ПОИСК Статьи Чертежи Таблицы Магнитные свойства сверхпроводников 2-го рода в случае Поверхностная сверхпроводимость из "Основы теории металлов " Начнем с поля Я . Поскольку это предельное поле для существования сверхпроводимости, то бесконечно малый зародыш сверхпроводящей фазы должен уменьшаться со временем при Я Я 4 и возрастать со временем при Я Я . Значит, при Я = Н возможен стационарный бесконечно малый сверхпроводящий зародыш. [c.358] Надо найти решение, обращающееся в нуль при х— оо. [c.359] Эта величина согласуется с качественной оценкой (18.2), (18.3). Отметим, что для х 1/К2 поле Я Я . [c.359] Очевидно, решением может быть и любая линейная комбинация функций типа (18.17). Поскольку условия вдоль всего сверхпроводника однородны, то наиболее естественно предположить линейную комбинацию решений, центрированных через равные промежутки, т. е. [c.360] Пользуясь свойствами з-функций, можно показать, что при повороте координатной системы на я/2 функция Т умножается на фазовый множитель ехр(т дг ), а в остальном не меняется. Таким образу, (Ч имеет симметр квадратной рш1етки. В точках лс = ( / 2я/х)(т+1/2), = (К /х)(л +1/2) (т и п—целые числа) функция обращается в нуль. Согласно формуле (18.19) магнитное поле в этих точках достигает максимального значения Я,. [c.363] В самой точке р = 0 обращается в бесконечность. Для того чтобы физическая величина—электрический ток—была конечной, нужно, чтобы V — О прн р — О, и это действительно имеет место. [c.363] Можно привести и другой аргумент обращение Ч в нуль при р = 0 необходимо для однозначности Ч в самой этой точке. Впервые такое поведение волновой функции бозе-конденсата при наличии квантового вихря предсказал Файнман (1955) для сверхтекучего жидкого гелия [202]. [c.364] Согласно (18.19) это—одновременно линии постоянного поля. Системы этих линий изображены на рис. 18.2 для квадратной решетки (цифры соответствуют значениям У У У 5...). [c.365] Аналогичным образом обстоит дело для треугольной решетки (контур является шестиугольником, окружающим точку, в которой 4 = 0). [c.366] В настоящем параграфе будем использовать приближение, которое применимо при полях, гораздо меньших Для того чтобы оно соответствовало реальному смешанному состоянию, необходимо выполнение условия или, согласно результатам 18.1, 1. [c.366] Отсюда видно, что а = (2л/хВ) 2, т.е. период структуры растет при уменьшении В. [c.366] Граничные условия к уравнениям (18.37)—(18.39) следующие. При р—/ — I,//— О (а следовательно, и u, — При р — О о,— -(хр)- это связано с тем, что V0X=P -р . Что касается /, то оно не должно бесконечно возрастать ни при каких р. [c.367] Но так как В есть в то же время магнитный поток через единицу площади, то на одну нить приходится магнитный поток 2я/х или, согласно (18.35), (18.35 ), один квант потока Фд. [c.369] Распределение поля Я (р) и / (р) в вихре представлено на рис. 18.3. [c.369] При х 1 это имеет место в большей части области смешанного состояния, кроме непосредственных окрестностей Н и Н . Перейдем в формуле (18.60) к фурье-образам /Со и Кх. [c.371] Непосредственное наблюдение вихревой структуры было сначала проведено методом дифракции нейтронов [205]. Ввиду того что нейтроны имеют магнитный момент, их можно использовать для анализа магнитных структур, так же как рентгеновское излучение применяется для исследования распределения плотности электронов. Таким образом было впервые непосредственно доказано существование вихревой решетки. [c.374] Несколько позже для наблюдения вихревой структуры были использованы ферромагнитные порошки (Эссманн и Тройбле, 1967) [206], наподобие того, как это делалось в случае промежуточного состояния сверхпроводников 1-го рода. Однако, ввиду того что период структуры в этом случае гораздо меньше, пришлось использовать порошки из очень мелких частиц (диаметр 40 А) и изучать полученную картину с помощью электронного микроскопа методом реплики (рис. 18.5). Обычно получается треугольная вихревая решетка. Однако когда магнитное поле направлено вдоль оси 4-го порядка, то получается квадратная решетка. Это объясняется малой разностью энергий между обеими структурами, что приводит к возможности перестройки под действием анизотропии кристалла. [c.374] До сих пор мы рассматривали бесконечное сверхпроводящее пространство, иными словами, явления, происходящие в толще массивного сверхпроводника. Исследование показывает, что в поверхностном слое сверхпроводимость может задержаться до полей, больших Нс2 (Сан-Жам и ДеЖенн, 1963) [2071. Физическая причина этого явления заключается в следующем. Рассматривая зародыш сверхпроводящей фазы в бесконечном пространстве в 18.2, мы пользовались граничным условием Ч — 0 при лс— - 00- При наличии поверхности граничным условием является гр = 0. [c.374] На рис. 18.6 изображены различные возможные случаи а — зародыш в толще б—зародыш с центром на поверхности, в—зародыш около поверхности, но со смещенным центром и, наконец, г—зародыш в тонкой пленке. В последних двух случаях граничное условие на поверхности требует увеличения Ч вблизи поверхности по сравнению со случаем бесконечного пространства, о приводит к увеличению собственного значения в уравнении для V (18.11) (роль энергии играет х ) и в результате увеличивается значение критического поля. Примером может служить критическое поле тонких пленок ( 17.4), которое при толщинах й тт(, х ) одинаково для сверхпроводников 1-го и 2-го рода ( 18.6) и растет с уменьшением толщины. [c.374] Вернуться к основной статье