[5] Сверхпроводники (987503), страница 6

Просмтор этого файла доступен только зарегистрированным пользователям. Но у нас супер быстрая регистрация: достаточно только электронной почты!

Текст из файла (страница 6)

Т_сħw/K*e^-1/(N(0)V)

где hw — ширина энергетического интервала на поверхности Ферми, на котором параметр взаимодействия V положителен, т.е. отвечает притяжению. Гинзбург (1968 — 1970 гг.) предложил использовать «сэн­двичи», или неоднородные структуры, в которых комбиниру­ются проводящие и непроводящие материалы.

В настоящее время, хотя и были попытки привлечь этот механизм для объяснения ВТСП, большинством исследовате­лей он отвергается. Поскольку для фононного механизма Т_с, зависит от мас­сы ионов решетки необходимым условием существования этого механизма является наличие изотопического эффекта. Изотопический эффект был обнаружен Е.Максвеллом и С. Рейнольдсом в 1950 г. Они экспериментально показали, что критическая температура Т_с изотопов ртути связана с массой изотопов М соотношением, где =1/2.

Первые месяцы (1987 г.) после открытия ВТСП изотопи­ческий эффект в иттриевой керамике не обнаруживали, затем появился ряд статей, где были получены различные Т_с для керамики, содержащей атомы кислорода ¹⁶О и ¹⁸О.

В работе Хинкса (США) 1988 г. описана зависимость T_c = const/M^-, где 0,2 для лантановой керамики (La_1,85Sr_0,15CuO₄), Т_с=38 К, Т_с= 0,3—1 К при замене ¹⁶О на ¹⁸O и 0,0—0,05 для YBa₂Cu₃O₇—, Т_с=91 К, Т_с=0—1 К. Было замечено, что Т_с/Т_с=-M/M=const,  уменьшается при увеличении Т_c. Авторы высказали предпо­ложение, что происходит непрерывный переход от фононного механизма (БКШ) к другому механизму.

5.5 Элементы электронной техники и электротехники на базе сверх проводящих материалов

Возможности разнообразных практических применений, несом­ненно, зависят от свойств сверхпроводящих материалов. Важны мно­гие характеристики сверхпроводников, в том числе механические свойства, межфазные взаимодействия и контакты, высокочастотные потери и др. В качестве примера рассмотрим наиболее существен­ную для приложений характеристику - плотность критического тока.

Вначале рассмотрим типичные значения данного параметра, полученные для хаотически ориентированных керамик. Так как структура и электронные свойства сильно анизотропны, ориентационно-усредненные величины, измеренные на керамиках, дают лишь начальное представление, пока отсутствуют результаты измерений на монокристаллах и ориентированных пленках и керамиках. Для материала с удельным сопротивлением 400 мкОм см вблизи Тс, плотностью носителей 4х10²¹ см^-3 и dHc₂/dT2Т/К, согласно теории БКШ, длина когерентности равна  (0)1,4 нм, лондоновская глубина проникновения  (0) 200 нм, длина свободного пробега l1,2 нм, критическое термодинамиче­ское поле Нc (0) ~ 1Т и верхнее критическое поле Нс₂ (0) ~ 120 Т. Большая величина отношения / означает, что YBa-CuO является сверхпроводником II рода, т.е. в некотором диапазоне полей магнитное поле может проникать в ма­териал сверхпроводника.

Наибольшее значение плотности критического тока, измерен­ное в малых полях при 77 К на неориентированных керамиках составляет лишь 1000 А/см² - весьма малую величину, исключающую практически все возможные применения. Выполненные изме­рения при 77 К на ориентированных пленках на подложке из Sr,TiQ₃ дали d 100 раз большее значение - 105 А/см². При изме­рениях на монокристалле и эпитаксиальных пленках при 4,2 К получена величина 3х10⁶ А/см². Измерения показали, кроме того, что плотность критического тока обладает сильно за­висящей от температуры и магнитного поля анизотропией. Плот­ность тока 105 А/см² при 77 К пригодна для многих применений, хотя эта величина достигалась лишь в нулевом поле.

Увеличение плотности тока, очевидно, связано с такой ориентацией материала, при которой ток протекал бы только вдоль пред­почтительного направления и с исключением (по возможности) гра­ниц между зернами, на которых образуются слабые джозеф-соновские мостики, не способные пропускать большой ток. К сожалению, монокристаллы и монокристаллические подложки непригодны для большинства применений. Должны быть найдены способы, возмож­но использующие ориентированные керамики, которые позволят уве­личить плотность тока без применения монокристаллов. Опубликованное значение 3х10⁴ А/см² для пленок на поликри-сталлических субстратах характеризует высокие темпы продвижения в этом направлении.

Представление о температурной зависимости плотности тока в нулевом поле можно составить по теоретическому верхнему пре­делу - "плотности тока распаривания", при котором кинетическая энергия сверхпроводящих электронов сравнивается с энергией кон­денсации Нс² /8 . При низких температурах и нулевом доле критическая плотность тока равна

J_d = 10Hc/4λ (5.5.1)

где J_d - критическая плотность тока в амперах на квадратный сантиметр, Нc- термодинамическое критическое поле в эрсте­дах, λ - лондоновская глубина проникновения в сантиметрах. Используя приведенные выше значения, получим, что J_d = 3x10⁸ А/см², т.е. действительно огромную величину. Пример­но такие же значения соответствуют и обычным сверхпроводникам, используемым для создания сильных магнитных полей, поскольку для них более низкая температура перехода и, следовательно, меньшее критическое поле компенсируются высокой плотностью электронов, что уменьшает глубину проникновения.

Однако, при более высоких температурах эта величина падает. Вблизи Т_с может быть произведена оценка по теории Гинзбурга-Ландау:

J_d=10 Нс (1-t) ^3/2 / 36^1/2λ (5.5.2)

где t - приведенная температура Т/Tс. Кроме множите­лей эта формула содержит температурно-зависимое выражение (1-t) ^3/2 ,приводящее к быстрому уменьшению J_d при прибли­жении к Т_с. Например, для YBaCuO с критической темпера­турой 92 К критическая плотность тока распаривания уменьшается до величины 1,2х10⁷ А/см² при 77 К, т.е. более чем на порядок по сравнению с плотностью при 4,2 К.

Таким образом, основной недостаток YBaCuO при 77 К по сравнению, например, с Nb³Sn при 4,2 К - это малая плотность критического тока. То же обстоятельство сильно огра­ничивает перспективы использования сверхпроводников при комнат­ной температуре; для сохранения приемлемой плотности критическо­го тока при 300 К (или 27 ⁰С) температура сверхпроводящего пере­хода должна быть близка к 400 К (127°С).

Тем не менее плотность тока распаривания при 77 К в нулевом поле достаточна для большинства применений. Существует еще один эффект, уменьшающий плотность критического тока Jc - это депиннинг магнитных силовых линий, или вихрей, которые проникают внутрь сверхпроводника II рода, подобного YBaCuO. Под действием сил, с которыми ток после превышения некоторой по­роговой величины действует на линии магнитного потока, они отры­ваются от мест закрепления, что приводит к появлению сопротив­ления в нормальных сердцевинах (корах) вихрей, связанных с "пере­мещением потока". В материалах, применяемых для изготовле­ния сильных магнитов, плотность тока увеличивается путем созда­ния структур, закреплявших силовые лшши (центры пшнинга), та­ких, как дислокационные плоскости и зерна выкристаллизовавшегося -титана вNbTi. Но даже и у этих хорошо изученных ма­териалов максимально достигнутая плотность тока по крайней мере на порядок меньше предельной, соответствующей плотности тока распаривания.

О пиннинге в YВаСuО известно немного. Однако опыт об­ширных работ но оптимизации пиннинга в Nb₃Sn и NbTi по­казывает, что, по-видимому, критический ток в YВаСuО оста­нется по крайней мере на порядок меньше тока распаривания. Это означает, что в нулевом поле при 77 К предельной для YВаСuО будет плотность 10⁶ А/см², т.е. она более чем в 10 раз уступает плотности тока, достигнутой на Nb₃Sn. при 4,2 К в нулевом по­ле. Ясно, что даже умеренное повышение температура перехода су­щественно увеличит указанный предел, так, при Тс = 120 К он возрастет в 3 раза.

Плотность критического тока зависит также от магнитного поля, монотонно уменьшаясь до нуля при верхнем критическом по­ле Нс₂. У YВаСuО температурный наклон характе­ристики Нс₂ необычно велик: для поля, направленного вдоль плоскости максимальной проводимости, он составляет ~2Т/К, что для верхнего критического поля при низких темпе­ратурах дает величину 200 Т. Это открывает возможности создания очень сильных магнитов.

Достижение сверхвысоких полей ( >20 Т) на практике будет определенно ограничиваться деформациями, возникающими вследствие механических напряжений, необходимых для удержания столь силь­ного поля. Для магнитов из NbTi обычными считаются деформации проводника порядка нескольких десятых долей процента (в полях ≤10 Т). Маловероятно, что такое растяжение возможно для хрупко­го керамического материала YВаСuО. Рассмотрим, например, соленоид с внутренним диаметром 20 см, рассчитанный на поле с магнитной индукцией 20 Т. Пусть обмотка на 50% сечения состоит из стали, несущей силовую нагрузку. Если рассчитанная на все се­чение плотность тока составляет 3х10⁴А/см² (что достигается при плотности тока в сверхпроводнике 6 х10⁴А/см²), общее разрывающее напряжение составит 600 МПа, а на стали - 1200 Мпа. При модуле Юнга стали, равном 207 ГПа, деформация обмотки составит 0,6%.

Определенные трудности останутся и при полях <20 Т. Для практических применений важна способность выдерживать существен­ный ток в высоких магнитных полях, а не просто величина Нс₂, определенная по обращению в нуль сопротивления или, при более оптимистических оценках, по началу уменьшения сопротивления по сравнению с нормальным состоянием. Высокие поля при нуле­вом сопротивлении наблюдались лишь на монокристаллах. Результаты, полученные к настоящему моменту на удобной для при­менений керамике в виде проволоки, разочаровывают. Переход на зависимости сопротивления от поля широк и сильно растянут по полю в области малых сопротивлений. Вследствие дей­ствия этого фактора сверхпроводимость при увеличении поля быстро подавляется. По всей видимости, сказывается влияние границ зерен и сильной анизотропии. В такой ситуации представляется важ­ной разработка техники ориентации керамик.

Прогресс в этом направлении дозволил бы начать использование сильных магнитов из YВаСuО при 4,2 К, где критиче­ский ток керамики намного превышает соответствующий показатель для Nb3Sn из-за большого значения Нс₂. В YВаСuО были измерены плотности тока ~1,7х106А/см² YВаСuО в поле 4 Т. Еще больший прикладной интерес представляют магниты, работавшие при 77 К. Используя dНс2/dT ≈ 2T/K для сверхпроводника с Tc = 92 К, можно оценить величину Нс₂ в 30 Т, что превышает соответствующую величину 20 Т для Nb₃Sn и 10 Т для NbTi при 4,2 К. В то же время если использовать величину dНс2/dT = 0,4T/K для поля, перпендикулярного плоскости высокой проводимости, то получится, что Нс₂ керами­ки составляет лишь 6 Т при 77 К. В этом случае возможна работа только в низких полях и расходы на охлаждение будут преобладать (см. ниже). Ясно, что увеличение температуры перехода или про­изводной dНс₂/dT сместит сравнительную оценку YbaCuO и Nb₃Sn в пользу керамики.

5.5.1 Применение сверхпроводящих магнитов

Определяющее значение критических параметров материала, та­ких, как критический ток и способность выдерживать механические напряжения, хорошо видно в области применения магнитов. Сверхпроводящие магниты в настоящее время - основной предмет промышленного использования сверхпроводимости, который позволяет выявить многие потенциальные, остающиеся пока нереализованными возможно­сти применения. В настоящее время основными областями при­менения являются следующие.

1. Медицинская магнитно-резонансная томография (ММРТ)

В настоящее время для медицинских целей потребляется значи­тельная доля сверхпроводящих материалов и устройств, хотя первые сверхпроводящие магниты для этой цели были поставлены лишь в 1980 г. В данной области не предъявляется слишком жестких требований к сверхпроводящим свойствам промышленно изготовля­емой сейчас проволоки из NbTi. Требуются поля до 2,5 Т при довольно низкой величине критической плотности тока. Первостепен­ное значение здесь имеют однородность поля, его стабильность и надежность всего устройства. Это привело к весьма консервативным конструкциям, в которых сверхпроводники используются при токе, составляющем 50-70% критического значения. Механические напряже­ния невелики, и для стабилизации используются большие количества меди. При наличии других способов получения магнитного поля для ММРТ, таких, как постоянные магниты или обычные электромагниты, сверхпроводящие магниты завоевали рынок благодаря возможности создавать более сильные и стабильные поля, что обеспечивает вы­сокое качество томографических изображений.

2. Физика высоких энергий

До недавнего времени физика внсоких энергий была основным потребителем сверхпроводящих материалов. Наиболее значительные успехи в области создания сильных магнитов и используемых для этой цели материалов была достигнуты или в самих лабораториях, или при разработке оборудования по их заказам. Однако потребности и этой отрасли физики цикличны: "от максимума" при строитель­стве огромных установок, таких, как "Теватрон", "до нуля" в дру­гое время. В при­нятой в настоящее время конструкторской концепции предпола­гается использовать NbTi при 6 Т и 2,75х10⁵ А/см², а не Nb3Sn, позволивший бы работать при более высоких полях. В физике высоких энергий сверхпроводимость сделала возможными создание устройств типа "Теватрон" и больших пузырьковых камер. Использование обычных магнитов сделало бы их недопустимо доро­гими в эксплуатации.

Характеристики

Список файлов учебной работы