Проникновение магнитного поля в сверхпроводник

ПРОНИКНОВЕНИЕ МАГНИТНОГО ПОЛЯ В СВЕРХПРОВОДНИК 1) [c.641]

Фиг. 5. Графики, иллюстрирующие проникновение магнитного поля в сверхпроводник вблизи плоской границы, согласно теории Лондона (а) и теории Пин-нарда (6), для случая зеркального отражения от границы (по данным Пиппарда [14]).

Как и в случае эта формула относится и к чистому сверхпроводнику и к случаю 1 1о- Из формулы (18.8) следует, что чем выше (т. е. чем больше х), тем ниже Яд, т. е. тем раньше начинается проникновение магнитного поля в сверхпроводник. [c.358]

Дальнейшие вычисления формально совпадают с ходом решения задачи о проникновении магнитного поля в сверхпроводник в IX, 52. [c.443]

Магнитное поле проникает в сверхпроводник на малую глубину, а из остальной массы вещества оно выталкивается. При абсолютном нуле глубина проникновения магнитного поля в металлах А1, 5п, РЬ равна соответственно 160, 340, 370 А. С ростом температуры глубина проникновения магнитного поля возрастает по закону [c.279]

Рис. 12.20. Проникновение магнитного поля в полубесконечный сверхпроводник. Глубина проникновения Я определяется как расстояние, на котором величина поля падает в е раз. Обычно в чистом сверхпроводнике Я 500 А.

Рассмотрим простейшую задачу проникновение слабого магнитного поля в глубь сверхпроводника с плоской границей. Пусть сверхпроводник занимает полупространство д > 0. К нему приложено поле вдоль оси г. Поле проникает внутрь сверхпроводника, но быстро затухает вглубь, т. е. зависит от х. Поэтому выберем векторный потенциал А вдоль направления у. Тогда [c.336]

Рассмотреть устойчивость сверхпроводящей фазы сверхпроводника, помещенного в магнитное поле, по величине меньшее, чем термодинамическое критическое поле Я при рассмотрении использовать длину когерентности и глубину проникновения к. Исполь-зуя тот факт, что параметр Ландау — Гинзбурга х для случая, когда поверхностная энергия в критическом поле является положительной, должен быть меньше 1/1/2, показать, что предположение о связи между отношением и параметром х является вполне приемлемым. Почему сверхпроводник целиком не переходит в нормальное состояние при внешних полях, превышающих Не, когда поверхностная энергия отрицательна [c.94]

Такое изменение характера перехода можно связать с поведением глубины проникновения. При Г —> Г, б — оо, и сверхпроводник в точке перехода ничем не отличается от нормального металла (по отношению к проникновению бесконечно слабого поля). Следовательно, величина, которая может служить характеристикой степени отличия сверхпроводника от нормального металла, меняется непрерывно, и следует ожидать, что переход будет 2-го рода. Если же переход происходит в конечном магнитном поле, то имеет место скачкообразное изменение б от конечного значения в сверхпроводящей фазе до бесконечного в нормальной (в нормальный металл поле проникает полностью, т. е. формально б=оо). [c.274]

Для того чтобы понять происхождение конечного Xs(0) должны учесть, что эксперименты по ЯМР в сверхпроводнике должны проводиться на малых частицах (или очень тонких пленках) с размерами, меньшими глубины проникновения. В противном случае магнитное поле не будет проникать в сверхпроводник или будет сильно неоднородным, что не позволит наблюдать резонанс. В малых частицах, даже монокристаллических, электроны обязательно рассеиваются на границах, т. е. мы обязательно имеем /< 6. Можно показать, что обычное потенциальное рассеяние не создает Xs(0)- [c.450]

Согласно (22.95) в массивном сверхпроводнике т) = 0. Однако, так же как и магнитное поле, эта величина не может обратиться в нуль скачком и имеет конечную глубину проникновения. [c.488]

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]

Такое состояние сверхпроводника называется смешанным и характеризуется частичным проникновением магнитного поля в образец. При достижении второго критического поля вихри -заполняют все сечение образца и происходит его переход в яоркильиое состояние. [c.522]

Эти уравнения в свою очередь показывают, что токи и магнитные поля в сверхпроводниках могут существовать только в приповерхностном слое толщиной Л, где величина Л, называемая лондоновской глубиной проникновения, дается выражением ) [c.353]

Помимо того, что уравнения Г. Лондона и Ф. Лондона (в их окончательном виде) дают общее описание электромагнитного поведения сверхпроводников, они позволяютиредсказатьиекоторыеявления, поддающиеся наблюдению и не содержащиеся в первоначальной формулировке. Наиболее значительным из них является эффект проникновения магнитного поля н глубь сверхпроводника на расстояния порядка 10 см. Этот результат совпадает с нашим интуитивным представлением о том, что индукция не может скачком унасть до нуля на геометрической границе поверхности. Теория предсказывает также наличие сонротивления у сверхпроводников в высокочастотных переменных полях и большие величины критических полей у тонких пленок по сравнению со сплошными образцами того же металла. В этом разделе мы обсудим первые два явления, а также рассмотрим эксперимент ,i, показавшие, что статическое электрическое иоле не проникает в глубь uep.v-проводника. Свойства пленок будут обсуждаться в следующем разделе. Мы увидим, что все предсказания теории Г. Лондона и Ф. Лондона качественно подтверждаются, однако в последние годы стало вполне ясно, что эта теория неприменима для количественного описания свойств сверхпроводников. [c.642]

Коллоиды. Первые эксперимепты, яспо продемопстрировавшие явления, связанные с проникновением лгагнитного поля в глубь сверхпроводников, были выполнены Шенбергом [196] на коллоидах ртути, представлявших собой большое число маленьких шариков, взвешенных в мелу. Измерялся полный магнитный момент х образца в зависимости от приложенного магнитного поля при различных температурах. Результаты выражались через отношенпе где магнитный момент сферического образца ртути, масса которого раина общей массе ртути, содержавшейся в коллоидной системе. [c.642]

Согласно диамагнитной гипотезе, в односвязном теле при наличии внешнего магнитного поля существует единственное распределение токов. Флуктуации происходят вблизи этого стабильного распределения. За исключением лишь области самых высоких частот, изменение токов с изменением внешнего магнитного поля происходит адиабатически, и поэтому диссипации энергии не возникает. Электрические поля в теле существуют лишь при переменных внешних полях и только на расстояниях от поверхности, не превышающих глубину проникновения магнитного поля. При достаточно высоких частотах эти флуктуирующие электрические поля должны давать вклад в дпссипацию энергии, описываемую членом с нормально электропроводностью сверхпроводящей фазы, как это вытекает из двухжидкостной модели. Возможно также, что возникает диссипация, связанная с релаксационными процессами в распределении сверхпроводящих токов. Здесь мы не будем рассматривать поведения сверхпроводников в полях столь высокой частоты. [c.701]

При интерпретации экспериментальных данных но сверхпроводникам обычно используется двухжидкостпая модель. Электрическое поле, возникающее за счет изменения во времени магнитного поля в области проникновения, действует на нормальную компоненту и вызывает потери. Впервые эта задача была рассмотрена Лондоном [108] впоследствии Пиппард [109] отметил, что в большинстве экспериментов средняя длина свободного пробега больше, чем глубина проникновения, и дал полуколнчественную теорию, учитывающую этот факт. Математическая теория аномального скин-эффекта была развита Рейтером и Зондгеймером [51], а также Максвеллом, Маркусом и Слэтером [110]. [c.751]

Сверхпроводники второго рода отличаются тем, что переход в сверхпроводящее состояние у них осуществляется не скачком, а постепенно. Для них характерны два критических значения магнитной индукции для температуры Т р < Т . Если магнигная индукция во внешнем поле начинает превосходить значение нижней критической индукции, то происходит частичное проникновение магнитного поля во всю толщину сверхпроводящего образца. При этом под действием силы Лоренца электроны в сверхпроводнике начинают двигаться по окружностям, образуя так называемые вихри. Внутри вихря скорость вращения возрастает по мере приближения к оси до тех пор, пока не достигнет критического значения и не произойдет срыв сверхпроводимости. По мере увеличения внешнего магнитного поля количество вихрей возрастает, а расстояние между ними сокращается. Когда оно станет соизмеримым с размером ку-перовской пары, практически весь объем перейдет в нормальное состояние и магнитное поле полностью проникнет в образец. К сверхпроводникам второго рода из чистых металлов можно отнести только ниобий Nb, ванадий V и технеций Те. [c.124]

КРИТИЧЕСКОЕ МАГНИТНОЕ ИОЛЕ в сверхпроводниках— характерное значение напряжённости пост, магн. поля, превышение к-рого вызывает проникновеиие магн, поля с поверхности в глубь сверхпроводника на расстояния L, превыигающие глубину проникновения магн. поля А, (см. Мейснера эффект). К. м. п, зависит от темп-ры Т и свойств материала сверхпроводника. [c.527]

Предположить, что проникновение поля в сверхпроводник задается лондоновской теорией и глубина проникновения не зависит от магнитного поля эффектами размагничивания пренебречь. [c.94]

Кривые намагничения, полученные для ниобия, содержащего кислород и азот в концентрациях ниже номинального предела растворимости (см. рис. 7 и 8), приближаются по характеру к кривым, предсказываемым моделями сверхпроводника с отрицательной поверхностной энергией [6, 7]. Эта интерпретация уже была предложена для чистого ниобия (25]. Теоретические кривые намагничения, данные Абрикосовым и Гудменом [6, 7], характеризуются проникновением магнитного поля при величине Я/р меньшей, чем термодинамическое критическое поле Яс (рис. 10). При поле Нц > Не материал, как можно предполагать, находится в нормаль-ном состоянии. Рассмотренный способ предполагает бездефектный го- Нс могенный материал, и предсказан- Приложенное пале ное поведение при намагничении [c.115]

Из сказанного видно, что при j = О магнитное поле внутри сверхпроводника (вдалеке от его границ) отсутствует. Вблизи же границы уравнение (12") дает решение ехр(—хж), экспоненциально затухающее внутрь сверхпроводника здесь х — расстояние от границы, величина = 47ге Фр/ш определяет глубину проникновения поля. В ненроникновении поля внутрь сверхпроводника и состоит уже упоминавшийся эффект Мейсснера [12]. Физически он объясняется тем, что при включении поля в сверхпроводнике наводятся индукционные токи (второй член в левой части (12")), экранирующие, по правилу Ленца, внешние источники поля и, в отличие от нормального металла, не затухающие со временем. [c.184]

Решение ур-ния (3) для случая магнитного поля, направленного вдоль плоской поверхности сверхпроводника, имеет вид Н = Нд ехр (—г/6) (ось z нормальна к поверхности, Hq — поле на поверхности). Т. о., магнитное поле быстро затухает в глубь сверхпроводника (Мейснера эффект), причем б имеет смысл глубипы проникновения поля в сверхпроводник. [c.16]

Случай приложенного магнитного поля. Второй характерной длиной сверхпроводника служит упомянутая нами ранее глубина проникновения слабого магнитного поля. Рассмотрим полубеско-нечный сверхпроводник, занимающий область г > О, и приложим слабое магнитное поле, направленное вдоль оси /. При г<0 поле постоянно и равно Яо. Возьмем ротор от обеих частей выражения для тока (5.90). Тогда можно видеть, что в низшем порядке по магнитному полю в правой части остается лишь слагаемое V х А. В этом легко убедиться, представив параметр порядка опять в виде суммы постоянного слагаемого и малой добавки первого порядка по Я, зависящей от координат. Выражение [c.596]

Рассмотрите джозефсоновский переход с однородным магнитным полем в пленке окисла (см. ниже), используя параметр порядка теории Гинзбурга — Ландау > >. В верхнем сверхпроводнике (за пределами слоя толщиной в глубину проникновения, которую мы полагаем здесь равной нулю) можно представить в виде [c.606]

Линдхартом [43] было отмечено, что если принять во внимание фермиевскоо распределение по скоростям в электрическом газе, то уравнения Лондона не представляют собой точного решения уравнений ускоренного движения. Если к сверхпроводнику конечных размеров прилагается магнитное поле, то, несомненно, оно должно проникать внутрь, причем время проникновения растет с размерами сверхпроводника. Из этих соображений вытекает, что, скорее всего, справедлива диамагнитная гипотеза. [c.693]

Интересное решение получается для аксиально-симметричного тела, вращающегося вокруг своей оси виервые этот случай был рассмотрен Беккером с сотрудниками [47] на основе ускорительной теории. Если система начинает вращаться без тока, то решение Беккера совпадает с тем, которое получается пз теории Лондона ([13], стр. 78). Мы уже отмечали, что теория Лондона отбирает единственное решение из целого класса решений, допустимых теорией ускорения. Из этого решения вытекает, что почти все электроны следуют за движением положительных ионов, так что внутри сверхпроводника TOii отсутствует. Электроны, расположенные вблизи поверхности в области порядка г [убины проникновения поля, двигаются вдоль поверхности, давая некоторый ток. Этот ток как раз таков, чтобы образовать внутри тела однородное магнитное поле, величина которого определяется из равенства соответствующей ларморов-ской частоты частоте вращения [c.698]

Зависимость глубины проникновения от магнитного поля рассчитывалась также на основе модифицированной при помощи двухжидкостной модели теории Ландау и Гинзбурга. В присутствии внешнего поля эффективная волновая функция при приблх1жении к поверхности убывает от своего равновесного значения в глубине сверхпроводника до некоторого значения Ч з при а = О, как показано на фиг. 14. Это приводит к более заметному проникновению поля в образец п, следовательно, к уменьшению [c.741]

Лит. Сапожков И. А., Речевой сигнал в кибернетике н связи, М., 1963 Факт Г., Акустическая теория речеобразо-вания, пер. с англ., М., 1964 Фланаган Д. Л., Анализ, синтез и восприятие речи, пер. с англ., М., 1968 Физиология речи. Восприятие речи человеком. Л., 1976. М. А. Сапожков. РЕШЁТКА ВИХРЕЙ АБРИКОСОВА — двумерная решётка квантованных вихрей в сверхпроводниках второго рода (СВР). Теоретически предложена А. А. Абрикосовым (1957) для объяснения магн. свойств СВР. Вихри, образующие Р. в. А., характеризуются остовом с радиусом порядка длины когерентности В центре остова (на оси вихря) плотность сверхпроводящих электронов равна нулю. Вокруг остова на расстояниях порядка глубины проникновения магн. поля А, циркулирует сверхпроводяшдй ток, распределённый так, что создаваемый им магн. поток равен кванту магн. потока (см. Квантование магнитного потока). Схематич. поведение магн. поля и плотности сверхпроводящих электронов изолиров. вихря изображено на рис. 1. В интервале полей // 1 < Я < Яд2 (см. Критическое магнитное поле) такие вихри в результате взаимодействия [c.389]

Магнитные свойства. Благодаря возможности протекания в сверхпроводнике бездиссипативных сверхпроводящих токов, он при определ. условиях эксперимента проявляет эффект Мейснера, т. е. ведёт себя в присутствии не слишком сильного внеш. магн. поля как идеальный диамагнетик (магн. восприимчивость X = —1/4л). Так, для образца, имеющего форму длинного сплошного цилиндра в однородном внеш. магн. Поле И, приложенном вдоль его оси, намагниченность образца М = —Н/Ая. Выталкивание внеш. магн. поля из объёма сверхпроводника приводит к понижению его свободной энергии. При этом акранарующие сверхпроводящие токи протекают в тонком поверхностной слое б 10" ч- 10" см. Эта величина характеризует и глубину проникновения внеш. магЕ. поля в образец. [c.437]

Найтовский сдвиг. Частота ядерного магнитного резонанса (ЯМР) для одного и того же ядра зависит от того, входит ли оно в состав диэлектрика или металла. В металле вероятность нахождения электронов проводимости вблизи ядра несколько возрастает. Эти электроны намагничиваются внеш. полем, и эфф. магн. поле, действующее на спин ядра, увеличивается, что приводит (по сравнению с диэлектриком) к т. н. найтовскому сдвигу частоты ЯМР. Поскольку магн. восприимчивость нормального металла Хп практически не зависит от темп-ры, то постоянным остаётся и найтовский сдвиг. ЯМР можно наблюдать и в сверхпроводниках, если использовать тонкие плёнки или малые гранулы с характерными размерами, меньшими глубины проникновения 6. В таких образцах ниже Т . величина найтовского сдвига зависит от темп-ры и остаётся конечной даже при Т = 0. При этом [c.440]

Теория Абрикосова — Гудмена постулирует отрицательную поверхностную энергию, существующую в сверхпроводнике, так что в присутствии достаточно высокого магнитного поля он спонтанно разбивается на малые участки, в которые проникает магнитный поток. Вторая теория предлагает нитевидную структуру в сверхпроводящем теле, которая может быть создана вокруг стационарных дислокаций или других несовершенств решетки, образующихся при изготовлении и обработке образцов. Обе теории о поведении сверхпроводника почти аналогичны, согласно им проникновение магнитного потока начнется до того, как будет достигнуто критическое поле, и сверхпроводник будет нести токи (или части его будут оставаться в сверхпроводящем состоянии) до поля значительно более высокого, чем критическое поле массивного сверхпроводника. [c.12]

Рис. 3 иллюстрирует поведение жесткого сверхпроводника в магнитном поле. Показано намагничение в функции поля. При увеличении матнитного поля отрицательное намагничение линейно возрастает до момента, при котором наблюдается первое проникновение магнитного потока. Это отклонение от кривой происходит несколько раньше, чем достигнуто критическое поле массивного сверхпроводника. Намагничение продолжается до более высокого поля, прежде чем возвратится к нулю, а образец перейдет в нормальное состояние. Из изложенного следует, что для характеристики сверхпроводящих свойств материала достаточно трех значений магнитного поля. К сожалению, в литера- [c.12]

Усл01вились характеризовать сверхпроводники с высокими критическими полями следующими символами и понятиями. Так как нижнее критическое поле, связанное с жесткими сверхпроводниками, как в теории, так и в экспериментах совпадает с проникновением магнитного потока, то Яс, (или в некоторых случаях Ясг ), Яь Нк , Я о, обозначили Hfp Верхнее поле, при котором токи в образце еще циркулируют и которое обозначали раньше Ясг (или в некоторых случаях Нс ), Яг, Н Hf и Яо2 — через Н . [c.13]

Экспериментальные исследования показали, что свойства сверхпроводника в магнитном поле резко отличны от сравнительно простых свойств нормального металла. Магнитное поле не проникает в толщу массивного сверхпроводника (эффект Мейснера—Оксенфельда). Эффективная глубина, отсчитываемая от поверхности сверхпроводника, помещаемого в постоянное магнитное поле, на которой поле еще отлично от нуля (так называемая глубина проникновения), очень мала и составляет по порядку величины 10 см. Термодинамический переход из нормального состояния в сверхпроводящее является фазовым переходом второго рода и характеризуется тем, что при температуре перехода теплоемкость металла меняется скачком. [c.362]

Длина когерентности. Лондоновская глубина проникновения является фундаментальным параметром, характеризующим сверхпроводник. Другим и не менее важным независимым параметром является длина когерентности Длина когерентности представляет собой расстояние, на протяжении которого в магнитном поле, меняющемся в пространстве, ширина энергетической щели существенно не изменяется. Уравнение Лондонов является локальным уравнением, так как оно связывает плотность тока в точке г с векторным потенциалом в той же точке. Поскольку /(г) есть произведение А г) на постоянное число, то ток с необходимостью повторяет вариации векторного потенциала. Длина когерентности определяет расстояние, на протяжении которого мы должны усреднять А для получения /. В действительности в теории вводятся две длины когерентности, ио мы не будем в это вдаваться. [c.443]

Мы можем отметить, что аналогичные магнитные поверхностные состояния существуют, согласно Пинкусу [114], в сверхпроводниках типа I. Это состояния в энергетическом зазоре сверхпроводника [115], вызванные неоднородностью токов Мейснера, которые ограничивают область существования магнитного поля Я в сверхпроводнике глубиной проникновения Лондона. Кох и Куо [116] наблюдали пики микроволнового поглощения в ин- [c.144]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...