Kittel-Ch-Vvedenie-v-fiziku-tverdogo-tela (1239153), страница 83
Текст из файла (страница 83)
Это состояние сверхпроводника называется вихреаьгм состоянием '). Оно не имеет ничего обшего с промежуточным состоянием, сушествующим в образцах конечных размеров. ))струдно представить себе структуру сверхпроводннкв ! рода при сосуществовянни сверхпроводящего и пормзльиого состояний. Слои одного состояния чередуются со слоями другого.
Так кик поверхностнзя энергия положительнв, то энергия электронов умепьшзлвсь бы при удзлензи поверхностей раздела. Однако в огряниченных объемах, например в сфере, магнитная энер. гия системы больше, когдя весь образец становится сиерхпроводящим, т.е. ногдз поверхности раздела исчезают. Сузнествует область напряженностей полей, где энергия меньше при налички поверхностей раздела, чем без ннх. Это могло бы ввести нзс в заблуждение при анализе явления, ио экспериментально п теоретически покезяно, что чисто сверхпроводящее состояние в мзтеризлзх ! рода существует при полях, меньших з)зНа нормальное состояние — при полях, ббльших Не, и слои двух состояний сосуществуют в. пронсясутачном состоянии, когда нзпряженность приложенного поли лежит в интервале между з)зИ, и Н..
Понятие промежуточного состояния применимо только для сверхпроводников с положительной поверхностной энергией; более подробно это обсуждалось во втором издвнни настоящей книги. (См. Кигтело, Введение в физику твердого тела, М., !962, стр. 523 †5. — Прим. перев.) Свтувпня здесь внвяогнчнз ситуации с ферромзгнитныни доменями (см. гд, )6). Энергия массивного сверхпроводника в магнитном поле увеличивается при условии, что поле не проникает в образец. Проникновение поля в пленки рассматривается в конце главы в задачах 12.1 и 12.4. Поле, направленное параллельно поверхности очень тонкой пленки, проникает в нее, оставаясь практически однородным (рис. 12.32, а); при этом энергия сверхпроводяшей пленки будет слабо возрастать с увеличением магнитного поля, что приводит к увеличению напряженности поля, необходимого для разрушения сверхпроводимости (рис.
12.21 и 12.33). В сверхпроводяшей тонкой пленке величина кажущейся магнитной восприимчивости можст быть намного меныпе, чем 1)4п (нли 1 в СИ), так как выталкивается только часть потока, но при этом пленка имеет обычную величину энергетической щели и не обладает сопротивлением. В пленках устойчивая сверхпроводимость наблюдается в полях, напряженность которых более чем в 100 раз превышает критическое поле Н, для массивного сверх- проводника того жс материала.
Тонкие пленки не относят к сверхпроводникам П рода, но их поведение показываст, что сверхпроводимость при наличии соответствуюШих условий может существовать и в высоких магнитных полях. Вихревое состояние. При изучении тонких пленок возникает важный вопрос: существует лп в однородном массивном сверхпроводнике, находяШсмся в магнитном поле, устойчивая ') Оио называется также фазой Шубниковз. — Прядь перев. 0д 3» 3 3 ьч ь фц 91 а) 'Рис. 12.32.
а) Пронниновенне магнитного поля в тонкую пленку толщиной Л. Длина стрелок характеризует напряженность магнитного поля. 6) Магнитное поле проникает в однородный массивный образец, находящийся в смешанном нли вихревом состояния, которое представляет собой чередующиеся слон металла в нормальном и сверхпроводящем состояниях. Толщина сверхпроводящих слоев сравнима с Л. Для удобства показана слоистая структура; реальная структура смешанного состояния представляет собой нити в нормальном состоянии, окруженные матерналом в сверхпроводящем состоянии. Области )У (Гзогша11 в вихревом состоянии не являются чисто нормальными, им можно мрншгсать небольшую величину й (см. Рис.
1238). И дз утис. 12.33. Значения нритического поля, параллельного поверхности тонкой пленки олова, в единицах критического поля для массивного образца. Представлены результаты для различных пленок толщиной от 850 А до 4500 А. Для каждой пленки глубина проникновения изменяется с изменением температуры. По гоРизонтали отложено отноше. ние глубины проникновения Л к толщине пленки б. (По Б.
К. Севастьянову ~4Ц.) (СГС) 1„„— Нз ° пЗ' (12.36) Однако эта энергия уменьшается из-за проникновения внешнего поля в сверхпроводяший материал, окружающий остов (рис. 12.34), на величину — — — Вз ° пХ . 1 н~ая Зв а Таким образом, для одного флюксоида, объединяя вклады (!2.36) и (12.37), получим: (СГС) 1= 1,.„+ ),„„= —,' (Н'„' — В".).'). (!2,38У Остов устойчив при !' = О, причем утверждение относительно знака ! эквивалентно утверждению о знаке поверхностной энергии. Критическое поле Н,ь при котором флюксоид становится 458 конфигурация нормальных областей в форме тонких нитей (или слоев), окруженных сверхпроводяшей фазой? В таком смешанном состоянии внешнее магнитное поле будет пронизывать тонкие нормальные области, оставаясь однородным, проникая при этом и в окружающий сверхпроводяший материал, как это показано на рис.
12.32,б. Понятие «вихревое состояние» используют для описания ситуации, когда в массивном образце текут вихревые сверхпроводящие токи (см. ниже рис. 12.3?). г!ормальные и сверхпроволяшие области в вихревом состоянии не отличаются ни химически, ни кристаллографически. Вихревое состояние устойчиво потому, что проникновение приложенного поля делает поверхностную энергию отрицательной. Сверхпроводник !1 рода характеризуется тем, «то в определенном интервале полей (между Н,~ и Н.э) в нем существует вихревое состояние. Оценка Н,ь В сверхпроводниках 11 рода вихревое состояние начинает формироваться в поле Н,ь Величина Нм меньше, чем термодинамическое критическое поле, определяемое из равенства Н',/8п разности свободной энергии в нормальном и сверхпроводящем состояниях в нулевом магнитном поле, Эта разность определяется калориметрическими измерениями, так как теперь скачка магнитных свойств ппи Н, иет (см. рис.
12.6б). Для оценки Н,~ рассмотрим устойчивое вихревое состояние при абсолютном нуле, когда длина когерентности меньше глубины проникновения, « ( ).. Оценим энергию флюксоида (нити нормального металла в вихревом состоянии) при среднем поле в нити В,. Остов флюксоида находится в нормальном состоянии и имеет радиус порядка длины когерентности; толщина границы между нормальной и сверхпроводящей фазами также порядка длины когерентности.
Для энергии нормально~о остова ?,»,», которую определим как произведение равновесной энергии на плоШадь сечения остова, имеем (на единицу длины): устойчивым, определяется из равенства 1 = О при замене Ва на Нг,: (!2.39) Это поле отделяет область полей, при которых поверхностная энергия положительна (В, ( Н,~), от области, где поверхностная энергия отрицательна (В„) Н,~). Эти энергетические соотношения показаны на рис. 12.35. Более точное определение ,Нг~ гбыло проведено Лбрикосовым !42). Вблизи верхнего критического поля флюксоиды плотно упакованы и внешнее поле заполняет почти весь образец, оставляя лишь неболыпие участки между флгоксоидами.
Разрушение сверхпроводимости массивных образцов начинается с поля, равного верхнему критическому. Вычисление величины верхнего ,критического поля Н,а дает: (НыН.я) = Н„ (12.40) т. с. среднее геометрическое верхнего и нижнего критических полей равно термодинамическому критическому полю. /ггл гссз~ лг г сагал ь"тллгллЖГги~. 1' Гаслгл ьйлаяг л лгтс 4«л "и л' Рис. 12.34, Зависимость мзгпнтного поля н параметра знергетической щели Л(х) вблизи поверхности раздела нормальной и сверхпроводящей областей для сверхяроводников ! и П рода.
459 Рис. 12.35. Определенве нижнего критического поля Н,г для образования вихревого состояния, ( — энергия нэ единицу длины нити радиуса х, находящейся в нормальном состоянии (Ф) и окруженной сверхпроаодящеи фазой (5),как функция приложенного магнитного поля В;, ) — сумма („„ и 1е,а. Кривые построены для ь = Зй, Начало отсчета соответствует энергии образца в чисто сверхпроводящем состоянии. Вихревое состояние устойчиоо,.
когда В, ) 1(ы и 1 отрнцателыш. Рис. 12 Зб. Контурнак диаграмма локальных прострааственных вариаций ширины энергетической щели в сверхпроводнике 11 рода при поле, несколько меньшем верхнего критического поля Н т. (Из работы Клейнера и др. (43).) В центре каждого флюксоида ширина энергетической щели равна нулю.
Подобный вид треугольной решетни был обнаружен экспериментально. Ф::)й':Ф'-,,;,-:.':: Ф:;-.%':.~. ф ф гфт ~.~г ~,м .',. '' 4р 24г';,ь -,~~".'~:-Ф:;,4)иву:.Ь-:я, .~' „р и ,, ф,фй)4:ф" й:,.4$ ф и ф,-.„ )з ":: ~®'':,~':::Ф':Эй!'ай: Ъ: ф',,ж:: й Е',й:я'~ 'М Чр,'4),'-'йЕ;ф;Ф 'Ф) аг.фслх Эаьь' ж а Р '"р',Зй':Нг,ай!;-'"~.йр''1)х „~:.':.е у, .в иь: йе. й Ф;-.ф'у)айова ф м' 'а Згмя 4ь,+. дг'ч Р' Чс "атг Ф': ~~ + "ф лгк .
чь,ч~ ",рнг „'~ма ф В Р й Э ф ль: утх ф че 4г М й Ч ф Э'. ". Рнс. 12.37. Треугольная ре. щетка внхревых нитей на торце сверхпроводящего цнлнндра. Вьжод нитей 1темцые пятна) отмечен магвнтным порошком Фотография сделана с помощью злектронного микроскопа с уве. лпченнем 8300. (Фотографня Эсмапа н Трейбле.) ! еу б) ет Рнс. 12.38. В смешанном состояния флюксонд существует благодаря вихревому сверхпроводящему току.
Остов нити магнитного потока, вмеющнй размеры жа, находится в нормальном состояннн н заключает в себе почти весь поток, однако поле проникает в сверхпроводящую область на расстоянне яа Х; 1 — плотность тока, б(г) — гараметр энергетнческой щели. Каждая нить магнитного потока содержит однн квант потока Ис72е = 2 1О ' Гс.смт. 1Из 1471.) Теоретическое пространственное распределение величины энергетической щели в сверхпроводнике П рода приводится на рис. 12.36.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
