belonuchkin-zaikin-tsipenyuk-kvantovaya-fizika (1) (810753), страница 119
Текст из файла (страница 119)
Однако, если имеет место обратное соотношение 441 между Л и ~, то поверхностная энергия будет отрицательна, как это показано в нижней части рис. 10.12 б, и в этом случае сверхпроводник будет принадлежать к сверхпроводникам П рода. К сверхпроводникам второго рода относятся сплавы обычных сверхпроводников (таких,как свинец, олово ртуть), очень тонкие сверхпроводящие пленки и сверхпроводники типа ниобия, которые имеют значительно более высокио температуры перехода, чем обычные сверхпроводники.
К сверхпроводникам П рода относятся и высокотемпературные сверхпроводники. Рис. 10.12 В табл. 10.3 приведены значения лондоновской длины и длины когерентности для ряда сверхпроводников. Микроскопические параметры высокотемпературных сверхпроводников приведены в 0 10.8 ~табл. 10.4). Таблица 10.3. Сверхпроводлицие харантериетини нехоторнх элементов и соединений Следует иметь в виду, что практически любой свсрхпроводник 1 рода можно превратить в сверхпроводник П рода введением примесей, дислокаций или каких-либо иных дефектов решетки. Если эти дефекты распределены 1аа энеРГия ГРлницы между Флзлыи н х а х и и О л о в х е и и х х ГЛ. 10. СВЕРХПРОВОДИМОСТЬ 442 однородно.
так что в сверхпроводнике не образуется макроскопических участков с различающимися свойствами, то вся роль дефектов сводится к нарушению пространственной корреляции электронов. Это же замечание относится и к сверхпроводникам П рода, сверхпроводящие характеристики которых сильно зависят от чистоты материала, степени и характера обработки. Отчетливо видно, что образование фазовой границы между нормальной и сверхпроводящей областями при ~ ( Л, сопровождается выигрышем энергии. Сверхпроводник, обладающий таким свойством, должен иметь минимум свободной энергии, когда в нем содержится максимальное количество межфазных границ. Иными словами, конфигурация нормальных областей, проходящих через сверхпроводящий материал, должна быть такой, чтобы отношение поверхности нормального материала к его обьему была максимально.
В эхом случае получается совершенно новое, так называемое смешанное состояние, характерное для сверхпроводников П рода. 10.6. Вихревая структура сверхцроводников П рода -во О Рис. 10,13 Я ичного проникновения магнитного потока в сверхпроводник был по Л.В. Шубниковым в 1937 г. Теперь нам понятно, почему кое поведение сверхпроводника в магнитном поле: сверхпровод цательной поверхностной энергией выгодно в определенном инт й перейти в смешанное состояние — частично «пропуская» чер нитный поток, сверхпроводник проигрывает в энергии кондея ольше выигрывает в уменьшении энергии, необходимой для выт поля из объема, и тем самым сверхпроводящее состояние може ать при более высоких значениях магнитных полей.
П юбое отличное от пуля магнитное поле обусловливает протека! роводнике незатухающего свсрхпроводя4цего тока, то в смеша нии токи текут и в толще сверхпроводника. Разумеется, эти токи должны быть замкнутыми, так как только тогда состояние будет стационарным. В 1952 г. А.А. Абрикосов показал, что в сверх- й проводниках второго рода наблюдается качествен! по отличная от сверхпроводников 1 рода картина Я разрушения сверхпроводника полем.
Им было показано, что в присутствии сильного магнитного поля состоянием с наименьшей энергией является состояние с электронными вихрями. Согласно теории Абрикосова, вихрь в самом простом случае представляет собой цилиндрическую трубку нормального металла очень малого радиуса (порядка одной стотысячной сантиметра), через которую магнитный поток может проникать внутрь сверхп14оводника. Магнитное поле поддерживается в вихре электрическими токами, которые текут вокруг сердцевины трубки.
Поскольку такой вихрь представляет собой по существу цилиндрическое отверстие в сверх- проводнике, магнитный поток через такое отверстие должен кваптоваться совершенно так же, как поток через кольцо или полый цилиндр. Каждому вихрю энергетически выгодно содержать только один квант магнитного !а6. ВихРеВАя стРуктуРА сВеРхпРОВОдникОВ и РОДА потока, ибо при этом обеспечивается максимальное отношение поверхности к обьему. На рис. 10.13 схематично показано распределение плотности куперовских пар п,, магнитного поля В и плотности сверхпроводящего тока у, по поперечному сечению вихревой нити.
Сердцевина вихря ее называют часто кором нормальная, ее размер оценивается как характерный масштаб, на котором восстанавливается сверхпроводимость, т. е. равен длине когерентности ~, а вокруг этого кора текут сверхпроводящие токи, экранирующие поле в толще сверхпроводника. Рис. 10.14 Со!жасно полученному Абрикосовым решению, вихри образуют регулярную решетку.
Наименьшей энтальпией обладает распределение квантов потока по углам равносторонних треугольников. Эта структура изображена на рис. 10.14, где приведено схематическое изображение смешанного состояния (!пубциковской фазы). Магнитное поле и сверхпроводящие ";!~~.'в в'"'~ЖФ:"'»4ФчФ,Ф4~'Ф:ФМг~Ъ Ф'"~ в ~ Ф.'в~ф" 3~ Й.Ф' к Ф Ряк Фз+Фм~ *вь круговыс токи показаны только для:Ф, в ф"'ф в.е'"~в «~йв.'ва~агФ,Фв в~в двух вихревых нитей. Тонкой линией «тРФФфв.ев! !В В! Ф ~'~4~:~ЖФ ГК:е 0 показан один из элементов треугольной «~'~'~'Ф'Гй «"~ Ф-~"-'-'в"ж:'чэ"~!кч' "в "в' структуры.
° .~~,~М В® .вфвч!г4КЧЬ с:Ф.В ВЬВ. Предсказанная А.А. Абрикосовым в""вФ4"'®"й! ~®а~4ф~'~~'~~" ~" ~ ь'+~В;вря 4 'ар файв Д~ю~ вью' в. в, в а; структура смешанного состояния была:,к~,.а',;. ~,,взма~~$4в!~Ф44Э!ьм~ъ й.-в впоследствии экспериментально под- -!в~ ч-'у",4.% + ~'в';Ф !вйФМ'Ф'~Ф ' к~Фв 'еФ!»', в. 4::Ф 4,.м!ь!й~й в" Ф ~ тцть!в! твеРждена как с помощью УпРУгого Рас- ~~1- ':!~вч':.:„, '.ж„,~ж ~-„1 „'„.я сеяния нейтронов, так и непосредствен- «:Фй'В~~м~::-,„.в ~я"~Ъф.~~4,",Фач.."В в.
по техникой дскорировапия с помощью як~'М,.;'!".мз1!',у'~~4~- в„~'~'1'!ь"~в мельчайших частичек ферромагнитного порошка, копцентрирующихся вблизи вихрей (фотография вихревой структуры приведена на рис. 10.15) . Исследовалась фольга из сверхпроводящего соединения РЬ0 001пв в, помещенная в поле 80 Гс, направленное перпендикулярно поверхности. Расстояние между соседними вихрями составляет примерно 0,5 мкм. ГЛ. 10. СВЕРХПРОВОДИМОСТЬ 444 10.7. Первое и второе критические поля Оценим величины первого и второго критического поля, т. е. то внешнее поле Ны, при котором впервые становится энергетически выгодным существование вихря внутри свсрхпроводпика П рода, и то поле Н,2, при котором полностью исчезает сверхпроводимость у этих свсрхпроводников.
Первое критическое поле означает, что магнитный поток через вихрь достигает величины кванта потока. Так как характерный размер, занимаемый магнитным полем, определяется лондоновской длиной, то получается следующее условие Вы яЛ = Фа, откуда В„= —,, 2 Фа 110.28) Л2' По мере увеличения магнитного поля количество вихрей растет, а расстояние между ними уменьшается, и когда оно становится равным размеру нормального кора вихря, т.
е. длине когерентности., все вихри перекрываются своими нормальными сердцевинами, и сверхпроводимость исчезает. Это поле называется вторым критическим полем и его нетрудно оценить из приведенных рассуждений, как 110.29) Вс2 ' я4 Фа~ или Вс2 Фа 110.30) я~2 Температурная зависимость В,( и В,2 такая же, как и Вь -- см. формулу 110.1). Это означает, что температурные зависимости Л и ( одинаковы и имеют вблизи Т,. вид Л (т,,— т) '(, ~ (т,— т) (10.31) Теперь мы можем подробно рассмотреть магнитные свойства сверхпроводников.
Обратимся вначале к поведению сверхпроводника 1 рода в магнитном поле. Пусть образец представляет собой длинный цилиндр, помещенный в продольное внешнее магнитное поле Н„. С увеличением поля Н~ индукция внухри сверхпроводника нс будет изменяться, она останется равной В =О. Поэтому кривая намагничивания В=В(Н„) будет иметь вид, изображенный на рис. 10.16 и. Когда внешнее поле Н„станет равным критическому Н„ Н, Н„Нэ >(о ((э б Рис. 10.16 сверхпроводимость разрушится, поле проникнет в сверхпроводник и В станет равным (40Н,. Часто кривую намагничивания строях в виде зависимости — 1 от Н,.
Ю.з. ВЫСОКОТЕМПЕРАТУРНЫЕ СВЕРХПРОНОДНИКИ В приложенном магнитном поле с напряженностью На( Не1 сверхп1юводник П рода (рис. 10.16 6) ведет себя точно так же, как сверхпроводник 1 рода (рис. 10.16 а), обнаруживая идеальный диамагнетизм и намагниченность, равную ( — 1). Когда напряженность приложенного поля достигает Не, на поверхности возникают нормальные сердцевины с окружающими их вихрями, которые распространяются по всему материалу.
Пронизывающий вихри магнитный поток по направлению совпадает с потоком, создаваемым внешним магнитным полем, так что поток в материале уже не равен нулю, и величины намагниченности возрастают. В полях между Не1 и Нез с увеличением напряженности приложенного поля повышается плотность нормальных сердцевин., поэтому средняя плотность потока в материале возрастает, а величина намагниченности плавно падает с увеличением Н„. Выше Н,1 сверхпроводпик находится в нормальном состоянии с равной нулю намагниченностью. 10.8. Высокотемпературные сверхпроводники Как указывалось в на тале этой главы, в настоящее время к высокотемпературным сверхпроводникам (ВТСП) относятся соединения, основанные на оксидах меди и имеющие температуру сверхпроводящего перехода в области азотных температур.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
