Курсовая работа: Надпровідники першого та друго роду

Експеримент, що ілюструє перехід з надпровідного стану в звичайне продемонстрував, що надпровідники - щось більше, ніж ідеальні провідники. Вони володіють додатковою властивістю, відсутнім від металу, просто позбавленого опору: метал в надпровідному стані ніколи не дозволяє магнітному потоку проникнути всередину, завжди В_i =0.

Коли надпровідник охолоджується в слабкому магнітному полі, то при температурі переходу на його поверхні виникає незгасаючий струм, циркуляція якого перетворює внутрішній магнітний потік в нуль. Це явище, що полягає в тому, що усередині надпровідника щільність магнітного потоку завжди, навіть в зовнішньому магнітному полі, рівна нулю, називається ефектом Мейснера .

Ефект виштовхування магнітного поля з надпровідника можна пояснити на основі уявлень про намагніченість. Якщо екрануючі струми, повністю компенсуючи зовнішнє магнітне поле, повідомляють зразку магнітний момент m , то намагніченість M виражається співвідношенням

,

де V - об'єм зразка. Можна говорити про те, що екрануючі струми приводять до появи намагніченості, відповідної намагніченості ідеального феромагнетика з магнітною сприйнятливістю, рівною мінус одиниці.

5.Надпровідники першого та другого роду.

Надпровідники першого роду .

Проаналізуємо протікання струму по провіднику круглого поперечного перерізу, що знаходиться в надпровідному стані. У відмінності від екрануючого струму, що виникає при накладанні магнітного поля, струм від зовнішнього джерела називатимемо транспортним. Якби цей струм протікав усередині надпровідника, він створював би в його об'ємі магнітне поле, що протирічить ефекту Мейснера. Отже, струм, що протікає повинен бути обмежений тонким шаром біля поверхні, в який проникає магнітне поле. Товщина цього поверхневого шару рівна глибині проникнення Δ.

Транспортний струм, що протікає по надпровіднику, створюватиме магнітне поле. Між щільністю струму і магнітним полем існує строгий зв'язок, який означає, що критичному полю відповідає певна критична щільність струму (правило Сильсбі). Причому абсолютно байдуже, про який струм йде мова - транспортний, або що екранує. Для провідника з круглим поперечним перерізом магнітне поле на поверхні В₀ і сумарний струм I зв'язані відношенням

,

де R - радіус поперечного переріру провідника.

З даного рівняння виходить, що критичний струм має таку ж залежність від температури, як і критичне магнітне поле. Розрахунок показує, що, наприклад, для олов'яного дроту радіусом 0,5 мм критична сила струму при Т=0 До складає 75 А .

За допомогою правила Сильсбі можна визначити також критичні струми для надпровідників в зовнішньому магнітному полі. Для цього необхідно скласти зовнішнє магнітне поле з полем транспортного струму на поверхні. Щільність струму досягає результуюче значення, коли це результуюче поле В_рез стаєкритичним. Для дроту радіусом R в магнітному полі B_а , перпендикулярному її осі:

.

Тут значення 2В_a на твірній циліндра отримано для коефіцієнта розмагнічування u_м =1/2 .

Залежність критичного струму від зовнішнього поля В_a можна визначити з рівняння:

­­ .

Графік її представлений на рис.5.

Рис. 5. Залежність критичного струму від зовнішнього магнітного поля, перпендикулярного дроту.

Процес порушення надпровідності в масивних зразках досягши критичної сили струму відбувається з утворенням проміжного стану. Структура його для циліндрового зразка представлена на рис.6. При включенні зовнішнього магнітного поля відбувається його накладення на кругове поле струму, внаслідок чого геометрія міжфазних меж між надпровідними і нормальними областями значно ускладнюється.

В кінці розмови про надпровідники першого роду відзначимо, що низькі критичні параметри роблять практично неможливим їх технічне використання.

Рис. 6. Структура проміжного стану дроту, що несе критичний струм.

Надпровідники другого роду .

Принципова відмінність надпровідника другого роду від надпровідника першого роду починає виявлятися в той момент, коли магнітне поле на поверхні досягає значення В_c1 . При цьому надпровідник переходить в змішаний стан. Проникнення магнітного поля в об'єм надпровідника приводить до того, що в цих умовах транспортний струм розподіляється рівномірно по всьому перетину, не зайнятому вихровими нитками. Таким чином, на відміну від надпровідників першого роду, в яких струм протікає по тонкому поверхневому шару, в надпровіднику другого роду транспортний струм протікає у всьому об'ємі.

Відомо, що між струмом і магнітним полем завжди існує сила взаємодії, яку називають силою Лоренса. Стосовно змішаного стану надпровідника ця сила діятиме між абрикосовскими вихорами і транспортним струмом. Можливості транспортного перерозподілу струму обмежені кінцевими розмірами провідника, і, отже, під дією сили Лоренса вихрові нитки повинні переміщатися. Для опису особливостей поведінки надпровідників в магнітному полі проаналізуємо термодинаміку утворення поверхонь розділу між надпровідною і нормальною фазами. У нормальній області В ∆ B_c , у надпровідній спадає до нуля на глибині порядку ∆ (рис.7). У нормальному стані щільність надпровідних електронів рівна нулю, в той час, як в надпровіднику вона має певну величину n_s (Т) . На деякій відстані від межі ∆ щільність надпровідних електронів по порядку величини досягає значення, рівного n_s (Т) . Характеристичний параметр ∆ називають довжиною когерентності, залежність її від температури визначається формулою

, де ∆ ₀ залежить від властивостей надпровідника і складає по порядку величини 10^-6 - 10^{-8 м.}

Рис. 7. Розподіл магнітного потоку і густини надпровідних електронів поблизу фазової межі.