Сверхпроводящий цилиндр

Теперь рассмотрим сверхпроводящий цилиндр, вращающийся с угловой скоростью ug в отсутствие магнитного поля. В координатной системе, вращающейся вместе с сверхпроводником, имеются кориолисовы силы, которые с точностью до членов первого порядка но oq действуют так же, как однородное магнитное поле. Это и является основой теоремы Лармора. Используем теперь теорему о вращающемся сосуде . Если существует конечная корреляционная длина, то электроны будут двигаться с сосудом и, следовательно, не будут двигаться относительно вращающейся координатной системы. [c.727]

Пусть J > Je В этом случае сверхпроводимость в поверхностном слое начнет разрушаться. Опять, казалось бы, образуется нормальная трубка и сверхпроводящая сердцевина (рис. 1о.6а). В действительности при этом весь ток потечет внутри сверхпроводящего цилиндра. Но он имеет меньший радиус и из (15.23) следует, что при том же токе поле Н на границе будет еще больше. Следовательно, процесс разрушения дойдет до конца. Но в этом случае весь образец станет нормальным и ток распределится равномерно по сечению. Тогда У(г) = /яг, где/—постоянная плотность тока. Согласно (15.23) при этом поле в окрестности оси цилиндра станет меньше Я, таким образом, и нормальное состояние неустойчиво. [c.282]

В этой главе мы изучим свойства сверхпроводников 2-го рода, у которых, согласно (16.96), х> 1/К2 и о < 0. Прежде всего, отметим, что при о , < О невозможен фазовый переход 1-го рода в нормальное состояние, даже если речь идет о сверхпроводящем цилиндре в продольном поле. Действительно, представим себе, что сверхпроводник разбился на слои нормальной и сверхпроводящей фазы, параллельные магнитному полю. В 17.4 было определено критическое поле тонкого слоя, которое оказалось пропорциональным оно может значительно превышать [c.355]

Теплопроводность в промежуточном состоянии. Резкий переход из сверхпроводящего состояния в нормальное при наложении магнитного поля происходит только у чистых элементов и при условии, что образец имеет вид длинного цилиндра, а поле приложено в продольном направлении, В других случаях переход происходит постепенно, и увеличение магнитного поля вызывает постепенное увеличение поля в образце до тех пор, пока все вещество не станет нормальным. Когда поле выключается, вещество не возвращается в исходное сверхпроводящее состояние, и в нем сохраняется вмороженным некоторое магнитное поле. [c.304]

При другой форме образцов и геометрии полей наблюдается более сложная картина разрушения сверхпроводимости полем. В качестве примера рассмотрим случай, когда образец в форме длинного цилиндра помещен в поперечное поле. Из фиг. 3 мы видим, что поле на его экваторе равно удвоенному значению внешнего ноля, т. е. поле в этой точке достигает критического значения, когда приложенное поле равно Я р /2. В случаях, подобных этому, образец переходит в состояние, характеризующееся одновременным наличием нормальных и сверхпроводящих областей и называемое промежуточным состоянием. По мере увеличения внешнего поля относительное количество нормальной фазы возрастает наконец, когда поле достигает критической величины, исчезают последние следы сверхпроводящего состояния. Таким образом, разрушение сверхпроводящего состояния образца происходит в некотором интервале величин приложенного магнитного поля. [c.615]

У прямоугольного экрана, размеры пластин которого больше расстояния D/ между пластинами, m =l. У экрана в форме длинного цилиндра = 2, а у сферического экрана Шц = 3. Сверхпроводящие экраны основаны на эффекте Мейснера. [c.151]

На рис. 38 показаны сверхпроводящие шар и цилиндр в магнитном поле. Как видно из рис. 38, индукция В = 0 внутри сверхпроводников. [c.192]

Нужно отметить, что метод зеркальных отображений токов возможен только для плоскопараллельных полей при плоских или круговых границах расчетной области, причем в последнем случае необходимо ввести два отображения [49]. Если цилиндр сверхпроводящий, то один отраженный ток нужно поместить на его оси, а другой, встречный по направлению,— в инверсной точке (рис. 2.7), отвечающей условию R = R /Ro- [c.66]

В нормальный металл поле проникает полностью. Поскольку мы рассматриваем равновесие в заданном поле, то надо воспользоваться формулой для (Приложение 3, формула (П.3.10)). Обычно сверхпроводящие металлы немагнитные, т. е. в них ц а 1. Следовательно, Р Н , Т) =Р Т)—Н / 8п). Отсюда видно, что магнитная добавка к Р значительно больше, чем к Р , а именно порядка О/Ь, где О—диаметр образца. Поэтому для массивного цилиндра полевой добавкой к Р можно пренебречь, и из (15.4) получаем [c.275]

До сих пор мы рассматривали цилиндрическую геометрию. Пусть теперь образец имеет произвольную форму или, даже если это цилиндр, поле не является продольным. В этом случае сверхпроводящий образец искажает поле, которое становится неоднородным по пространству. Рассмотрим, что происходит, если образец имеет форму эллипсоида. В случае эллипсоида максвелловское поле внутри него однородно, хотя и отличается от внешнего поля на бесконечности, которое равно Я,. Они связаны соотношением (см. Приложение 3) [c.276]

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]

Удобство этой точки зрения заключается в возможности применения к сверхпроводникам обычных магнитостатических уравнений. Для веществ, обладающих столь большой диама1 нптной восприимчивостью, как сверхпроводники, магнитные свойства должны сильно зависеть от их формы. На фиг. 3 показано распределение ноля на поверхности сверхпроводящих цилиндра и шара, которые были помещены в первоначально однородное магнитное поле. Простое соотношение наблюдается лишь у образца в форме длинного цилиндра с осью, параллельной полю в этих условиях иоле на всей поверхности образца (за исключением участков, непосредственно примыкающих к концам) равно приложенному вненхпему нолю. [c.613]

Для квазибесконечного сверхпроводящего цилиндра объемом в параллельном магнитном поле Я, согласно формуле (12.17), имеем [c.367]

Рио. 1. Зависимость магнитной индукции (о) и каиагвичеивости (б) для длинного сверхпроводящего цилиндра от напряжённости продольного магнитного поля, Сплошная линия — сверхпроводник 2-го рода, пунктирная — сверхпроводник 1-го рода. [c.442]

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]

Проще всего это проследить на примере цилиндра в продольном магнитном поле. Представим себе соленоид с током 1.13нутри соленоида создается магнитное поле Н = 4л1с)1п, где п—число витков спирали, приходящееся на 1 см длины. Вместо 1п можно написать J—ток, приходящийся на 1 см длины соленоида. Если поместить сверхпроводящий цилиндр в поле Н, то в поверхностном слое потечет ток J = H Aл), направленный так, чтобы создаваемое им поле компенсировало внешнее поле Н. [c.273]

Рис. 12.37. Треугольная решетка вихревых нитей на торце сверхпроводящего цилиндра. Выход нитей (темные пятна) отмечен магнит-иыы порошком. Фотография сделана с помощью электронного микроскопа с увеличением 8300. (Фотография Эсмана и Трейбле.)

Направление поля в любой точке образца, очевидно, тангенциально к его поверхности, а величина меняется от нуля на полюсах до максимума на экваторе. Так как в общем случае D > О, то поле на экваторе обычно превышает приложенное поле. Само собой разумеется, что эти рассуждения справедливы только до тех пор, пока образец находится в сверхпроводящем состоянии. Большинство исследователей ограничивались изучением сфер и длинных цилиндров с осями, нанравленными вдоль или поперек направления приложенного поля. Размагничивающие коэффициенты для этих трех случаев имеют следующую величину [c.622]

Случай цилиндра, помещенного в продольное поле, очень прост, поскольку он может находиться только в одном из двух состояний — нормальном илп сверхпроводящем. При умепьигеппи внешнего поля от некоторого значения, превышающего Яцр., до нуля у идеально проводящего цилиндра должен остаться большой замороженный парамагнитный момент, тогда как в соответствии с эффектом Мейснера момент цилиндра должен быть равен нулю. Постулат обратимости, раснространенный на образцы других геометрических форм, ограничивает типы возможных структур промежуточного состояния. Сверхпроводящие области в промежуточном состоянии в основном [c.624]

Неоднородная намагниченность не сказывается до тех пор, пока такой образец находится в сверхпроводящем состоянии, носкольку магнитная индукция в его стенках равна нулю (благодаря наличию соответствующих поверхностных токов). Внешнее магнитное поле вблизи сверхпроводящей полой сферы или цилиндра тождественно полю вблизи сплошного образца тех же внешних размеров, поэтому полый образец обладает таким же магнитным моментом, как и сплошной, до тех пор, пока он не перейдет в промежуточное состояние. [c.627]

Чтобы не учитывать влияния геометрии образца, проще всего рассмотреть случай длинного цилиндра, ось которого направлена вдоль магнитного поля. Мы знаем, что в этих условиях образец остается сверхпроводящим до тех пор, пока приложенное поле не достигнет критической величины 7/цр, при которой он переходит в нормальное состояние. Таким образом, при 1[оле, равном критическому G 2 р,Н -р) =G Т,р,Ни из (13.1) и (13.2) мы нидим, что [c.634]

Вероятно, эти наблюдения можно объяснить, предположив, что свободная энергия промежуточного состояния у столь малых образцов превосходит свободную энергию чисто сверхпроводящего состояния вплоть до такого значения поля, при котором становится стабильной нормальная фаза. Для цилиндра в поперечном поле нормальная фаза стабильна при р>1/]/ 2. Причина расхождения меноду наблюдаемой величиной 0,67 и этой большо] величиной до настоящего времени не ясна. [c.654]

Решая систему электромагнитных уравнений с учетом рассмотренных граничных условий, Пиниард нашел, что в цилиндре радиусом и нормальной проводимостью а сверхпроводящая фаза исчезает за время равно [c.659]

Теория парамагнитного эффекта, в некоторой степени соответствующая теории Лондона, была дана Мейснером [98]. Комбинация Я и на поверхности цилиндра приводит к силовым линиям, спирально расположенным относительно его оси. Мейснер предположил, что сверхпроводящие области в промежуточном состоянии более пли менее следуют друг за другом и вытягиваются вдоль силовых линий. Проводимость в этом случае должна быть сильно анизотропной, с папменьпгнм значением в направлении, параллельном полю. Кроме того, линии тока были бы спиральными и дали бы парамагнитный поток. Хотя теория и находится в качественном и даже полуколичественном согласии с экспериментом, она не дает значения критического тока (Jg). Ее дальнейшее развитие потребует, вероятно, учета поверхностной энергии. [c.750]

Поэтому в длинном цилиндре в продольном поле П. с. не возникает. При Я = Я образец переходит из сверхпроводящего в нормальное состояние, а индукция скачком меняется от нуля до = Яс. В поперечном поле размагничивающий фактор длиаиого цилиндра т — Если образец имеет форму тонкой пластины, то его можно рассматривать как предельный случай сильно сплющенного эллипсоида, причём для ориевта-ции вектора перпендикулярно плоской поверхности пластины т 1 и диапазон П. с. О < Я < Я начинается с очень малых полей. В этом случае [c.144]

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]

Длинный цилинда из С. в. р., помещённый в продольное магн. поле, обнаруживает полный Мейснера эффект лишь в полях, не превосходящих ниж. критич. поля Нс1 (см. Критическое магнитное поле. Сверхпроводимость). В полях с напряжённостью выше Я , и ниже Яс2 (верх, критич. поле) магн. поток начинает проникать в цилиндрич. образец, однако даже при установлении термодинамич. равновесия поток, проходящий через цилиндр, имеет меньшую величину, чем в случае, когда образец находится в нормальном состоянии (неполный эффект Мейснера). Это указывает на наличие незатухающих токов в образце, к-рый, следовательно, находится ещё в сверхпроводящем состоят НИИ. Образец полностью переходит в нормальное состояние в полях с напряжённостью выше Я (рис. 1). Вблизи поверхности образца из С. в. р. возможно об- [c.441]

Магнитный момент сверхпроводящего кольца или полого цилиндра может изменяться только дискретно на величину кванта магнитного тотока, равную 2x10 " Гс см . [c.587]

Было разработано несколько методов регистрацир факта перехода гранул из перегретого сверхпроводящего состояния в нормальное. Один из методов заключался в том, что благодаря эффекту Мейсснера (выталкиванию магнитного поля нз сверхпроводника) изменяется поток магнитной индукции при переходе гранул из сверхпроводящего состояния в нормальное, что приводило к возникновению импульса э. д. с. в измерительной катушке, намотанной вокруг цилиндра с гранулами. Этот импульс после усиления регистрировался в совпадении с импульсом от пролетающей через гранулы частицы. Метод был достаточно чувствителен, чтобы зафиксировать переход в каждой отдельной грануле, происходящий в результате взаимодействия с одиночной пролетающей ультрарелятивистской частицей. [c.282]

Для )л,линсоида (в частности, шара илн цилиндра), помещенного в однородное поле Я,,, не-[)еход п. сверхпроводящего в [c.217]

В глубине образца, по-видимому, норм, слои имеь5т более простую форму без извивов и большую толщину, чем вблизи поверхности. При х = 0,8—0,9 сверхпроводящие области в виде более широких полосок (10 -—10 см) и округлых островков окружены иорм. фазой. При X = 0,95—1 возникают системы одинаковых круглых сверхпроводящих областей с диаметро.м 10 —10 см, являющиеся следами выхода па поверхпость тонких сверхпроводящих нитей. При промежуточных значепиях х наблюдаются смешанные стру.к-туры. Прп переходе в П. с. под действием проход.ч-щего тока цилиндрич. образец разделяется на ряд выпуклых, соприкасающихся на оси цилиндра, свер. -проводящих дисков, окруженных норм, фазой. Осэ-бьп1 тин структуры возникает, когда цилиндрич. обра.чец, по к-рому проходит ток, помещен в продольное [c.218]

Переход в сверхпроводящее состояние в отсутствие магнитного поля происходит непрерывно (фазовый переход 2-го рода). В самой точке перехода (при Т = щель Д = О, с понижением темп-ры Д возрастает до Д (0). Для сверхпроводника, помещенного в магнитное поле II, картина меняется. В этом случав бесконечный массивный цилиндр с диаметром с1 > б из чистого сверхпроводника в продольном поле переходит в сверхпроводящее состояние скачком (фазовый переход 1-го рода) при достижении критич. темп-ры (II) или критич. значения поля 7/,. (Т) в образце сразу появляется щель конечной величины при II < //. металл целиком находится в сверхпроводящем состоянии, а при II > Н . — целиком в норм, состоянии (рис. 2). Наряду с этим существуют сверх-цроводпнки (т. п. сверхпроводники 2-го рода), в к-рых [c.476]

Гюлънюй интерес представляют бессиловые соленоиды, отсутствие механич. напряжений в к-рых определяется коллинеарностью векторов тока и поля, т. е. i = all (а — скалярный коэфф.). Ток в листовом проводнике, намотанном вокруг бесконечно длинного цилиндра под углом 45° к образующей, производит равные азимутальные и осевые ноля, так что у его поверхиости i Ц Я. U реальных конструкциях применяют либо многослойные обмотки с плавным изменением угла намотки от 0° до 90°, либо тороидальные обмотки, аналогичные изображенным на рис. 5. Особенно нерсиектив-иы бессиловые соленоиды при сверхпроводящих обмотках. [c.532]

Описанный механизм разрушения сверхпроводимости током имеет место лишь до тех пор, пока радиус цилиндра не слишком велик. Согласно формуле (17.59) магнитное поле тока становится порядка Нс при R При этом возможно разрушение сверхпроводимости магнитным полем тока согласно правилу Сильсби. Если бы образец был массивным, то возникло бы промежуточное состояние, рассмотренное в 15.4. Однако в промежуточном состоянии образец должен состоять из слоев нормальной и сверхпроводящей фазы, т. е. параметр порядка должен меняться по пространству. Это возможно лишь на расстояниях порядка / б/х б. Таким образом, имеется целая область толщин от б до I (или в приведенных единицах от 1 до х" ), при которых на первый взгляд не могут осуществляться ни сверхпроводящее состояние, ни нормальное (поле в середине пленки меньше Я ), ни промежуточное. [c.349]

Согласно приведенному выводу квантование магнитного потока является следствием изменения фазы пг раметра порядка на 2ш1 при обходе по замкнутому контуру. Такое поведение фазы было продемонстрировано в очень остроумном эксперименте Литтл, Паркс, 1962) [197]. Возьмем очень тонкую цилиндрическую сверхпроводящую пленку, толщиной гораздо меньше глубины проникновения, и приложим магнитное поле вдоль оси цилиндра, Столь тонкая пленка практически не экранирует магнитное поле (ее намагниченность в поле, согласно (17.40), равна нулю), а следовательно, поля внутри и снаружи пленки не различаются. Радиус цилиндра будем предполагать гораздо большим глубины проникновения. В этом случае все величины, в том числе и векторный потенциал А, практически не меняются вдоль толщины пленки. [c.353]

На рис. 12.6а показана кривая намагничивания, которую можно ожидать для сверхпроводника, находящегося в условиях эксперимента Мейснера — Оксенфельда. Эта количественная к )ивая относится к образцу в форме длинного твердого цилиндра ), помещенного в продольное магнитное поле. Многие образцы, изготовленные из чистых материалов, ведут себя таким образом они называются сверхпроводниками / рода, или мягкими сверхпроводниками. Для сверхпроводников I рода величина Не слишком низка, чтобы применять их для создания катушек сверхпроводящих магнитов. [c.426]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...