Приближение в сверхпроводниках

В последние годы изучались более точные приближения и особое внимание уделялось самому переходу. Вблизи температуры перехода возникают большие статистические флуктуации магнитного порядка, которые оказывают сильное воздействие на все свойства. Их рассмотрение формально совпадает с обсуждением в п. 5 10 соответствующих флуктуаций в сверхпроводниках. Нам просто [c.532]

Этот эффект, описанный выше, не следует путать с противотоком , который возникает следующим образом. Рассмотрим задачу о движении волнового пакета возбужденных электронов в сверхпроводнике. Такой волновой пакет может быть описан некоторой приближенной волновой функцией, которая в свою очередь может быть использована для определения энергий и локальных потоков. Но оказывается, что при использовании этой приближенной волновой функции поток не сохраняется. При использовании улучшенной пробной волновой функции (которая существенно не улучшает энергию) поток сохраняется. При этом противоток представляет собой тот дополнительный поток, который возникает за счет поправки к первоначально выбранной волновой функции. [c.341]

За исключением тех уже упоминавшихся твердых тел, в которых происходят фазовые превращения — переход из одной кристаллической модификации в другую, из ферромагнетика в парамагнетик, из сверхпроводника в обычный проводник и т. д. При приближении к точкам фазовых переходов теплоемкость и температурный коэффициент линейного расширения (резко возрастают. [c.157]

График зависимости С /Сп от температуры изображен на рис. 96. Универсальные формулы (70.38), (70.40), (70,41), (70.45), (70,47) справедливы в приближении слабой связи А(0) / ЙУ щах 1 и качественно согласуются с опытом для слабых сверхпроводников. [c.387]

С 1 приближенно эквивалентно условию к С 1/У"2. Тесная связь между Щ и %, таким образом, не выглядит нелогичной. Если в критическом поле Не поверхностная энергия сверхпроводника отрицательна, то сверхпроводник, как уже указывалось, имеет структуру смешанного состояния. Очевидно, что полная энергия будет меньше, чем Н1/8л, и даже в том случае, когда внешнее поле превышает Не, будут существовать сверхпроводящие области. [c.418]

В настоящее время известно уже 27 сверхпроводящих химических элементов и более 1 ООО сверхпроводящих соединений. Приближенные значения Г, некоторых сверхпроводников приведены в табл. 1-2. Из всех сверх- [c.32]

Так как для многих чистых сверхпроводников х 1, то имеет смысл решать задачи в этом приближении, которое сильно облегчает вычисления. Рассмотрим вопрос о свойствах тонкой сверхпроводящей пленки, помещенной в параллельное магнитное поле Яд [192, 194]. Пусть Я1 2, и пленка занимает объем —<1/2 <х< /2. Уравнение (17.24) перепишем в форме [c.342]

Приблизим теперь эти сверхпроводники друг к другу настолько, что их электронные волновые функции, а значит, и сверхпроводящие волновые функции окажутся перекрывающимися. Далее, действуя в духе приближения сильной связи, предположим, что сверхпроводящую волновую функцию такой системы можно представить в виде суммы отдельных волновых функций [c.582]

В гл. 32 мы выяснили, что приближение независимых электронов не дает адекватного описания большинства магнитоупорядоченных твердых тел. Во многих металлах, где отсутствует какой-либо магнитный порядок, несостоятельность приближения независимых электронов проявляется еще более заметным образом, когда ниже определенной температуры устанавливается состояние с электронным упорядочением другого типа, называемое сверхпроводящим состоянием. Сверхпроводимость — это отнюдь не редкое явление, характерное для нескольких металлов. Более 20 металлических элементов могут стать сверхпроводниками (табл. 34.1). Даже некоторые полупроводники при определенных условиях ) можно перевести в сверхпроводящее состояние, а список сплавов, в которых наблюдались сверхпроводящие свойства, включает в себя тысячи наименований ). [c.340]

Характерные свойства металлов в сверхпроводящем состоянии представляются совершенно аномальными с точки зрения приближения независимых электронов. Перечислим наиболее поразительные свойства сверхпроводников. [c.340]

При Асо Д наличие щели в спектре сверхпроводника несущественно. Положив в первом приближении А = 0, мы пришли бы к формуле для поперечной диэлектрической проницаемости нормального электронного ферми-газа мы не станем останавливаться на соответствующих вычислениях ). [c.495]

Следует заметить, что выражения (10.56) и (10.58) являются просто результатом применения преобразования Галилея к уравнению Шредингера. В нашем приближении мы рассматриваем сверхпроводник с током как сверхпроводник в основном состоянии в движущейся системе координат. [c.332]

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]

В проводниках Э. т. связана с электропроводностью Ви-демана — Франца законом. В сверхпроводниках электроны, объединённые в куперовские пары, не участвуют в переносе тепла, так что прн Т<Т, Т — темп-ра перехода в сверхпроводящее состояние) Э. т. определяется нормальными (неспаренными) электронами и экспоненциально убывает с приближением к ОК. В биполярных полупроводниках и полуметаллах существует дополнит, механизм (биполярная составляющая) Э. т. электронно-дырочные пары, образующиеся на горячем конце образца, диффундируют навстречу градиенту темп-ры и рекомбинируют ка холодном конце с выделением тепла. Э. т. изменяется под действием магн. поля (см. Маджи — Риги — Ледюка эффект). [c.555]

Было довольно много дискуссий относительно характера изменения термо-э. д. с. при понижении температуры и ее приближении к Г(.. Из ранних работ Кеезома и Матхейса [59] и из более поздних исследований Казимира и Радемакерса [61] следует, что величина термо-э. д. с. в сверхпроводнике при Тд падает до нуля не скачком, а на температурном интервале порядка ГК, предупреждая таким образом о наступлении сверхпроводимости. Однако более поздние и более точные эксперименты Пуллана в 1953 г. [62] показали, что для чистых сверхпроводников это явление не характерно. Наличие его обусловлено недостаточной тщательностью эксперимента. [c.211]

Положение в этом вопросе очень хорошо сформулирова,л Г. Рикейзен [35] Бесконечная проводимость сверхпроводников является их самым трудным для понимания свойством. Как получается, что механизмы рассеяния, примеси, фононы и т. д., столь эффективно уменьшающие ток в нормальном металле, становятся бессильными, когда металл становится сверхпроводником Мы можем быть уверены, что никогда не покажем теоретически, что сверхпроводники обладают бесконечной проводимостью. Мы не можем сказать, что нет никакого механизма-, уменьшающего ток, так как всегда имеется возможность, что мы не учли какой-либо слабый механизм рассеяния. По-видимому, верным является то, что мы не можем показать, что сопротивление меньше экспериментального максимума 10 ° Ом-см, ибо это означает, что мы перебрали и изучили все механизмы рассеяния, относительный вклад которых порядка 10 вклада от рассеяния на фононах в нормальных металлах. Самое большее, на что мы можем надеяться, это установить, что большая часть механизмов рассеяния, которые ограничивают проводимость в нормальном состоянии, не оказывают на нее влияния (по крайней мере в некотором приближении) в сверхпроводящем достоянии... [c.449]

Естественно, при любой конечной температуре в сверхпроводнике имеются квазичастичные возбуждения, которые влияют на целый ряд свойств. Например, длинноволновая звуковая волна (Аю < 2Дд) не может привести к возбуждению основного состояния, но может быть рассеяна любыми имеющимися квазичастицами. Таким образом, электронный вклад в поглощение ультразвука экспоненциально стремится к нулю при низких температурах и приближается к значению, отвечающему нормальному металлу при приближении 7 к 7 . [c.577]

Электроны проводимости в сверхпроводнике и нормальном металле, находящихся в близком контакте, т. е. разделенных только тонким слоем диэлектрика ), могут находиться в термодинамическом равновесии друг с другом. При этом электроны могут проходить через слой диэлектрика благодаря квантовомеханическому туннелированию. При термодинамическом равновесии из одного металла в другой переходит достаточное число электронов, чтобы химические потенциалы электронов в обоих металлах были одинаковыми ). Когда оба металла находятся в нормальном состоянии, приложенное напряжение повышает химический потенциал одного металла по сравнению с другим и через слой диэлектрика туннелирует еще некоторое число электронов. Такие туннельные токи , наблюдаемые при контакте нормальных металлов, подчиняются закону Ома. Однако, когда один из металлов является сверхпроводником и находится при температуре значительно ниже критической, ток не наблюдается до тех пор, пока потенциал V не достигнет порогового значения eV = А (фиг. 34.7). Значение А хорошо согласуется со значением, которое получается из низкотемпературных измерений теплоемкости. Это подтверждает представление о существовании энергетической щели в плотности одноэлектронных уровней сверхпроводника. При приближении температуры к Гс пороговое напряжение уменьшается ), что указывает на уменьшение энергетической щели при повышении температуры. [c.349]

Выше мы дали краткое описание наиболее важных черт основного состояния электронов в сверхпроводнике. Для описания возбужденных состояний или же термодинамических и кинетических свойств сверхпроводника необходимо пользоваться более сложным формализмом. Мы не будем рассматривать его здесь и подчеркнем только, что физическая картина, на которой он основан, также отвечает системе спаренных электронов. В неравновесных состояниях в такой системе парные состояния могут быть более сложными. При отличной от нуля температуре часть пар оказывается термически диссоциированной и концентрация сверхпроводяш их электронов ге определяется долей оставшихся пар. Более того, из-за сложной самосогласованной природы спаривания тепловая диссоциация пар приводит к температурной зависимости характерных параметров тех пар, которые остались связанными (например, пространственных размеров их волновых функций). При увеличении Т до значений, превышаюш их Тс, все пары оказываются диссоциированными, а основное состояние сверхпроводника постепенно превращается в основное состояние нормального металла, описываемое приближением независимых электронов. [c.357]

Купер [1491 рассмотрел тепловые свойства одномерной модели. Он нашел, что энергетическая щель уменьшается с увеличением температуры и стремится к нулю прп критической температуре 7 , .. Однако приближения, сделанные в теории, несправедливы, если только 7 кр. не превышает толше-ратуру Дебая Нд для модели. В реальных сверхпроводниках Гкр., конечно, много меньше 0д. Купер коснулся вопроса устойчивости токов, отвечающих смещению, описанному выше, но не смог прпйти к определенному заключению. [c.776]

Сверхпроводники и криопроводники. Явление сверхпроводимости было открыто нидерландским физиком X. Камерлинг-Оннесом в 1911 г. Согласно современной теории, основные положения которой были развиты в работах Д. Бардина, Л. Купера, Дж. Шриф-фера (теория БКШ), явление сверхпроводимости металлов можно объяснить следующим образом. При температурах, близких к абсолютному нулю, меняется характер взаимодействия электронов между собой и атомной решеткой, так что становится возможным притягивание одноименно заряженных электронов и образование так называемых электронных (куперовских) пар. Поскольку куперовские пары в состоянии сверхпроводимости обладают большой энергией связи, обмена энергетическими импульсами между ними и решеткой не наблюдается. При этом сопротивление металла становится практически равным нулю. С увеличением температуры некоторая часть электронов термически возбуждается и переходит в одиночное состояние, характерное для обычных металлов. При достижении критической температуры (Т ) все куперовские пары распадаются и состояние сверхпроводимости исчезает. Аналогичный результат наблюдается при определенном значении магнитного поля (критической напряженности Я р или критической индукции Акр), которое может быть создано как собственным током, так и посторонними источниками. Критическая температура и критическаяс напряженность магнитного поля являются взаимосвязанными величинами. Эта зависимость для чистых металлов может быЪ приближенно представлена следующим выражением [c.122]

При таком подходе макроскопич. поля и движение отд. частиц среды выпадают из рассмотрения. Так, в отсутствие дисперсии, согласно Ома закону j = a Ei, плотность тока в проводнике при учёте только свободных зарядов полностью определяется тензором его проводимости и средним электрич. полем Е,. В соответствии с этим иногда делают дополнит, приближения. Скажем, в электростатике поле внутри проводника считается равным нулю, а свободные заряды—сосредоточенными только на его поверхности, хотя в действительности они отличны от нуля, по крайней мере в тонком поверхностном слое. Аналогично в магнитостатике сверхпроводников 1 -го рода вследствие Мейснера эффекта предполагается невозможным существование объёмных внутренних плотностей тока и маги, поля, хотя они заведомо имеются в поверхностном слое конечной толщины (см. также Скии-эффект, Леонтовича граничное условие). Подобные дополнит, приближения не обязательны, поскольку ур-ния (23) позволяют учесть сколь угодно резкие изменения полей в пространстве и во Времени, если в них не проведено усреднение по физически бесконечно малым объёму и интервалу времени. Последняя операция, часто используемая со времён Лоренца (1902), ведёт к более грубому пренебрежению флуктуаци-я fи, чем статистич. усреднение, и может ограничивать возможности анализа пространственной и частотной дисперсии сред, напр, динамики поверхностных поляритонов. Что касается возможного отличия действующего на заряды поля от среднего Е (т. н. поправки Лоренца, равной, напр.. Eg - Е=4пР 1Ъ в кубич. кристалле или в газе нейтральных молекул), то в обоих способах усреднения оно предполагается принятым во внимание при микроскопич. выводе материальных соотношений благодаря учёту корреляций взаимного расположения частиц и их взаимной непроницаемости. [c.529]

Таким образом, химический потенциал сверхпроводника в машитном поле больше, чем в отсутствие поля, на величину / 8я. С другой стороны, химический потенциал нормального проводника можно считать не зависящим от магнитного поля, так как слабым пара- или диамагнетизмом можно в первом приближении пренебречь и считать, что [c.152]

В настоящей главе мы изложим приближенные теории теплоемкости Эйнщтейна и Дебая, основанные на рассмотрении колебаний кристаллической решетки, причем будут затронуты также и методы более точных расчетов. Затем мы рассмотрим эффекты, связанные с ангармоническими взаимодействиями в решетке (включая тепловое расширение), формулу Грюнайзена и теплопроводность диэлектриков. Тепловые свойства металлов рассматриваются в гл. 7, сверхпроводников — в гл. 12, особенности. тепловых свойств магнитных материалов — в главах 15 и 16. [c.211]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...