределение квазичастиц на обеих ветвях спектра элементарных возбуждений одинаково. Теперь, в противоположность всем ранее рассмотренным случаям неравновесных процессов, отклонение от равновесия сопровождается изменением энергетической щели Ь. Создание симметричного неравновесного распределения можно осуществить, скажем, посредством электромагнитного облучения сверхпроводника на частоте ы < 2Ь/Ь. Тогда энергии квантов, падающих на сверхпроводник, будет недостаточно для разрыва пар, но хватит, чтобы переместить элементарные возбуждения на более высокие уровни спектра элементарных возбуждений. Такое неравновесное распределение квазичастиц должно привести к увеличению щели и к повышению критической температуры.
Действительно, освобождая нижние уровни спектра элементарных возбуждений, мы открываем возможность электронным парам конденсата совершать переходы в эти состояния 1с-пространства, и тем самым увеличиваем число слагаемых в сумме (45.14), определяющей энергетическую щель. Существует ряд экспериментальных результатов, подтверждающих эти представления. Так, в работе ~180~ было обнаружено увеличение критического тока сверхпроводящих мостиков, подвергаемых облучению на сверхвысоких частотах.
Теоретическое рассмотрение этих эффектов содержится в работах Элиашберга ~181]. Гл. у11. неРАВнОВесные ЗФФекты 366 З60. Продольный термоэлектрический эффект (эффект Зеебека) в сверхпроводниках Долгое время считалось, что в сверхпроводниках термоэлектрические эффекты отсутствуют. Однако это не так. Чтобы разобраться в этом, рассмотрим сперва продольный термоэлектрический эффект в нормальном металле. Пусть два конца массивного куска нормального металла имеют разные температуры Т1 и Т2, т. е. внутри металла существует градиент температуры у"Т.
Это значит, что на свободные электроны металла действует сила, стремящаяся переместить электроны от более нагретого конца к более холодному. По накопление противоположных зарядов на противоположных концах образца приводит к появлению электрического поля внутри образца, которое будет действовать на электроны в противоположном направлении (от холодного конца к нагретому). В стационарных условиях эти силы уравниваются, и между концами образца устанавливается постоянная разность потенциалов Ъ', которая'и называется термоэлектродвижущей силой (термо-ЭДС): $' = а(Т1 — Т2), здесь а — абсолютная дифференциальная термо-ЭДС металла. Процесс переноса тепла в сверхпроводнике сопровождается совсем другими электронными явлениями.11 Пусть опять два конца массивного куска металла, на этот раз сверхпроводника, находятся при разных температурах Т1 и Т2. Снова под действием градиента температуры уТ нормальные возбуждения сверхпроводника будут испытывать силу, которал создаст ток нормальных возбуждений: (б0.1) 1„= пауТ, где и — проводимость сверхпроводника в нормальном состоянии.
В ответ немедленно возникнет противоток сверхпроводящей ОСм, обзор [182). 660. ЭФФЕКТ ЗЕЕБЕКА 367 <омпоненты З„который полностью скомпенсирует нормальный сок З„. Действительно, согласно (б0.1), ток DŽ— потенциальный сок, т. е. гоЦ„= О. Это значит, что если полный ток З равен 3 =Зв+Зз, со гоГЗ = гогЗ,. Сверхток З, должен удовлетворять в стацио- гарных условиях уравнению Лондонов. Взяв ротор от обеих ча- :тей (5.17), получим 1 ° глз, = — -н, с значит, в нашем случае справедливо уравнение 1 го$ ЛЗ = — — Н.
с (00.2) '4спользуя теперь уравнения Максвелла гог Н = — З и Йч Н = О, 4я. лы приходим к хорошо известному уравнению для магнитного 10ЛЯ: ~'Н= — Н, 1 гз которого следует эффект Мейсснера — Оксенфельда. Таким >бравом, и при потоке тепла через сверхпроводник полный ток в лубине массивного однородного изотропного сверхпроводника голжен равняться нулю: З=З +З =О, г.е..1„= — З,. Это значит, что нормальные возбуждения сверхпроводника, -онимые градиентом температуры, подходя к краю сверхпроводгика, превращаются в сверхпроводящие носители, т.
е. электронгые пары, и текут обратно, образуя противоток З,. Очень на.лядно этот процесс можно изобразить с помощью эквивалентюй схемы (рис. 00.1). Будем считать, что нормальные возбуждепгя испытывают действие злектродвижущей силы Ет, созданной зазностью температур: 368 ГЛ. ЧП. НЕРАВНОВЕСНЫЕ ЭФФЕКТЫ Под действием этой ЭДС в цепи возникает ток 1„= Ет/В„, который протекает обратно по сверхпроводящему участку в виде сверхтока Х,. Теперь понятно, что вольтметр, изображенный на рис. 60.1, ничего не покажет, так как он зашунтирован сверх- током.
Этим и объясняется, почему долгое время считалось, что в сверхпроводнике термоэлектрические эффекты отсутствуют. а) б) Рнс. 60.1. а) Сверхпроводник, через который идет поток тепла Я, Т1 > ) Т2; б) эквивалентная схема сверхпроводннка, концы которого имеют разную температуру (й„— сопротивление образца в нормальном состоянии, Ет — термо-ЭДС, действующая на нормальные возбуждения).
В 8 62 мы вернемся к обсуждению продольного термоэлектрического эффекта в сверхпроводниках П рода со слабым пиннингом и в джозефсоновских переходах, рассмотрев вначале обнаруженный первым в 1974 г. термоэлектрический эффект в биметаллическом сверхпроводящем кольце. 9 61.
Сверхпроводящаи «термопара» и магнитный по- ток,индуцированный потоком тепла Сейчас мы увидим, что термоэлектрические эффекты в сверх- проводниках все-таки можно наблюдать. Рассмотрим два массивных сверхпроводника из разных материалов, которые приведены в контакт друг с другом и образуют замкнутый контур, как показано на рис.61.1. Пусть области контактов находятся при разных температурах Т1 и Тз.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
