Реферат: Высокотемпературная сверхпроводимость 2

а - мейнерівська фаза

б - шубніковська фаза

в - нормальна фаза

Рис.1.5.1. Фазова діаграма надпровідника ІІ роду.

Таким чином, надпровідники другого роду при значеннях зовнішнього магнітного поля Н, які лежать в інтервалі H_c1 <H<H_c2 , не є ідеальними діамагнетиками. При таких значеннях поля спарювання електронів відсутнє вздовж деяких ліній, паралельних зовнішньому магнітному полю.

Посліловну феноменологічну теорію надпровідності другого роду на основі квазімікроскопічної теорії Гінзбурга - Ландау розвинув в 1957 році фізик - теоретик А.А. Абрикосов для значень параметра . В цьому випадку справедливе лондоновське локальне наближення. В магнітних полях, набагато менших H_c2 , хвильова функція надпровідного стану мала. Встановлено, що при полях Н, більших H_c1 і маловідмінних від H_c2 , магнітний потік проникає всередену зразка у вигляді регулярної структури трубок, кожна із яких несе квант магнітного потоку

гс × см² . (1.5.2)

На переферії кожної окремої трубки протікає вихрь надструму, який зжимає в центральній області магнітний поток, рівний одному кванту потоку Ф₀ . На існування кванта магнітного потоку вперше звернув увагу Ф. Лондон в 1950 році. Без врахування куперовського спарювання його квант в два рази перевищував Ф₀ .

Слабкі магнітні поля ( <H_c1 ) не проникають всередену зразка, тобто існує ефект Мейснера. В цьому випадку власна енергія вихря перевищує магнітну енергію, яка виникає при проникненні одного кванта магнітного потоку всередену надпровідника. Ця енергія вирювнюється в полі Н=Н_с1 . При Н>Н_с1 магнітні вихрі починають проникати в надпровідник, розташовуючись паралельно зовнішнньому магнітному полю. Розрахунки показують [ 17 ], що нитки починають утворюватись, коли напруженність поля Н>Н_с1 досягає значення

. (1.5.3)

При дальшому збільшенні поля проникання магнітного потоку всередену зразка відбувається у вигляді віддалених одної від одної вихрьових ниток, створюючих структуру типу гратки з дуже великим періодом. В полях, близьких Н_с2 , в вузлах решітки поле Y² рівне нулю, а магнітне поле має максимальне значення і практично відсутнє в проміжках між нитками ( надпровідна фаза ).

При достатньому віддалені ниток однієї від одної їх можна вважати незалежними і розглядати одну окрему нитку. По структурі вихрьова нитка складається в основному з двох областей: центральної циліндричної області з діаметром, приблизно рівним довжині когерентності x₀ . В цій області густина надпровідних електронів виростає від нуля до одиниці. Цю внутрішню область охоплює зовнішня циліндрична область, з радіусом порядка глибини проникнення L, магнітного поля. В цій області циркулюють незатухаючі струми, необхідні для створення одного кванту Ф₀ магнітного потоку. Структура ізольованої вихрьової нитки показана на рис.1.5.2.

		Вz

Рис.1.5.2. Ізольована вихрьова нитка Абрикосова: В_z -лінії магнітного поля; j_j -замкнуті лінії надпровідного струму.

Енергія одиниці довжини нитки визначається виразом

(1.5.4)

Випливає, що без врахування взаємодії ниток енергія N вихрьових ниток, які перетинають одиницю площі, рівна Ne_S . Вільна енергія надпровідника визначається виразом

. (1.5.5)

При слабкому зовнішньому полі вільна енергія F додатня і утворення вихрів невигідно, але при H³H_Ф , де H_Ф визначено рівністю (1.5.3), вона стає від’ємною і утворення вихрів вигідно.

Якщо в нульовому магнітному полі F_n - густина енергії нормального стану, а F_s0 - густина енергії надпровідного змішаного стану надпровідника другого роду, їх різниця визначає так зване критичне термомагнітне поле за допомогою рівності:

. (1.5.6)

Для надпровідників першого роду це співвідношення визначає істинне критичне поле Н_ст =Н_с . Для надпровідників другого роду значення Н_ст характеризує тільки допоміжну величину.

Умова термодинамічної рівноваги змішаного стану надпровідника другого роду зводиться до вимоги, щоб поле в його нормальній фазі було рівним критичному термодинамічному полю Н_ст . Це поле виражається через параметри L, x_-0 і Ф₀ рівністю

(1.5.7)

Друге критичне поле Н_с2 надпровідника другого роду пов’язане з полем Н_ст співвідношенням

(1.5.8)

Для матеріалів з довжиною когерентності x_-0 надпровідність зберігається до дуже великих значень поля Н_с2 . Наприклад, в сплаві V₃ Ga при Т=0 критичне поле Н_с2 =3×10⁵ гс.

В полях Н, які неперевищують друге критичне поле, магнітне поле не витісняється з циліндричного зразка. Однак, в області полів Н, які задовільняють нерівності H_c1 <H<H_c2 , на поверхні циліндра зберігається надпровідність в тонкому шарі ( ~ 10³ А ). Поле Н_с3 називається третім критичним полем. За звичай Н_с3 =1,69 H_c2 . По зовнішній і внутрішній поверхні цього надпровідника протікають в протилежних напрямках надпровідні струми.

При значеннях магнітного поля, близьких H_c2 , в однорідному надпровіднику другого роду змішаний стан характеризується правильною двохвимірною граткою Абрикосова. При збільшенні зовнішнього магнітного поля період гратки зменшується. При наближенні значення Н до H_c2 період досягає величини порядку x_-0 ( вихрьові нитки доторкуються одна до одної ), відбувається фазовий перехід другого роду із змішаного стану в нормальний.

Якщо надпровідник ІІ роду знаходиться в змішаному стані і в напрямку, перпендикулярному вихрям, протікає транспортний струм, створений зовнішнім джерелом, то на вихрі діє сила Лоренца. Ця сила перпендикулярна струму і магнітному полю вихря. Під дією сили Лоренца магнітні вихрі переміщаються впоперек транспортному струмові (рис .1.5.3 ).

Рис. 1.5.3. Рух магнітної вихрьової лінії при наявності транспортного струму: F - сила Лоренца.

Рух магнітного поля вихря створює електричне поле, направлене вздовж вихря, яке викликає гальмування електронів. Виникає електричний опір, який називається резистивним.