Скачок теплоемкости при сверхпроводящем переходе

Обратимся к рассмотрению области температур, близких к Гк, и поставим целью вычислить скачок теплоемкости при переходе из нормального в сверхпроводящее состояние, Так как в нормальном состоянии Д = 0, су = г, а в сверхпроводящем состоянии А = О, су = г при Т - Т , то скачок теплоемкости определяется вторым слагаемым в интеграле (70,43), и мы имеем [c.387]

Теперь следует сказать о термодинамическом характере перехода металла из сверхпроводящего в нормальное состояние. Экспериментально обнаружено, что если переход совершается при Я = 0, т. е. при Т = Т , то это фазовый переход 2-го рода (см. Приложение 2). При этом переходе не поглощается скрытая теплота перехода, но зато имеет место скачок теплоемкости. Если же переход осуществляется при НфО,т. е. при Т < Т , то это переход 1-го рода, при котором поглощается теплота перехода. [c.274]

Измерение теплоемкости при переходе металла в сверхпроводящее состояние. Когда по каким-либо причинам невозможно определить критическую температуру перехода,образца из нормального в сверхпроводящее состояние прямым. методом, проводят измерения теплоемкости. На рис. 17.22 приведена зависимость теплоемкости олова от температуры. Скачок конечной величины на кривой С Т) соответствует превращению 2-го рода, каким и является переход в сверхпроводящее состояние (критическая температура для олова 3,7 К [c.287]

Относительно размерной зависимости температуры перехода частиц в сверхпроводящее состояние и критического магнитного поля Не разрушающего сверхпроводимость, трудно сделать однозначные заключения, поскольку эксперименты обычно выполняются на большой совокупности частиц, так или иначе взаимодействующих друг с другом и с окружающей средой. Характерной особенностью малых частиц является увеличивающаяся при уменьшении их размеров размытость перехода в сверхпроводящее состояние, экспериментально обнаруживаемая по размытию скачка теплоемкости или возникающей диамагнитной восприимчивости. Флуктуационный эффект, приводящий к размытию перехода в сверхпроводящее состояние, становится важным, когда б = 0,001 [793]. [c.279]

Переход из сверхпроводящего состояния в нормальное при пулевом магнитном поле является фазовым переходом второго рода. При фазовом переходе второго рода не выделяется скрытого тепла, однако теплоемкость испытывает скачок, ясно видный из рис. 12.10, а. Кроме этого с увеличением температуры до [c.431]

По Эренфесту, к фазовым переходам I рода (по традиции род перехода обозначается римскими цифрами) относятся превращения, сопровождающиеся скачками энергии и энтропии. При переходах П рода энергия и энтропия остаются плавными функциями, зато скачок испытывают теплоемкость и некоторые другие термодинамические величины. Типичными примерами переходов I рода являются плавление, полиморфные превращения, сублимация, П рода —магнитные переходы, переход металла в сверхпроводящее состояние. Атомное упорядочение может идти по обоим механизмам, хотя в подавляющем большинстве случаев предпочитает все-таки переход I рода (Р-ла-тунь — одно из редких исключений). [c.190]

Это выражение для скачка теплоемкости при сверхпроводящем переходе при отсутствии магнитного поля называется формулой Рутгерса. Из нее следует, что s> . Формула Рутгерса хорошо [c.240]

Это выражение для скачка теплоемкости при сверхпроводящем переходе при отсутствии магнитного поля называется формулой Рутгерса. Из нее следует, что s> n- Формула Рутгерса хорошо согласуется с экспериментальными данными, как это видно из таблицы [c.168]

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]

Згот результат справедлив только при температурах, меньших Те, так как в противном случае плотность сверхпроводящих электронов будет, как мы видели, отрицательной. Такое поведение отвечает фазовому переходу второго рода при температуре Тс. Свободная энергия и первая ее производная по температуре остаются непрерывными в этой точке, вторая же производная претерпевает скачок. В соответствии с этим испытывает скачок теплоемкость, что и наблюдается при сверхпроводящем переходе. [c.589]

Рис. 50. Характер температурного поведения теплоемкости металла в области низких температур. Теплоемкость кристаллической решетки Среш О теплоемкость злектронного газа в нормальном состоянии (при в > в ) 0 теплоемкость электронного газа в сверхпроводящем состоянии- (при в < в ) В точке в = конечный скачок теплоемкости и фазовый переход 2-го рода

Охлам<дение сверхпроводника приводит, во-первых, к тому, что при Т = Тс происходит скачок теплоемкости без появления скрытой теплоты. Это означает, что сверхпроводящий переход является фазовым переходом второго рода. Во-вторых, при Т< Тс зависимость теплоемкости от температуры определяется выражением вида [c.264]

Бардин, Рикайзен и Тевордт (БРТ) [15] на основе теории БКШ развили теорию теплопроводности сверхпроводников и показали, что отношение к (з)/к (п =1 при Тс, а затем убывает почти по экспоненте при понижении температуры. Хотя низкотемпературное поведение теплопроводности, предсказываемое теорией БРТ, согласуется с полученными нами на основании простых предположений, оно отличается вблизи Тс, где имеется скачок теплоемкости (с С (а)/С (п) = 2,4 в теории БКШ), а теплопроводность меняется непрерывным образом при переходе из нормальной в сверхпроводящую фазу ). [c.247]

Рисунок 131 демонстрирует тенденцию к полному размытию пика теплоемкости, когда pjv увеличивается от 10 до 10 Ом сд1. Так как это не сопровождается заметным изменениел состава образца, то делается заключение, что при указанных значениях p,v частицы оказываются достаточно разделенными друг от друга, чтобы считаться несвязанными, но вследствие их малости они не в состоянии дать измеримую теплоемкость перехода из-за больших термодинамических флуктуаций. Критический объем частицы достигается, когда разность свободных энергий между нормальным и сверхпроводящим состояниями будет равна квТ,.. Для А1 этот объем Ш 0)квТ (50 Ау. Согласно теории [793] в случае изолированной частицы теплоемкость перехода уменьшается и размывается с уменьшением ее размера, составляя примерно 3% от скачка теплоемкости массивного металла при объед1е частицы, равном V - [c.282]

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]

Известно много фазовых переходов первого рода, например переход жидкость — пар в чистом веществе, за исключением критической точки, когда теплоемкость Ср становится бесконечной (см. фиг. 53а). Что касается фазовых переходов второго рода, то известно лишь небольшое число примеров, причем имеются определенные отклонения от схемы Эрепфеста. Рассмотрим, например, случай перехода из сверхпроводящего в нормальное состояние этот переход описывается кривой равновесия в плоскости переменных II — Т (Я — магнитное поле). Скрытая теплота перехода равна нулю только в точке Н = О кривой равновесия, когда теплоемкость Сц (= Су) испытывает скачок. Как показал Опсагер [4], для двумерного изинговского ферромагнетика при Н = О теплоемкость С и (=Су) логарифмически расходится в точке перехода и непрерывна везде вне ее. Тисса [5, 6] указал, что разложение в ряд Тейлора невозможно, поскольку коэффициенты при производных от ц второго и более высоких порядков для одной илп обеих фаз могут обращаться в бесконечность. Таким образом, первоначальная классификация Эренфеста является в значительной мере неполной. [c.205]

Фазовыми переходами второго рода называются такие переходы, для которых энергия и удельный объем не претерпеварот скачка при переходе теплота при переходе не выделяется в не поглощается, но теплоемкость, температурный коэффициент расширения и сжимаемость в точке перехода меняются сяачком. Примеры таких переходов переход железа в точке Кюри в парамагнитное состояние, переход металлов при низких температурах в сверхпроводящее состояние, переход жидкого гелия I в жидкий гелий II, многие превращения в кристаллах. [c.119]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...