Сверхпроводящая корреляция

Сверхпроводящая корреляция и поверхностная [c.317]

Понятие корреляционной длины, введенное в предыдущих разделах, объясняет поверхностную энергию на границе между нормальной и сверхпроводящей фазами, которая была предположена Л. Д. Ландау в теории промежуточного состояния ( 15.3). Представим себе плоскую границу между нормальной и сверхпроводящей фазами, возникающую в промежуточном состоянии. Рассмотрим, как меняется Л и магнитное поле в окрестности этой границы ). Сверхпроводящая корреляция не позволяет A меняться скачком, ибо состояния электронов коррелированы на расстоянии порядка (Т) = Ди/Д(Т). Следует отметить, что детальная теория приводит к несколько различным корреляционным длинам для разных величин. В 16.8 уже говорилось, чтО в электродинамике это (16.82), т. е. величина, не зависящая от температуры. Характерная длина, на которой меняется Л — это (Т)=Йу/Л(Т). Различие сказывается вблизи Т,, где (Т)—<-оо. [c.317]

Рассеяние на примесях прежде всего нарушает сверхпроводящую корреляцию ). Действительно, представим себе электрон, движущийся в поле при- Рнс. 16.6 месей. Он совершает диффузионное движение с длиной свободного пробега I и скоростью у его среднее смещение будет порядка ( 3.5) [c.319]

Сверхпроводящая корреляция помогает понять еще один результат. в 16.6 была вычислена теплоемкость, причем оказалось, что при Тс она имеет скачок, но не имеет особенностей. Такое поведение теплоемкости связано с тем, что мы не учли флуктуаций (Приложение 2). Однако в данном случае у нас есть основания предполагать, что флуктуационная область соответствует чрезвычайно малой окрестности Т . В Приложении 2 показано. [c.321]

Сверхпроводящая корреляция проявляется не только в сверхпроводнике, но и на границе сверхпроводника с нормальным металлом. Довольно естественно предположить, что нормальный металл оказывает влияние на сверхпроводник, приводя к уменьшению Д на расстоянии порядка В частности, если толщина сверхпроводника меньше 5. то он вообще перестанет быть сверхпроводящим. С другой стороны, сверхпроводник должен оказывать влияние на нормальный металл. Тонкая пленка нормального металла, нанесенная на массивный сверхпроводник, должна стать сверхпроводящей. Эти явления были обнаружены на опыте (Мейснер, 1958) [231] и получили название эффектов близости. [c.420]

Теперь рассмотрим, как должны вести себя электроны, объединенные в куперовские пары, при возбуждении в проводнике электрического тока. В отсутствие тока все пары вследствие полной корреляции имеют импульс, равный нулю, так как они образованы электронами, имеющими равные по величине и противоположные по направлению импульсы. Возникновение тока не нарушает корреляции пар под действием внешнего источника, вызвавшего ток, все они приобретают один и тот же импульс и движутся как единый коллектив в одном и том же направлении с некоторой дрейфовой скоростью Уд. При этом поведение таких пар в металле существенно отличается от поведения обычных электронов, совершающих направленное движение. Нормальные электроны испытывают рассеяние на тепловых колебаниях и других дефектах решетки, что приводит к хаотизации их движения и является причиной возникновения электрического сопротивления. Куперовские же пары, пока они не разорваны, рассеиваться на дефектах решетки не могут, так как выход любой из них из строго коррелированного коллектива маловероятен. Пару можно вырвать из конденсата, лишь разрушив ее. Однако при очень низких температурах число фононов, обладающих достаточной для этого энергией, исключительно мало. Поэтому подавляющее большинство образовавшихся куперовских пар сохраняется неразрушенным. Не испытывая рассеяния при своем направленном движении, они обусловливают появление сверхпроводящего тока, текущего через сверхпроводник без сопротивления. [c.200]

В нормальном состоянии эти дефекты решетки обусловливают так называемое остаточное сопротивление металла. В сверхпроводящем состоянии примеси играют новую роль. Как мы уже указывали, в сверхпроводнике взаимодействие между электронами приводит к установлению определенной пространственной корреляции между ними. В частности, зависимость тех или иных гриновских функций в координатном представлении от своих пространственных аргументов на расстоянии порядка (эффективный размер пары) существенно меняется с переходом металла из нормального [c.421]

Действительно, в антиферромагнетиках магн. и обменное поля осциллируют в пространстве на атомных масштабах а, характерных для пространств, изменения направления магн. моментов в антиферромагнетике (в простейшем случае моменты образуют две магнитные подрешётки и расстояние между соседними противоположно направленными моментами в подре-шётках равно примерно межатомному расстоянию в кристалле а). Сверхпроводимость же чувствует поля, усреднённые на расстоянии масштаба сверхпроводящей корреляц. длины (т. е. характерного размера куперовской пары). При этом и результирующие ноля слабы. В чистых сверхпроводниках [c.684]

По поводу возможности сверхпроводимости в тонких приграничных слоях металла можно заметить следующее. Мы уже говорили о сверхпроводящей корреляции ( 16.7, 16.10). Одним из ее проявлений является так называемый эффект близости —взаимное влияние сверхпроводника и нормального металла, находящихся в контакте (подро(5нее см. 20.1). В частности, сверхпроводимость в пленке, нанесенной на нормальный металл, будет разрушена, если ее толщина меньше Следовательно, даже если в тонком слое вблизи контакта металла с какой-либо поляризующейся диэлектрической средой и могла бы возникнуть сверхпроводимость, она была бы подавлена, если толщина этого слоя меньше Сверхпроводимость могла бы сохраниться лишь при условии достижения столь большого 7,, чтобы величина %и Тс была порядка толщины сверхпроводящего слоя отметим, что комнатной температуре соответствует 10 —Ю , т. е. несколько сотен межатомных расстояний. Выходом из этого положения могло бы быть использование тонких сверхпроводящих пленок между слоями изолятора, что и делалось в экспериментах, хотя пока безуспешно. [c.329]

Поскольку приближение независимых частиц Блоха удовлетворительно объясняет свойства нормальных металлов, можно думать, что сверхпроводимость возникает вследствие какого-либо явления, не учтенного в этой теории. Одним из них является корреляция в расиоложенны электронов, вызванная кулоновскими силами и рассмотренная в теории Гейзенберга [7]. Последний предположил, что электроны с энергиями вблизи границы Ферми образуют решетку, стремясь расположиться так, чтобы уменьшить энергию кулонов-ского взаимодействия между собой. Другим таким явлением может быть магнитное взаимодействие между электронами, рассмотренное Уэлкером [18]. Кроме того, к таким явлениям отиосится электрон-фон о иное взаимодействие, первоначально введенное для рассмотрения рассеяния электронов, которое определяет сопротивление металла. Это взаимодействие дает вклад в энергию как нормальной, так и сверхпроводящей фаз и в первую очередь обусловливает переход. [c.682]

Возбуждённые состояния Д. я. Парные корреляции нуклонов- Возбуждённые состояния ядер образуются при переходе частиц из заполненных уровней на свободные. Незаполненные орбиты под уровнем Ферми образуют дырочные состояния, а заполненные над уровнем Ферми — частичные . Возбуждённые состояния впредсляются гл. обр. т, н. остаточным взаимодействие ем между нуклонами, в частности взаимодействием, переводящим пару нуклонов одного сорта из состояния (vv) в состояние (v v ), где v, v — совокупности квантовых чисел (10), а v, v — сопряжённые по времени состояния с проекцией момента —fi. Это взаимодействие приводит к парным корреляциям сверхпроводящего типа, к-рые в Д. я. характеризуются сил ым коп-фигурационпым смешиванием уровней v и v, находящихся в интервале энергий порядка энергии корреляции пары по обе стороны от поверхносги Ферми. [c.601]

Сверхтекучая модель ядра. Игорные корреляции сверхпроводящего типа возникают в ядре за счёт т.н. остаточного взаимодеиствия между нуклонами, той части реального нуклон-нуклоаного взаимодействия, к-рая не включена в самосогласованный потенциал ср. поля об( )- Эмпирически отмечалась энергетич. выгодность двум нуклонам на орбите nlj образовать пару со скомпен-сир, спинами, т.е. с полным моментом /=0, Такая пара подобна куперовской паре электронов с противоположными импульсами в сверхпроводнике. Притяжение между нуклонами в указанных состояниях вблизи поверхности Ферми обусловливает сверхтекучесть атомных ядер. [c.689]

Маттиас а также Журавлев, Жданов и Смирнова чувствительность к металлургическим факторам навела на мысль, что сверхпроводящие свойства материала можно использовать для корреляции и указания на соверщенство, чистоту и другие физические свойства сплавов. Таким образом, основной проблемой является состояние изучаемых образцов, а не точность в измерении сверхпроводимости, которое является обычно прецизионным измерением. Критические температуры материалов, изученных в [c.18]

Соображения, которые были изложены выше, о роли примесей в сверхпроводнике, показывают, что при достаточной концентрации примесей сверхпроводящий сплав должен принадлежать ко второму типу. Поскольку с увеличением числа примесей роль длины корреляции начинает играть величина свободного пробега, то наступает момент, когда этот пробег становится меньше глубины проникновения поля, т. е. возникает лондоновская ситуация. [c.423]

Аналогично выглядят остальные четыре уравнения. Подстановка их в (39.25) приводит к системе уравнений для величин А (ш). Мы не будем выписывать ее полностью, поскольку в общем виде эта система может быть решена только в случае сферически симметричного рассеяния. Нас, однако, не будет интересовать решение при произвольных соотношениях между величинами. При малых концентрациях сверхпроводяший сплав близок по своим свойствам к чистому сверхпроводнику. Мы уже говорили, что большинство последних принадлежит к пиппардовскому или промежуточному типу. Внесение примесей, уменьшая радиус корреляции, переводит при достаточной концентрации примеси сверхпроводник в сверхпроводящий сплав лондоновского типа, для [c.438]

Если уменьшить период действия Хиггса, т. е. кратность п элементарного заряда поля Хиггса, то мы получим ситуацию неполного нарушения симметрии, где не нарушается симметрия подгруппы Н — Жп, и можно использовать теорему 3.20 и квазитеорему 3.20. Мы обнаруживаем при этом по крайней мере две фазы. Одна из них — сверхпроводящая со свободными дробными (относительно поля Хиггса) зарядами и с экспоненциальным распадением корреляций Z -виx-рей. Другая — нормальная с удерл анием дробных зарядов и без распадения корреляций вихрей. [c.81]

Существование сверхпроводящей фазы со свободно расходящимися электрическими зарядами (закон периметра для УИ/в) и экспоненциальным убыванием корреляций вихрей можно усмотреть с помощью разложения такого же типа, как в квазидоказательстве квазитеоремы 3.20. [c.82]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...