Kittel-Ch-Vvedenie-v-fiziku-tverdogo-tela (1239153), страница 82
Текст из файла (страница 82)
Представление о том, что частицы могут туннелировать через потенциальный барьер, появилось вместе с квантовой механикой. Во многих экспериментах изолирующий слой представляет собой слой окисла, образованный на одной из двух напыленпых металлических пленок (см. Рис, 12.28). Если оба металла находятся в иормалыюм состоянии, то соотношение между током я напряженнем (при малых ~А Рис. !2.27. Два металла А и й, разделен. ные тонким слоем азолятора С. !5» 45! «Трение» возникнет и будет уменьшать эту скорость только в том случае, если такое относительное движение приведет к появлению возбуждений в электронном газе.
При столкновении, в результате которого возникает возбужденное состояние с энергией Еа и импульсом йй, из законов сохранения энергии и импульса будем иа еть: Ю ю л !'ис. 12.29. а) Линейная вольт-амперная характеристика для контакта нормальных металлов, разделенньгс слоем окиси.
б) Зависимость тока ог напряжения в том случае, когда один нз металлов находится в нормальном состоянии, а другой †сверхпроводящем. гб Налрл»гзые Ю! Наба«гага« Д1 Тсх блевал Фгд~ д Нслдяже«гге г/'е ср Рис. 12.30. Плотность состояний и вольт-аыперная характеристика туннельного перехода. а) Энергия отложена по вертикали, а плотность .состояний — по горизонтали. Один металл находится а нормальном состоянии, другой — в сверхпроводящем, б) Зависимость тока 7 от напряженна К Пунктир указывает на ожидаемый скачок при Т = О. (По Живеру и Мегерле.) Рис. 12.28.
Приготонление «сандвича». а) Стеклянная подложка с вндневыми контактами. б) Алюминиевая полоска шириной 1 мм и толщиной от !000 до 3000 А наносится поперек нонтактов, в) Онисленне алюминиевой полоски с образованием слоя А1»О, толщиной 1Π— 20 А. г) Тонкая пленка Эп наносится поперек алюмкниевой пленки„образуя «сэндвич» А1)А!зО»/5п. Подводящие провода соединяются с индневыми контактами; два контакта используются для измерения тока и два — для измерения напряжения. Критические теипературы для Яп и А! составляют 3,7 и 1,2'К соответственно; между этими двумя температурами полоска Зп является сверхпроводяшей, а полоска А) находится в нормальном состоянаи.
Слой А!»О» — изолятор. (По Живеру и Мегерле.) напряжениях) представляет собой закон Ома '), т. е. плотность тока прямо пропорциональна приложенному напряжению (рис. 12.29, а). гКивер !40) обнаружил, что если один из металлов становится сверхпроводящим, то вольт-амперная характеристика превращается нз прямой линни (рис. 12.29,а) в кривую, представленную на рис. !2.29,6.
Рис. !2.30,а подчеркивает разницу ме. жду плотностями электронных состояний в сверхпроводнике и нормальном металле. В сверхпроводнике имеется энергетическая щель, середина которой совпадает с уровнем Ферми. При абсолютном нуле тока нет до тех пор, пока напряжение не станет равным (т = Ее)2е = Л/е. Энергия, равная ширине щели Ее, соответствует распаду электронной пары в сверхпроводящем состоянии и образованию двух электронов нли электрона и дырки в нормальном состоянии. Ток появляется тогда, когда еУ = хк При отличных от нуля температурах появляется слабый ток даже при низких напряжениях благодаря электронам в сверх- проводнике, которые перебрасываются через щель за счет теплового возбуждения.
На рис. !2.25 приведена друтая интерпретация напряжения, необходимого для туннелирования. Одна кривая представляет собой энергию возбуждения, сообщаемую электрону или дырке, отсчитываемую от уровня Ферми, принятому за нулевой уровень; другая — энергию возбуждения квазичастиц в сверхпроводнике относительно того же уровня Ферми. Пороговое напряжение, при котором электрон переходит из нормального металла в сверхпроводник, определяется из соотношения е(г = ис Изучение сверхпроводников путем одноэлектронного туннелирования оказалось очень плодотворным. Результаты находятся в хорошем согласии с теорией ВКШ.
В Приложении К об.су>кдаются замечательные эффекты, возникающие при туннелированин пара| сверхпроводящих электронов, известные как джозефсоновское туинелироваиие (эффекты Джозефсона) . Сверхпроводннки второго рода. У сверхпроводннков 1 и 11 рода основной механизм сверхпроводимости одинаков и представляет собой взаимодействие типа электрон — фонон — электрон. Сверхпроводники 1 и П рода имеют подобные тепловые свойства при переходе из сверхпроводящего состояния в нормальное и обратно в нулевом магнитном поле.
Однако эффект Мейснера в сверхпроводниках 1 и 1! рода (см. рис, 12.6) совершенно различен. Частый сверхпроводник 1 рода выталкивает магнитное поле вплоть до момента скачкообразного н полного разрушения сверхпроводящего состояния, и лишь после этого поле полностью проникает в образец. Чистый сверхпроводник 11 рода полностью выталкивает магнитное поле только при ') См., например, работы Жииери и б4егерде !38! и Бардина !39!. относительно слабых полях, до значения поля гг',ь Выше О,г поле частично проникает (рис. 12.6б), но образец остается электрически сверхпроводяшим.
При увеличении напряженности поля, иногда до 100 кГс п выше, поле проникает в весь объем образца и сверхпроводимость исчезает, именно это поле обозначают через Н,ь (Внешний поверхностный слой образца может остаться сверхпроводяшим вплоть до еще более сильного поля Неь) Существенное различие между физическими особенностями сверхпроводников 1 и П рода связано с длиной свободного пробега электронов проводимости в нормальном состоянии при низких температурах. Если длина когерентности больше, чем глубина проникновения, то сверхпроводник будет принадлежать к 1 роду. Большинство чистых металлов является сверхпроводниками 1 рода. Но если длина свободного пробега мала, длина когерентности мала, а глубина проникновения велика (рис.12.22), то мы будем иметь дело со сверхпроводником П рода.
Иногда путем добавки небольшого количества легируюшего элемента можно превратить металл из сверхпроводника ! рода в сверхпроводник П рода. Например (см. рис. 12.6в), добавление двух весовых процентов индия в свинец превращает свинец из сверхпроводника 1 рода в сверхпроводиик П рода, хотя температура перехода меняется при этом совсем незначительно. При этом превращении нет оснований ожидать ни изменения ширины энергетической щели, ни скачка теплоемкости при температуре перехода. Такое количество легирующего элемента нс изменяет коренным образом электронную структуру свинца как сверхпроводиика, но его поведение в магнитном поле радикально меняется. Теория сверхпроводников П рода была разработана Гинзбургом, Ландау, Абрикосовым и Горьковым. Позднее Купцлер с сотрудниками обнаружил, что проволока из ХЬзВп может пропускать значительный сверхпроводящий ток в полях, достигающих 100 к!'с.
Рассмотрим границу раздела между областями сверхпроводящего и нормального состояний в металлическом образце. С границей раздела связана дополнительная энергия. Имеется множество примеров того, что эта поверкносгнал энергия может быть как положительной, так и отрицательной. С увеличением магнитного поля поверхностная энергия уменьшастся.
Свсрхпроводник является сверхпроводником 1 рода, если поверхностная энергия всегда положительна, и сверхпроводником П рода, если поверхностная энергия при увеличении магнитного поля становится отрицательной. Для случая, представленного на рис. !2.65, поверхностная энергия отрицательна для полей выше Н,ь Знак поверхностной энергии определяет критические поля, хотя и мало связан с критической температурой.
Ниже показано, что знак поверхностной энергии зависит от отношения. 454 орволдная алаоам ггронакнооение кагниооного ооон .'~аннан нергая Гаа нг жнон" гнйргоя д о6еокороооонок !рода ооеркорооооник 1рооа йзяс. !2.3!. Соотнопгенггя между энергиямн на границе нормальной и сверьпроводяшей фаз в сверхпроводниках ! и !! рода. Обраппе внимание на увеличение полной энергии на границе в сверхпроводниках ! рода н уменьшение энергии на граннпе в сверхпроводниках !! рода; таким образом, поверхнось ная энергия положительна в снерхпроводниках ! рода и отрицательна в сверхпроводннках !! рода. !3. !..
Оысп, Е. Ргзсьег.) глубины проникновения Л к длине когерентности с (см. рис. 12.31). Результаты обычно представляют, используя параметр Гинзбурга — Ландау: Л к= 5 кй В сверхпроводниках 1 рода к < 1/Л/2, в сверхпроводниках 11 рода зс > 1/Л/2 . Иначе говоря, сверхпроводник 11 рода ведет себя так, что глубина проникновения поля больше длины когерентности. Фактор а/2 имеет чисто историческое происхожление. Вывод об отрицательной поверхностной энергии потребовал для понимания значительное время. Полная энергия тем мень;ше, чем большее число поверхностей раздела имеется в образце 455 (разумеется, до тех пор, пока эти поверхности не начинают соприкасаться). Нормальные области представляют собой нити, окруженные сверхпроводяшей фазой, в которой текут вихревые токи; эти нити образуют достаточно регулярную решетку.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
