ПОИСК Статьи Чертежи Таблицы Рассчитанные значения собственной длины когерентности и лондоновской глубины проникновения при абсолютном нуле из "Введение в физику твёрдого тела " Собственная длина когерентности go характеризует чистый сверхпроводник. В материалах с примесями и сплавах длина когерентности меньше о- Это можно понять качественно в материалах с примесями собственные функции электронов испытывают возмущения. Для возмущенных волновых функций можно построить заданную локализованную вариацию плотности тока с меньшей энергией, чем для гладких волновых функций. [c.445] Длина когерентности впервые появилась в решениях двух феноменологических уравнений, известных как уравнения Гинзбурга — Ландау эти уравнения также следуют из теории БКШ. [c.445] Они описывают переходный слой между нормальной и сверхпроводящей фазами при их контакте. Было показано теоретически, что длина когерентности и истинная глубина проникновения зависят от длины свободного пробега электронов, измеренной в нормальном состоянии. Эта зависимость приведена на рис. 12.22. [c.446] Теория сверхпроводимости Бардина — Купера — Шриффера. Выше в простой форме было изложено то основное, что мы знаем о сверхпроводниках интересные экспериментальные данные и феноменологические соотношения. Уже из этого описания можно усмотреть, что нет никакой нужды в каких-то отдельных теориях сверхпроводящих свойств для разных столбцов и строк периодической системы элементов, равно как для чистых металлов, с одной стороны, для сплавов — с другой, или, наконец, для сверхпроводников с различными кристаллическими структурами. Конечно, разные сверхпроводники обнаруживают количественное различие в деталях своих сверхпроводящих свойств, но очевидно также, что эти детали малосущественны при подходе с точки зрения уже существующей общей квантовой теории сверхпроводимости, которую мы будем сейчас обсуждать. Эта общая теория, как уже отмечалось выше, была создана в 1957 г. Бардином, Купером и Шриффером [4]. [c.446] Здесь заложен интересный парадокс чем выше сопротивление при комнатной температуре, тем более вероятно, что металл будет сверхпроводником, когда его охладят ). Однако это имеет место, только если мы рассматриваем металлы со сравнимыми концентрациями электронов проводимости. [c.447] Другое простое заключение состоит в том, что элементы с четным числом валентных электронов на один атом имеют меньшую вероятность оказаться сверхпроводниками, чем элементы с нечетным числом валентных электронов это по сути другая формулировка утверждения о том, что для заполнения зоны Бриллюэна четное число валентных электронов предпочтительнее, так что значение функции плотности состояний при е = гр, т. е. Ф(ер), будет малым. [c.447] Если основное состояние БКШ для многоэлектронной системы описывается с точки зрения заполнения одночастичных состояний, то эти состояния вблизи поверхности Ферми заполняются аналогично распределению Ферми — Дирака для некоторой конечной температуры. Главной особенностью основного состояния БКШ является то, что одночастичные состояния заполняются попарно если состояние с волновым вектором k и спином, направленным вверх, занято, то состояние с волновым вектором —к и спином, направленным вниз, также занято. Если состояние k f свободно, то состояние —k i тоже свободно. [c.449] Если есть энергетическая щель, то О, следовательно V 0. Таким образом, сверхпроводящие токи могут течь со скоростями, меньшими Ус, без потерь заергии на возбуждение перехода электронов из сверхпроводящего состояния в нормальное. Значения плотности критического тока достаточно высоки (см. задачу 12.2). В основном аналогичное доказательство справедливо и для возбуждения пары электронов. [c.451] Одночастичное туннелирование. Рассмотрим два металла Л и В, разделенные слоем С изолятора, как показано на рис. 12.27. Обычно изолятор является барьером для потока электронов проводимости, переходящих из одного металла в другой. Если слой С достаточно тонкий (.менее 10—20 А), то имеется значительная вероятность того, что электрон, достигший слоя изолятора (встретив барьер), все же перейдет из одного металла в другой это называется туннелированием. Представление о том, что частицы могут туннелировать через потенциальный барьер, появилось вместе с квантовой механикой. Во многих экспериментах изолируюп ий слой представляет собой слой окисла, образованный на одной из двух напыленных металлических пленок (см. рис. 12.28). [c.451] Живер [40] обнаружил, что если один из металлов становится сверхпроводящим, то вольт-амперная характеристика превращается из прямой линии (рис. 12.29, а) в кривую, представленную на рис. 12.29,6. Рис. 12.30, а подчеркивает разницу между плотностями электронных состояний в сверхпроводнике и нормальном металле. В сверхпроводнике имеется энергетическая щель, середина которой совпадает с уровнем Ферми. При абсолютном нуле тока нет до тех пор, пока напряжение не станет равным V = Egl2e = Ale. Энергия, равная ширине щели Eg, соответствует распаду электронной пары в сверхпроводящем состоянии и образованию двух электронов или электрона и дырки в нормальном состоянии. Ток появляется тогда, когда eV = Д. При отличных от нуля температурах появляется слабый ток даже при низких напряжениях благодаря электронам в сверхпроводнике, которые перебрасываются через щель за счет теплового возбуждения. [c.453] На рис. 12.25 приведена другая интерпретация напряжения, необходимого для туннелирования. Одна кривая представляет собой энергию возбуждения, сообщаемую электрону или дырке, отсчитываемую от уровня Ферми, принятому за нулевой уровень другая — энергию возбуждения квазичастиц в сверхпроводнике относительно того же уровня Ферми. Пороговое напряжение, при котором электрон переходит из нормального металла в сверхпроводник, определяется из соотношения eV = А. [c.453] Изучение сверхпроводников путем одноэлектронного туннелирования оказалось очень плодотворным. Результаты находятся в хорошем согласии с теорией БКШ. В Приложении К обсуждаются замечательные эффекты, возникающие при туннелировании пары сверхпроводящих электронов, известные как джо-зефсоновское туннелирование (эффекты Джозефсона). [c.453] Иногда путем добавки небольшого количества легирующего-элемента можно превратить металл из сверхпроводника I рода в сверхпроводник II рода. Например (см. рис. 12.6в), добавление двух весовых процентов индия в свинец превращает свинец, из сверхпроводника I рода в сверхпроводник II рода, хотя температура перехода меняется при этом совсем незначительно. При этом превращении нет оснований ожидать ни изменения ширины энергетической щели, ни скачка теплоемкости при температуре перехода. Такое количество легирующего элемента не изменяет коренным образом электронную структуру свинца как сверхпроводника, но его поведение в магнитном поле радикально меняется. Теория сверхпроводников II рода была разработана Гинзбургом, Ландау, Абрикосовым и Горьковым. Позднее Кунцлер с сотрудниками обнаружил, что проволока из НЬзЗп может пропускать значительный сверхпроводящий ток в полях,, достигающих 100 кГс. [c.454] мотрим границу раздела между областями сверхпроводящего и нормального состояний в металлическом образце. С границей раздела связана дополнительная энергия. Имеется множество примеров того, что эта поверхностная энергия можег быть как положительной, так и отрицательной. С увеличением магнитного поля поверхностная энергия уменьшается. Сверхпроводник является сверхпроводником I рода, если поверхностная энергия всегда положительна, и сверхпроводником II рода, если поверхностная энергия при увеличении магнитного поля становится отрицательной. [c.454] Для случая, представленного на рис. 12.65, поверхностная энергия отрицательна для полей выше Нс. [c.454] Энергия массивного сверхпроводника в магнитном поле увеличивается при условии, что поле не проникает в образец. Проникновение поля в пленки рассматривается в конце главы в задачах 12.1 и 12.4. Поле, направленное параллельно поверхности очень тонкой пленки, проникает в нее, оставаясь практически однородным (рис. 12.32, а) при этом энергия сверхпроводящей пленки будет слабо возрастать с увеличением магнитного поля, что приводит к увеличению напряженности поля, необходимого для разрушения сверхпроводимости (рис. 12.21 и 12.33). В сверхпроводящей тонкой пленке величина кажущейся магнитной восприимчивости может быть намного меньше, чем 1/4я (или 1 в. СИ), так как выталкивается только часть потока, но при этом пленка имеет обычную величину энергетической щели и не обладает сопротивлением. В пленках устойчивая сверхпроводимость наблюдается в полях, напряженность которых более чем в 100 раз превышает критическое поле Не для массивного сверхпроводника того же материала. Тонкие пленки не относят к сверхпроводникам II рода, но их поведение показывает, что-сверхпроводимость при наличии соответствующих условий может существовать и в высоких магнитных полях. [c.456] Оценка Нс. В сверхпроводниках И рода вихревое состояние начинает формироваться в поле H i- Величина Нс меньше, чем термодинамическое критическое поле, определяемое из равенства нЦ8п разности свободной энергии в нормальном и сверхпроводящем состояниях в нулево.м магнитном поле. Эта разность определяется калориметрическими измерениями, так как теперь скачка магнитных свойств при Не иет (см. рис. 12.66).. [c.458] Это поле отделяет область полей, при которых поверхностная энергия положительна (Ва СИс ), от области, где поверхностная энергия отрицательна Ва Нс ). Эти энергетические соотношения показаны на рис. 12.35. Более точное определение Ис было проведено Абрикосовым [42]. [c.459] Вернуться к основной статье