Учебник - Электричество - Калашников С.Г. (1238776), страница 73
Текст из файла (страница 73)
Это происходит потому, что вследствие исчезновения сопротивления время затухания тока Т = й~т (ср. з 95) становится огромным. Такое явление наблюдали в первых же опытах со сверхпроводниками: небольшой замкнутый контур из сверхпроводника погружали в сосуд с 341 СВЕРХПРОВОДИМОСТЬ 1 14г жидким гелием и возбуждали в контуре ток с помощью электромагнитной индукции. Этот ток обнаруживали по отклонению магнитной стрелки, помещенной вблизи сосуда, причем стрелка осьаввлась в отклоненном состоянии в течение многих суток.
На рис. 254 показана схема другого опыта со сверхпроводниками. Здесь сверхпроводник с соединен с гальванометром, но замкнут в точках а и 6 проволокой, находящейся также в сверхпроводящем состоянии. После возбуждения тока в сверхпроводнике с помощью электромагнитной индукции этот ток циркулирует лишь по замкнутой цепи абса из сверхпроводннка и не ответвляется в гальванометр, который поэтому не показывает никакого отклонения. Если же через некоторое время разорвать при помощи нити Н перемычку аб, то ток устремляется по единственно возможному пути — черю гальванометр, который обна- Н руживает кратковременный отброс. Второе важное свойство сверхпроводников заключается в том, что внуптри вещестпва в сверхпроводящем состпояпии магнитная индукция всегда равна нулю.
Положим, что какое-либо тело из сверх- проводника мы сначала охладили и перевели в сверхпроводящее состояние, а за- ' 141 тем включили внешнее магнитное поле, аб индукция которого (в отсутствие тела) есть Во = двНо. При включении магнитного поля в сверхпроводнике возникнут индукционные токи, создающие дополнительную индукцию В, = ттоН, (рис. 255 а), которая в соответствии с законом Ленца будет компенсировать внешнюю индукцию В,. В обычном проводнике компенсиру- ющие индукционные токи быстро затуха- ряс. 2ь4.
Опыт для ют, и остается лишь поток, обусловленный обнаружения дяятояьнамагничивающей катушкой. В случае же ного тока я сяерхпросверхпроводника компенсирующие токи не яодявяо затухают вовсе, и поэтому результирующая индукция внутри тела все время будет В = В + В, = О. Во внешнем же пространстве линии результирующей индукции будут иметь вид, показанный на рис. 255 6: они выталкиваются из тела и его огибают. Это свойство сверхпроводящего состояния связано не только с исчезновением электрического сопротивления. Представим себе проводник, единственное отличие которого от нормального металла заключается лишь в том, что его сопротивление равно 342 пРиРОдА тОкА В метАллАх н пОлупРОВОдникАх гл хгч нулю. Положим далее, что мы сначала создаем внешнее магнитное поле и только гготом охлаждаем проводник до исчезновения его сопротивления. Так как при этом внешнее поле не изменяется, то и индукционные токи возникать не будут, а следовательно, и после исчезновения сопротивления магнитный поток внутри проводника должен сохраниться.
Опыт, однако, показывает, что в сверхпроводниках и в этом случае магнитный поток исче- в„ Рис. 255 Сверхпроводящее тело в магнитном поле зает. Равенство нулю магнитной индукции есть специфическое свойство сверхпроводящего состояния. Нэлряженность же магнитного поля, определяемая лишь намагничивающей катушкой, может и не равняться нулю. Можно сказать, что сверхпроводящее вещество является идеальным диамагнетиком с магнитной восприимчивостью вг = — 1 и магнитной проницаемостью д = = 1 + гг = О.
Из этого следует, что плотность тока в толще массивного сверхпроводника равна нулю. Действительно, магнитная индукция внутри тела есть В = де(Н, + Н,). Для каждого из полей Н, и Н, справедлива теорема о магнитном напряжении, и поэтому, вычисляя интеграл от В по любому замкнутому контуру Ь, мы получим у Вг ггг = ггогб Ъ Здесь г — полная сила тока через любую поверхность, ограниченную контуром Ь. Если Ь целиком лежит внутри сверхпроводника, то интеграл по контуру равен нулю, так как в каждой точке контура Вг = О, а значит, г = О.
В сверхпроводящем сплошном теле ток может быть сосредоточен только в тонком поверхностном слое. 1 148 СВЕРХПРОВОДИМОСТЪ Если тело имеет форму длинной цилиндрической проволоки, то магнитное поле Н во внешнем пространстве не зависит от распределения тока по сечению проволоки, а определяется только полной силой тока, Поэтому и для сверхпроводящего провода Н выражается прежней формулой (81.5), а индукция В = доН.
У поверхности прямого провода напряженность магнитного поля равна Нз = — ' 2ло' где а — радиус провода. При переходе извне внутрь провода В быстро (экспоненцнэльно) уменьшается до О. Распределение индукции в пространстве показано на рис.
256. Расстояние д от поверхности, на котором В уменьшается в е раз, носит название глубины проникновения индукции. Она различна для разных веществ и увеличивается с повышением температуры. Ее типичные значе- ! ! ния имеют порядок 10 8 см. Третья важная особенность сверхпроводимости состоит в том, Ы что магиигпное поле Разрушает состояние сверхпроводимости. Чем сильнее охлажден сверхпровоцник нижв темпер~~УР рис 288 М тная и кц перехода в сверхпроводящее гоств прямого провода в сверхпровояние, тем больше и «критическое> дящем состоянии магнитное поле, при котором исчезает сверхпроводимость. При температуре перехода в сверхпроводящее состояние критическое поле равно нулю. Магнитным полем, разрушающим сверхпроводимость, может быть и поле самого тока в сверхпроводнике.
Когда сила тока становится такой, что магнитное поле у поверхности провода достигает критического значения, сверхпроводимость исчезает. Из сказанного ясно, что эта максимальная (критическая) сила тока при температуре перехода равна нулю, но увеличивается по мере понижения температуры. Кроме этого, для данного вещества и данной температуры она прямо пропорциональна диаметру провода. Укажем для примера, что у олова при 1 К Н„р составляет около 2 ° 104 А/м.
Поэтому для оловянной проволоки диаметром 2а = 3 мм критическая сила тока при этой температуре равна г р — — 2паН„р — — 2н 1,5 10 8 2 10 180 А. Влияние магнитного поля на сверхпроводимость имеет интересную особенность Если форма тела такая, что размагничивающий фактор Д (8 107) равен нулю, то при увеличении и внутри тела выше Н„я вещество пере- 344 пРиРОдА тОкА в мвталлАх и пОлупРОВОдникАх Гл х!ч ходит в нормальное состояние сразу во всем объеме. Это имеет место, например, для прямых проволок, параллельных направлению поля.
Если же Д ~ О, то прн Н = Н„г тело переходит сначала в промежуточное состояние, в котором одновременно сосуществуют малые области в сверхпроводящем н в нормальном состояниях Промежуточное состояние существует в некотором интервале магнитных полей н только пря достаточном увеличении Н нормальная проводимость устаяавлявается во всем объеме. Описанные выше магнитные свойства характерны для так называемых сверхпроводников 1-го рода, к которым принадлежит большинство чистых металлов Однако существуют и сверхпроводникн другого типа (сверхпроводники 2-го рода), у которых магнитные свойства более сложны.
Совокупность имеющихся данных о сверхпроводимости позволяет заключить, что электроны в сверхпроводящем веществе ведут себя подобно смеси двух жидкостей, одна из которых состоит из сверхпроводящих электронов, а другая — из нормальных электронов. Концентрации сверхпроводящих электронов пс и нормальных и„ зависят от температуры. Прн Т > Т,р концентрация пс = О и все электроны находятся в нормальном состоянии.
При Т -+ О и„-+ О и все электроны становятся сверхпроводящими. Вещество в сверхпроводящем н нормальном состояниях с термодпнамнческой точки зрения можно рассматривать как разные фазы данного вещества, а превращение сверхпроводящего вещества в нормальное — как фазовый переход Однако, в отличие, например, от фазовых переходов паржидкость нлн жидкость — твердое тело, скрытая теплота такого перехода в отсутствие магнитного поля равна нулю Теплоемкость же вещества прн Т = Т р меняется скачкообразно. Такие фазовые переходы называются пеРеходамп Я-го рода Если же переход нз сверхпроводящего состояния в нормальное происходит во внешнем магнитном поле, т.е пря Т < Т„ю то для перехода прн неизменной температуре необходимо подведение тепла извне В атом случае скрытая теплота перехода уже не равна нулю, н мы имеем фазовый переход 1-га рода й 149. Пределы применимости классической электронной теории металлов Вторым примером несостоятельности классической электронной теории может служить теория теплоемкости металлов.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
