ПОИСК Статьи Чертежи Таблицы Неоднородное сверхпроводящее состояние из "Основы теории металлов " 1 уже говорилось о том, что магнитные примеси разрушают сверхпроводимость. Еще хуже обстоит дело в том случае, если имеется ферромагнитное упорядочение. При этом число электронов с разной ориентацией спина различно, а значит, различны и соответствующие ферми поверхности. Если ферромагнетизм сильный, т. е. температура Кюри порядка сотен градусов, как это имеет место у обычных ферромагнетиков на базе переходных металлов, то сверхпроводимость невозможна. [c.436] Однако в случае редкоземельных металлов или актинидов ситуация может быть иной. Магнетизм таких атомов связан с незаполненными 4/- или 5/-оболочками. Это внутренние оболочки, имеющие малый радиус. У соседних атомов они практически не перекрываются. Ввиду этого обменное взаимодействие спинов осуществляется путем косвенного обмена через электроны проводимости. Иными словами, можно исходить из картины локализованных спинов, взаимодействующих с электронами проводимости по типу, рассмотренному в 4.1. [c.436] 3 будет рассмотрено более детально взаимодействие между двумя локализованными спинами, которое передается электронами проводимости. Здесь для нас важно лишь то обстоятельство, что результирующий магнетизм является слабым , соответствующая температура Кюри—порядка градусов. Поэтому и встает вопрос о взаимном влиянии ферромагнетизма и сверхпроводимости. [c.436] получаем две ветви решения уравнения (21.16) они изображены на рис. 21.2. Однако отличное от нуля решение для А означает лишь локальный минимум свободной энергии это может соответствовать не равновесному, а метастабильному состоянию. Для того чтобы определить, действительно ли имеет место переход в свмхпроводящее состояние, надо найти разность свободных энергий 2 —й . [c.437] в рассмотренной модели npji увеличении / в точке 1 = А 1У 2 имеет место фазовый переход 1-го рода из сверхпроводящей фазы с А = Ад в нормальную с Д = 0. Остальные части сплошных кривых на рис. 21.2 соответствуют метастабильным фазам. [c.438] Для того чтобы продемонстрировать этот переход, воспользуемся тем, что вблизи точки перехода А мало, и уравнение для А обязательно будет линейным. Это дает возможность применить фурье-разложение и поставить вопрос о возникновении одной фурье-гармоники, т. е. [c.438] Здесь 8 = ( +х=со р, д). Мы предположили, что уд 2Г (это подтверждается дальнейшим расчетом). Поскольку нас интересует область перехода, то будем считать Д /. Так же как и раньше, положим Т = 0. [c.439] Теперь надлежит проверить, соответствует ли появление конечного Д уменьшению свободной энергии. Здесь, однако, надо сделать следующую оговорку. Когда выяснялся вопрос о решении уравнения для Д в пределе Д —О, мы могли воспользоваться линейностью этого уравнения и рассматривать одну фурье-гармо-нику. При этом оказалось, что впервые появляется гармоника с определенным ,==2,38//i . Но изотропия и линейность задачи означают, что с таким же успехом может появиться любая линейная комбинация гармоник с разными д, равными по абсолютному значению qg. [c.440] Вопрос о выборе конкретной комбинации решается сравнением их свободных энергий, где Д выражена как функция 1с—f-Однако это требует решения нелинейной задачи, для которой примененный здесь метод не годится. Конечно, можно обобщить преобразования Боголюбова, как это сделано в [242]. Однако ввиду громоздкости вычислений мы не будем этим заниматься и лишь продемонстрируем, что уже в простейшем случае одной фурье-гармоники, который был рассмотрен выше, свободная энергия уменьшается в результате сверхпроводящего спаривания. Отметим также, что полный анализ вопроса о наиболее выгодной структуре Д (г) пока не произведен, что в какой-то степени объясняется отсутствием экспериментальных наблюдений ЛОФФ-фазы. [c.440] в результате возникновения неоднородного сверхпроводящего конденсата свободная энергия действительно понижается. [c.441] Как уже говорилось, рассмотренная структура является лишь простейшим примером. В действительности следует ожидать возникновения трехмерной периодической структуры (например, с набором импульсов д, направленных по главным осям тетраэдра) с периодами порядка Аи/До- КО). Не исключено, что при этом в определенных точках Д (г) = О, т. е. сверхпроводимость окажется бесщелевой. Это приведет к неэкспоненциальной температурной зависимости теплоемкости. Например, при Д(г) х соз( ггД) Ссо п-ЦМТ) [240]. [c.441] Поскольку в реальных условиях трудно избежать появления дефектов структуры, то возникает вопрос об устойчивости неоднородной сверхпроводящей фазы по отношению к дефектам. Анализ показывает [243], что в принципе ЛОФФ-фаза сохраняется при наличии любой концентрации дефектов, т. е. свободная энергия понижается при появлении Д(г). Однако соответствующее значение 1с уменьшается с концентрацией дефектов, и при концентрации, соответствующей длине пробега / (0), становится меньше значения, определяемого формулой (21.22). Прн этом равновесной фазой будет однородная сверхпроводящая фаза с Д = До она возникает путем перехода 1-го рода по /. Величина 1с в этом случае играет роль предела переохлаждения нормальной фазы. При дальнейшем уменьшении I неоднородная сверхпроводимость ЛОФФ-фазы может появиться в качестве метастабильной фазы. [c.441] Вернуться к основной статье