Промежуточное состояние сверхпроводников

Теория Ландау. Еще в 1937 г., когда о структуре промежуточного состояния было известно очень мало, Ландау [20] предположил, что в промежуточном состоянии сверхпроводник состоит из чередующихся нормальных и сверхпроводящих доменов. Позднейшие эксперименты подтвердили такую структуру. Подробные вычисления были проведены для случая плоской пластинки в перпендикулярном ее поверхности поле. Предполагаемая для неразветвленной модели структура доменов изображена на фиг. 10, а. Поле в областях нормальной фазы ширины а, равно критическому полю Я,ф внутри областей сверхпроводящей фазы ширины а, ноле спадает до нуля. Относительные толщины доменов таковы, что поток через пластинку сохраняется постоянным. Для внешнего поля Н [c.746]

В промежуточном состоянии сверхпроводников первого рода объём металла разбивается на чередующиеся области Н- и 5-фаз. При одноврем. изменении знака заряда и вектора носителей заряда при О. а. наличие [c.503]

Такое отражение происходит весьма своеобразно. Для того чтобы это понять, лучше говорить на языке квазичастиц. Представим себе для простоты, что речь идет о границе между нормальным и сверхпроводящим слоями в промежуточном состоянии сверхпроводника. В этом случае металлы в принципе одинаковы, а А меняется от нуля до равновесного значения в массивном сверхпроводнике на расстоянии Энергетический спектр [c.426]

Если поместить бесконечный цилиндр вдоль магнитного поля, то переход сверхпроводника в нормальное состояние происходит без промежуточного состояния (рис. 40). Теория [c.193]

Промежуточное состояние может возникнуть и при протекании по сверхпроводнику тока, превышающего некое критич, значение /д, соответствующего созданию на поверхности образца критич. магн. поля Нс. [c.438]

Образование в сверхпроводнике 1-го рода промежуточного состояния и чередование слоёв сверхпроводящей и нормальной фаз конечного размера оказываются возможными только в предположении, что граница раздела между этими фазами обладает полошит, поверх- [c.438]

Образование доменов благодаря эффекту де Гааза—ван Альфена во многом аналогично другим случаям образования магнитных доменов при нецилиндрической геометрии, а именно в ферромагнетиках и сверхпроводниках 1-го рода (промежуточное состояние, 15.3). В обоих этих случаях имеется равновесие двух [c.171]

Наиболее простой должна быть картина в бесконечной пластине, плоскость которой перпендикулярна магнитному полю. В этом случае п = 1, т. е. промежуточное состояние начинается с Я,=0. Если предположить, что в нормальных слоях поле равно Н , а в сверхпроводящих оно равно нулю, то среднее поле, т. е. индукция в сверхпроводнике, равно В = хН , где х—концентрация [c.278]

Не следует путать его с промежуточным состоянием, т. е. с конфигурацией, характерной для сверхпроводника 1-го рода, имеющего форму, более сложную, чем цилиндр с осью, параллельной полю. В такой конфигурации сверхпроводящая и нормальная фазы расслаиваются на области макроскопических размеров так, чтобы энергия магнитного поля понизилась на величину, превышающую проигрыш в свободной энергии при образовании нормальных областей. [c.346]

В массивных сверхпроводниках I рода с размерами, много большими глубины проникновения магн. поля, К. т. /к соответствует току, к-рый создаёт критическое магнитное поле Ну- на поверхности сверхпроводника. При этом сверхпроводник переходит в промежуточное состояние, в к-ром часть в-ва находится в нормальном, а часть — в сверхпроводящем состоянии. При наличии тока границы между сверхпроводящими и норм, областями находятся в движении. В силу Мейснера эффекта магн. поле становится переменным, и возникает индукционное электрич. поле, обусловливающее диссипацию энергии в проводнике. [c.332]

С магн. св-вами сверхпроводников тесно связаны и особенности протекания в них тока. В силу эффекта Мейснера ток явл. поверхностным, он сосредоточен в тонком слое, определяемом глубиной проникновения магн. поля. Когда ток достигает нек-рой критич. величины, достаточной для создания критич. магн. поля, сверхпроводник 1-го рода переходит в промежуточное состояние и приобретает электрич. сопротивление. [c.658]

Картина разрушения сверхпроводимости магн. полем у сверхпроводников 2-го рода сложнее. Даже в случае цилиндрич. образца (рис. 4) в продольном поле происходит постепенное уменьшение магн. момента на протяжении значит, интервала полей от Як, 1 — ниж. критич. поля, когда оно начинает проникать в толщу образца, и до верх, критич. поля Я , 21 при к-ром происходит полное разрушение сверхпроводящего состояния. В большинстве случаев кривая намагничивания такого типа необратима (наблюдается магн. гистерезис). Поле Я , 2 часто оказывается весьма большим, достигая сотен тысяч эрстед. Термодинамич. критич. поле Як, определяемое соотношением (1), для сверхпроводников 2-го рода не явл. непосредственно наблюдаемой хар-кой. Его можно рассчитать, исходя из найденных опытным путём значений свободной энергии в норм, и сверхпроводящем состояниях в отсутствии магн. поля. Вычисленное таким способом значение Я попадает в интервал между Я , 1 и Як, а- Т. о., проникновение магн. поля в сверхпроводник 2-го рода начинается уже в поле, меньшем чем Я , когда условие равновесия (1) ещё нарушено в пользу сверхпроводящего состояния. Связано это с поверхностной энергией границы раздела норм, и сверхпроводящей фаз. В случае сверхпроводников 1-го рода эта энергия положительна, так что появление поверхности раздела требует энергетич. затрат. Это существенно ограничивает степень расслоения в промежуточном состоянии. Аномальные магн. св-ва сверхпроводников 2-го рода можно качественно объяснить, если принять, что в этом случае поверхностная энергия отрицательна. Именно к такому выводу приводит совр. теория сверхпроводимости. При отрицат. поверхностной энергии уже при Я < Я энергетически выгодным явл. образование тонких областей норм, фазы, ориентированных вдоль магн. поля. Воз- [c.658]

Приведенная температура 158, 188 Приведенное сонротивленне 188 Примеси в сверхпроводниках 626, 647, 670 Промежуточное состояние сверхпроводников 226, 306, 590, 615, 619, 623, 627, 651, 653, 655, 659, 666, 729, 746, 747, 750 Проникновение магнитного ноля в сверхпроводник 641, 642, 646, 900—905 Пропан 27, 34 Пропилен 27, 34 [c.930]

Экспериментальный исследования структуры промежуточного состояния сверхпроводников были выполнены А. И. Шальни-ковым, который подтвердил своими тщательными работами теорию Л. Д. Ландау о существовании слоистой структуры промежуточного состояния сверхпроводников. [c.194]

П. с. было впервые предсказано и обнаружено у сверхпроводников первого рода при переходе в нормальное состояние под действием магн. поля (см. Промежуточное состояние сверхпроводников). Др. пример П. с.— магнитная доменная структура, к-рая появляется в легкоосных антиферромагнетиках вблизи спин-флоп, перехода (см. Антиферромагнетизм). [c.143]

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]

Размеры и структура доменов в ферромагнетиках и в промежуточном состоянии сверхпроводников определялись многими способами и наиболее наглядно по порошковым фигурам Биттера, образующимся при напылении порошка из магнитных частиц на поверхность образца. Подобная техника пока не использовалась для демонстрации наличия доменной структуры при МВ, хотя масштаб картины, согласно (6.44), в этом случае сравним с масштабом фигур, наблюдавшихся для ферромагнетиков и сверхпроводников. Можно надеяться, что дополнительные трудности, связанные с присутствием сильного магнитного поля и с меньшими размерами образцов, удастся преодолеть в обозримом будущем. Прямое доказательство того, что в образце образуются макроскопические области с различным значением В, было получено в элегантном эксперименте по наблюдению ядерного магнитного резонанса (ЯМР) [99]. Имеется также много косвенных свидетельств в пользу существования доменов, основанных на анализе формы линии магнитных осцилляций, которые наблюдались в подходящих условиях (см. разд. 6.5). [c.333]

В Лейдене, Кембридже, Оксфорде и в США производились измерения теплопроводпости сверхпроводников (как в нормальном, так и сверхпроводящем состояниях). Эти измерения могут быть качественно интерпретированы с точки зрения двухжидкостной модели сверхпроводимости, в которой предполагается, что сверхтекучие электроны не несут энтропии и не взаимодействуют с решеточными волнами. Так, в сверхпроводящем состоянии электронная часть теплопроводности уменьшается, а решеточная возрастает. В промежуточном состоянии наблюдается добавочное рассеяние границами сверхпроводящей и нормальной фаз как элel тpoнoв так и решеточных волн. Вследствие отсутствия теории сверхпроводимости нельзя сделать каких-либо количественных выводов по этому поводу, а также объяснить некоторые наблюдающиеся на опыте особенности. [c.225]

Был проделан ряд измерений теплопроводности сверхпроводников в промежуточном состоянии на образцах, имевших вид длинных цилиндров. В продольных полях смешения двух фаз обычно не наблюдается, за исключением сплавов, где нормальные области представляют собой волокна, рас-иоложенные вдоль образца. Однако в поперечных полях образец переходит в смесь из двух фаз, причем нормальные области представляют собой слои, перпендикулярные оси цилиндра, т, е, наиравлепию теплового потока. Толщина таких отдельных областей может быть порядка 10"" см. [c.304]

Вскоре после того, как промежуточное состояние было изучено экспериментально, Ландау [103] разработал теорию этого состояния, которая предсказывает размеры сверхпроводящих и нормальных областей. Теория основана на представлении о существовании дополнительной свободной энергии границы раздела фаз, которую можно назвать положительной поверхностной энергией. Ф. Лондон [116] (см. такн№ гл. IX, п. 27) показал, что присутствие положительной поверхностной энергии необходимо для обеспечения эффекта Мййспера в макроскопических образцах. Можно показать, что при отсутствии поверхностной энергии (или при отрицательной поверхностной энергии) магнитная свободная энергия сверхпроводящего образца в любом сколь угодно малом поле будет иметь наименьшую величину, если образец разделятся на бесконечно тонкую смесь сверхпроводящих и нормальных слоев. Естественно, что при этих условиях эффект Мейс-иера будет отсутствовать. Поскольку идеальный диамагнетизм является одним из основных свойств сверхпроводника, мы должны предположить существование положительной поверхностной энергии у границы фаз. Такое предположение исключает возможность расслоения образца на тончайшие сверхпроводящие и нормальные области, поскольку подобный процесс привел бы к значительному возрастанию поверхностной свободной энергии. В результате состояние образца, обнаруживающего эффект Мойс-иера, оказывается энергетически значительно более выгодным, чем состояние, при котором образец подразделяется на слон. [c.650]

В этом разделе наряду с обсуясдением экснериментов, выявляющих структуру промежуточного состояния, мы рассмотрим также явления переохлаждения и перегрева. Кроме того, мы обсудим вопросы, касающиеся распространения фазовых границ в сверхпроводнике, и разберем свойства тонких пленок. Все эти явления тем или иным образом связаны с наличием ионерхностной энергии. [c.650]

Твердые сверхпроводники представляют собой не чистые металлы, а сгыавы или химические соединения. Они обладают рядом особенностей при охлаждении переход в сверхпроводящее состолипе происходит не резко, как у мягких сверхпроводников, а на протяжении некоторого температурного диапазона при изменениях магнитной индукции могут также наблюдаться промежуточные состояния, ме кду сиерхпроводящим и нормальным сверхпроводниковые свойства их в большой степени зависят от технологического режима изготовления. [c.23]

На рис - 2 представлена диаграмма состояния типичного сверхпроводника II рода — нитерметаллического соединения, стаи-нида ниобия Nb Sn. Кривая / дает значения Дсо1, кривая 2—значения заштрихована область промежуточного состояния. Для сопоставления здесь же приведена диаграмма состояния для типичного сверхпроводника I рода —свинца РЬ (кривая 3 аналогична диаграммам состояния сверхпроводников I рода, изображенных на рис. и 74S). [c.209]

Результаты, приводимые ниже в этой главе, относятся к бесконечно длинному сверхпроводящему цилиндр у в продольном однородном магнитном поле. Для сверхпроводника произвольной формы должно быть учтено то обстоятельство, что присутствие сверхпроводника приводит к искажению внешнего однородного магнитного поля. В результате этого эффекта при повышении напряженности внешнего магнитного поля напряженность поля на поверхности сверхпроводящего образца будет, вообще говоря, различной в различных точках, поверхности этого образца (это обстоятельство учитывается с помощью размагничивающего фактора, понятие о котором бйло введено ранее — см. стр. 47). Следовательно, в частности, в различных точках поверхности образца напряженность поля достигает значения при различных значениях Я указанный эффект приводит к возникновению в сверхпроводнике так называемого промежуточного состояния. [c.118]

При условии H l—D)i Hs Ho говорят, что образец находится в промежуточном состоянии. Возникновение промежуточного состояния следует исключительно из эффекта размагничивания, связанного с геометрией образца, в то время как смешанное состояние сверхпроводника 2-го рода не зависит от геометрии. Для промежуточного состояния поле Я должно быть больше или равно полю Не в нормальных областях, и меньше, чем Не в сверхпроводящих областях. Для обеих областей мы ожидаем, что Hi Не- Таким образом, соотношение (16.4.1) принимает вид Ha H-AnDM, что в пределе приводит к выражению [c.407]

Ландау и больше или меньше единицы. Если он меньше единицы, мы имеем сверхпроводник первого рода, если больше единицы — сверхпроводник впюрого рода. В первом случае, если магнитное поле ниже критического, мы наблюдаем эффект Мейснера — Оксенфельда, если магнитное поле выше критического—сверхпроводимость исчезает. Для сверхпроводников второго рода существует два критических магнитных поля, в интервале между ними реализуется смешанное (промежуточное) состояние, в котором рядом существуют нормально проводящие и сверхпроводящие области. Нормально проводящие области вытянуты вдоль магнитного поля, и им соответствует определенный (квантованный) магнитный поток. Размеры областей ограничены условием, чтобы пронизывающий их поток был не меньше одного кванта Ь.а2е. [c.342]

В точку с (т.е. при X = -тг). При коэффициенте размагничивания п в образце сверхпроводника появляются домены в той же точке Р, что и при эффекте дГвА, и поле Н остается равным в области существования доменов ( промежуточное состояние ). Значения A KUM/aH . на участках СР и РО точно совпадают в обоих случаях [c.330]

В сверхпроводниках I рода, к к-рым относится большинство чистых металлов, в-во полностью переходит в нормальное, несверхпроводящее состояние лишь при Я>Як (фазовый переход I рода). Наибольшее значение Як у чистых металлов достигает сотен Э. Если магн. поле оказывается равным Н только в нек-рых точках поверхности сверхпроводника I рода, то в нём возникает промежуточное состояние (чередование сверхпроводящей и норм. фаз). [c.332]

Что же будет, если сверхпроводник не многосвязный Ясно, что если поместить тонкую пластинку сверхпроводника в нормальное к его поверхности магнитное поле, то состояние, в котором магнитное поле вытеснено из всего сверхпроводника, не будег иметь наинизшую энергию, поскольку в этом случае очень большой окажется энергия магнитного поля. Ясно далее, что свободная энергия не станет наименьшей и в том случае, когда вся система перейдет в нормальное состояние, так как возникнет пропгрыш в энергии конденсации. Можно ожидать, что минимуму энергии отвечает такая конфигурация, в которой линии магнитного поля пронизывают сверхпроводящую пластинку в виде маленьких пучков, распределенных по всей поверхности. Это позволяет не проиграть в энергии конденсации, хотя и требует возникновения областей сверхпроводника, находящихся в нормальном состоянии, и в то же время существенно снижает энергию магнитного поля. Такое состояние системы известно под названием промежуточного. [c.599]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...