Верхнее критическое поле

Если затем предположить, что не превышает 20 °К, то получаем, что предельное значение верхнего критического поля приблизительно равно 370 кэ. [c.422]

Не входя в подробности, отметим, что таким образом вычисляется лишь верхнее критическое поле, которым проблема не исчерпывается. [c.192]

К, ширина не более 0,2 К, верхним критическим полем, [c.24]

Следовательно, фазовый переход сверхпроводника 2-го рода будет идти путем постепенного вытеснения сверхпроводящей фазы, и металл станет нормальным при том поле, когда в нем не сможет существовать даже бесконечно малый сверхпроводящий участок. Итак, можно заключить, что переход растянется на целый интервал магнитных полей, и в этом интервале внешнее магнитное поле будет частично проникать в сверхпроводник, т. е. эффект Мейснера будет неполным. Сверхпроводник при этом будет находиться в особом состоянии, называемом смешанным, которое при некотором поле Яд (нижнее критическое поле) граничит со сверхпроводящей фазой, а при другом поле Нсг (верхнее критическое поле)—с нормальной фазой Абрикосов, 1957) [198]. [c.355]

Верхнее критическое поле 355, 356, 358 [c.518]

Сверхпроводники II рода обладают сверхпроводящими электрическими свойствами вплоть до поля Нс2- Между нижним критическим полем Нс1 и верхним критическим полем Нсг плотность потока В ф О и эффект Мейснера является неполным. Значение Яс2 может более чем в 100 раз превышать значение критического поля Яс, к которому мы приходим при термодинамическом подходе к рассмотрению перехода в сверхпроводящее состояние в нулевом магнитном поле. В области напряженностей полей между Нс и Яс2 линии потока пронизывают сверхпроводник и он находится в вихревом состоянии (см. ниже рис. 12.36). Для сплава Nb, Al и Ge при температуре кипения жидкого гелия (см. рис. 12.7) было достигнуто ) поле Нс2 = [c.426]

Вблизи верхнего критического поля флюксоиды плотно упакованы и внешнее поле заполняет почти весь образец, оставляя лишь небольшие участки между флюксоидами. Разрушение сверхпроводимости массивных образцов начинается с поля, равного верхнему критическому. Вычисление величины верхнего. критического поля Нс2 дает [c.459]

Верхнее критическое поле П 346 Вигнеровский кристалл П 299 [c.403]

Типичные значения критического поля в сверхпроводниках 1-го рода при температурах значительно ниже критической составляют примерно 10 Гс. Однако в так называемых жестких сверхпроводниках 2-го рода верхнее критическое поле может достигать 10 Гс. Благодаря этому сверхпроводники 2-го рода представляют большой практический интерес при конструировании магнитов, рассчитанных на сильные поля. [c.348]

Верхнее критическое поле II 346 Вигнеровский кристалл II 299 Винтовая дислокация II 249, 250. См. также Дислокации Бинтовая ось I 121 (с), 134 Вихревые линии в сверхпроводниках II 347, [c.393]

Волокитин Г. И. Влияние физической и геометрической нелинейности на величины верхнего критического давления при выпучивании полой сферы.—Прикл. мат. и мех., 1978, т. 42, № 3, с. 504—510. [c.505]

Нс2 0)—верхнее ( второе ) критическое значение напряженности поля при Т=0 К для сверхпроводника второго рода [c.653]

Экспериментальные и теоретические исследования последних лет раскрывают общую картину развития динамического срыва, хотя еще нельзя сказать, что протекание срыва в нестационарных условиях полностью изучено. Рассмотрим профиль, угол атаки которого периодически изменяется с большой амплитудой от значения, намного меньшего критического угла атаки в стационарных условиях, до значения, превосходящего угол атаки начала динамического срыва. Такой диапазон типичен для первой гармоники изменения угла атаки при полете вперед, причем среднее его значение соответствует большому значению параметра нагружения Ст/а, При увеличении угла атаки срыв затягивается вследствие нестационарности, так что линейный закон изменения подъемной силы и небольшие моменты на профиле сохраняются при значениях угла атаки, превышающих критический угол атаки в стационарных условиях. После того как угол атаки профиля превысит угол атаки начала динамического срыва (который в свою очередь зависит от скорости а изменения угла атаки), подсасывающая сила на передней кромке профиля пропадает, а с поверхности вблизи передней кромки начинает отходить пелена интенсивных поперечных вихрей. Эти вихри движутся над верхней поверхностью профиля по направлению к задней кромке со скоростью, значительно меньшей, чем скорость набегающего потока. Вызванное вихрями возмущение поля давления приводит к смещению назад области разрежения. В возникшем переходном процессе [c.799]

В результате решения уравнений равновесия оболочки в пространстве нагрузка—перемещения в выбранных пределах изменения внешней нагрузки находим кривую, представляющую равновесные состояния оболочки. При этом на полученной кривой отыскиваем точки (если такие имеются), соответствующие верхней и нижней критическим нагрузкам оболочки. Вместе с тем в процессе нагружения оболочек (как и других тонкостенных конструкций) нередки случаи, когда при определенной нагрузке (нагрузке бифуркации) происходит разветвление равновесных форм оболочки, т. е. на исходное поле перемещений оболочки накладывается по меньшей мере одно дополнительное, бесконечно малое поле перемещений, которое в процессе его эволюции приводит к выпучиванию оболочки. В случае осесимметричного деформирования оболочки вращении при бифуркационной нагрузке появляется, как правило, одно дополнительное, вообще неосесимметричное поле перемещений (возможны также случаи выпучивания по нескольким формам). [c.288]

Такой случай имеет место, например, при наслоении пресной воды на соленую при таянии дрейфующего льда в полярных морях. Наблюдения показывают, что в этом случае при достаточной толщине слоя пресной воды скорость движения корабля не может превысить скорости распространения внутренних волн. Так происходит потому, что весь излишек мощности расходуется на образование внутренних волн с весьма значительной амплитудой, и поле давлений потока в верхнем слое удерживает корабль все время над гребнем волны. Для того чтобы дать возможность кораблю двигаться с нормальной скоростью, необходимо превысить критическую скорость движения, прежде чем в полной мере начнет проявлять себя тормозящее действие внутренних волн. Для этого, очевидно, необходимо, чтобы переход от малой скорости движения к нормальной скорости происходил очень быстро. Достигнув нормальной скорости, корабль беспрепятственно продолжает двигаться с этой скоростью дальше . [c.491]

Для обоих способов обработки имеется верхний предел аккумулированной энергии. При холодной обработке плотность дислокаций не может превышать критического значения, так как поля напряжения отдельных дислокаций накладываются друг на друга в результате [c.446]

Бросающееся в глаза различие связано с относительно слабым межмолекулярным взаимодействием фторуглеродов в конденсированной фазе (при сильной внутримолекулярной связи). Ослабление внешнего молекулярного поля проявляется в снижении критической температуры и критического давления. Но в приведенных термодинамических координатах я, т максимальные температуры перегрева большой группы углеводородов и фторуглеродов располагаются близко друг к другу (рис. 23), так что можно говорить о приблизительном термодинамическом подобии многих веществ в отношении условий спонтанного зародышеобразования. Экспериментальные точки для других жидкостей, в том числе для бензола и диэтилового эфира но опытам на пузырьковой камере, не показанные на рис. 23, попадают в общую полосу. Верхняя часть этой [c.93]

Верхнее значение ц) определяется вырождением поля характеристик в линию, касательную к границе штампа, а нижнее значение контролирует приближение угла между а- и /3-характеристиками к критическому значению тг при больших углах в. Так как ширина штампа [c.55]

Верхнее критическое поле — значение магнитной индукции поля, при котором массивный образец сверхпроводника И рода переходит из смепитпного состояния в нормальное. [c.279]

Рис. 2. Зависимость верхних критических полей Н от температуры Т в (ТМТ8Р)2СЮ1. Внешнее магнитное поле направлено 1 — вдоль стопок (ось а), 2 — ВДОЛЬ слоёв перпендикулярно стопкам (ось в ), 3 — поперёк слоёв (ось с).

Поскольку, как уже указывалось, величина I в аморфных сверхпроводниках крайне мала, k становится очень большим (50—100, см. табл. 7.1). По данным работ [29, 40] длина когерентности о составляет 3—10 нм, а А.(0)—200- 1000 нм. Для аморфных сплавов критическое магнитное поле лежит между нижним критическим полем Нс,(Т) и верхним критическим полем На Т), т. е. аморфные сплавы являются сверхпроводниками второго рода согласно теории ГЛАГ (Гинзбург-Ландау, Абрикосов-Горьков). По теории ГЛАГ величины Нс(Т), Нс,(Т) и На Т) связаны между собой следующим образом [c.217]

Материал Кристалли- ческая структура Анизо- тропия Крити- ческая темпе- ратура т , к Верхнее критическое поле Я,2, Тл Корреля- ционная длина, нм Глубина проникно- вения, нм Плотность тока распаривания, при 7-=4,2 К, А/см Плотность критического тока, А/см Сопротивление при Г= Т , мкОм см [c.588]

Предположим, что имеет место предельный случай, когда вытеснение потока равно нулю, так что верхнее критическое поле достигает своего наибольшего значения. В этом случае, как было впервые указано Клогтоном [98], должна быть учтена отрицательная энергия, связанная с парамагнетизмом электронов в нормальном состоянии. [c.422]

Это предположение удовлетворяется для сверхпроводннков 1 рода. В сверхпроводниках II рода Яс-СЯсг и в сильных полях изменение в спиновом парамагнетизме электронов проводимости (гл, 15) приводит к значительному понижению энергии нормальной фазы по сравнению со сверхпроводящей фазой, В некоторых сверхпроводниках И рода верхнее критическое поле ограничивает этот. эффект. Клогстон [28] предполагал, что Нсг(тах) = 18400 Гс, где Л,2 —в гауссах, а Тс — в °К (см. также работу Чандрасекара [29J), [c.438]

Рис. 12,36. Контурная-диаграмма локальных пространственных вариаций ширины энергетической щели в сверхпроводнике II рода при поле, несколько меньшем верхнего критического поля Нс2. (Из работы Клейнера и др. [43].) В центре каждого флюксоида ширина энергетической щели равна нулю. Подобный вид треугольной решетки был обнаружен экспериментально

Рио. 3. Зависимость верхнего критического магнитного поля вещества [1-(ВЕВТ — ТТР)21, от температуры (поле направлено поперёк слоёв). Крестики — экспериментальные значения величины Нс2 ТУШНс11йТ)тс- Гс] — приведённого критического поля — для фазы Рн Т/Тс — приведённая температура. Точки — аналогичные данные для фазы PL. Сплошная кривая соответствует результатам модели БКШ. [c.468]

Рнс. 7.5. Температурные зависимости верхнего критического магнитного поляЯ в аморфных сплавах молибдена [42] [c.218]

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]

Однако не все сверхпроводники ведут себя в магнитном поле одинаково. В сверхпроводниках 1-го рода наблюдается эффект Мейссне-ра-Оксенфельда, а в сверхпроводниках 2-го рода проявляется неполный диамагнетизм. Для последних магнитное поле лежит между нижним критическим значением Яс1(7) и верхним критическим значением На Т) напряженности. К сверхпроводникам 2-го рода относятся почти все сплавы и интерметаллические соединения, а также ряд переходных металлов (табл. 3.4). [c.238]

Сверхпровоб1шки 2-го рода. При поле, меньшем нижнего критического значения Н .Т), магнитный поток не проникает в образец когда приложенное поле превышает верхнее критическое значение Н ,. (Т) > Нс1 (Т), весь образец возвращается в нормальное состояние и имеет место полное проникновение поля. Когда величина приложенного поля лежит между Н Т) и (Г), происходит частичное проникновение потока, и в образце возникает довольно сложная микроскопическая структура чередующихся нормальных и сверхпроводящих областей, которая называется смешанным состоянием ). Кривая намагничивания, отвечающая сверхпроводимости 2-го рода, показана на фиг. 34.4,6. [c.346]

Равновесное значение ш определяется из условия минимальности F H, ш). У очень малых образцов ш убывает с увеличением ноля от значения <0 при Н=0 до нуля при некотором значешш Н. В этом случае имеет место переход второго рода и скрытая теплота отсутствует. Для образцов больших размеров параметр ю также убывает с увеличением Н, однако при достижении критического ноля oi падает скачком от некоторой конечной величины до нуля. Если причиной перехода является изменение магнитного ноля, то при этом можно ожидать появления гистерезиса. Благодаря наличию максимума скачок к значению со = О при увеличении поля произойдет лишь только после достижения верхней кривой, точно так же [c.744]

На фиг. 3.9 и 3.10 представлены зависимости — рх, от R (уравнение (3.9)) и (р<х> —Ри)кр от R (уравнение (3.11)) для фиксированной массы газа при температуре 20°С, заимствованные из работы Дэйли и Джонсона [12]. Из фиг. 3.9 следует, что во всех случаях существует два равновесных значения радиуса (нижнее соответствует устойчивому равновесию, а верхнее неустойчивому равновесию) или одно критическое значение радиуса R, которое соответствует устойчивому равновесию при схлопывании и неустойчивому равновесию при росте пузырька . Ядра любого начального размера будут расти в поле пониженного давления с умеренной скоростью, пока не достигнут радиуса R = R. Любой пузырек радиусом более R стремится расти неограниченно и с большой скоростью, зависящей от инерции окружающей жидкости. Этот рост будет происходить главным образом за счет испарения жидкости со стенок каверны. Поэтому ряд авторов называют описанное явление паровой кавитацией . Влияние небольшого количества воздуха, содержащегося в пузырьке, становится незначительным, как только его радиус превысит в несколько раз R. Более того, чтобы могло произойти взрывоподобное расширение, которое мы называем кавитацией, давление [c.103]

Формула (256) получена в предположении, что нагрузка приложена к полосе в центре тяжести свободного торца. Практически нагрузка прикладывается или к верхней, или, реже, к нижней грани полосы. Повышение точки приложения нагрузки над центром тяжести торца увеличивает при опрокидывании крутящий момент и, следовательно, уменьшает критическое значение нагрузки. Очевидно, что понижение точки приложения силы увеличивает критическую нагрузку. Приближенная формула для определения критического значения нагрузки, приложенной на расстоянии с (по вертикали) от центра тяжести торца полось , имеет следующий вид [c.926]

Интерес к длинноволновой асимптотике уравнения Орра-Зоммер-фельда возникает, в частности, потому, что собственные решения линеаризованных уравнений свободного взаимодействия [78, 79, 81] являются предельной формой волн Толлмина-Шлихтинга в несжимаемой жидкости с прилегающими к стенке критическими слоями [52, 53]. При этом дисперсионное соотношение, которое в точности совпадает с вековым уравнением задачи Орра-Зоммерфельда, содержит целый спектр решений, не рассмотренный в [51, 174, 175]. Первая мода колебаний из указанного спектра может быть как устойчивой, так и неустойчивой. Ниже строятся решения для каждой из подобластей (включая критический слой), на которые при больших числах Рейнольдса разделяется возмущенное поле скоростей в линейной задаче устойчивости. Выводятся дисперсионные соотношения, описывающие окрестности верхней и нижней ветвей нейтральной кривой для пограничного слоя. Данные соотношения, содержащие нейтральные решения как частный случай, асимптотически переходят друг в друга в неустойчивой области между обеими из этих ветвей. [c.55]

Здесь L = х — (z + Zo)tg5. Верхние знаки соответствуют точке ветвления q - п, нижние — q = —п. Мы видим, что фронты боковых волн наклонены к границе под углом 5. При в, О амплитуда боковой волны, соответствующей q = п, значительно превосходит амплитуду волны, соответствующей q = -и, и достигает максимального значения при падении пучка под критическим углом полного отражения (sine, = п). Если положить (<7) = = /(1 - <7 ) , = О то (14.31) будет совпадать с интегральным представлением поля (12.35) при падении цилиндрической волны. В этом случае — случае ненаправленной падаюшей волны — выражение (14.33), взятое при дс > О с верхним, а при дс < О - с нижним знак ом, отличается от боковой волны (14.3), возбуждаемой точечным источником, множителем ехр(/д/4)(2дЛ/иг) и заменой г (х + на дс . Направленность [c.317]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...