НОРМАЛЬНЫЕ МЕТАЛЛЫ

Куперовские пары. В нормальном металле при 7=0 К наименьшей энергией обладает состояние, когда все электроны в к-пространстве занимают ячейки внутри сферы Ферми. Все состояние вне этой сферы свободны. В этом случае электроны не взаимодействуют друг с другом, т. е. потенциальная энергия равна нулю. [c.269]

Таблица 10.2. Магнитная восприимчивость нормальных металлов

Здесь о—глубина скин-слоя, как ее обычно определяют для нормальных металлов [c.648]

Эффект Холла. Камерлинг-Оннес и Хоф [87 J первыми пытались наблюдать э. д. с. Холла в сверхпроводящем олове и свинце. Их эксперимент не дал результатов, поскольку они просто наблюдали эффект в нормальном металле в очень сильных магнитных полях. Недавно Льюис [111] показал, что э. д. с. Холла в сверхпроводящем ванадии значительно менее ее величины в нормальном металле. Как указывает Вардан (гл. IX, п. 9), имеются убедительные теоретические обоснования того, что в сверхпроводнике не может возникнуть э. д. с. Холла. [c.650]

При повышении температуры мы переходим область со АГ и попадаем в область А < Г со. Здесь можно воспользоваться тем, что предельное значение импеданса при со > А не зависит от температуры и соответствует нормальному металлу. Поэтому, не делая существенной ошибки, мы можем пользоваться формулой (5.16) в качестве интерполяции. [c.913]

Эффект Кондо — явление аномально сильного взаимодействия электронов проводимости в нормальных металлах с локализованными спинами парамагнитных примесных атомов приводит к минимуму электросопротивления некоторых разбавленных сплавов при низких температурах. [c.289]

Остаточное сопротивление нормальных металлов возникает из-за рассеяния электронов проводимости статическими дефектами. Среди этих статических дефектов можно назвать примеси, дислокации, пластическую деформацию и др. Влияние статических дефектов на остаточное сопротивление хорошо изучено, причем значение остаточного сопротивления очень чувствительно к дефектам. Например, в повседневной практике нередко чистоту и совершенство металлического кристалла характеризуют отношением его сопротивлений при 273 и 4,2 К. Это отношение для достаточно чистых и совершенных кристаллов может достигать значения 10 и больше. [c.371]

Фазовая когерентность. В нормальном металле свободный электрон представляется волновой функцией вида Ч = ехр(гк г). Всякий раз, когда [c.372]

Рассмотрим туннельный контакт между двумя нормальными металлами. Схема энергетических уровней металлов при нулевой разности потенциалов на контакте изображена на рис. 143, а. Ток через контакт отсутствует. Схема энергетических уровней электронов в мета.пле при возникновении на переходе разности потенциалов ell показана на рис. 143,6. Видно, что на контакте возник потенциальный барьер и против уровней электронов на левой стороне контакта (рис. 143,6) расположены незаполненные энергетические электронные уровни-зоны проводимости металла на правой стороне контакта. Заметим, что на рис. 143,6 elJ означает рост потенциальных энергий электронов на левой стороне контакта, а не рост электрического потенциала на этой стороне. Потенциал выше на правой стороне контакта. Через потенциальный барьер посредством туннельного эффекта с левой стороны контакта на правую проходят электроны и образуется электрический ток, текущий че- [c.375]

В кристалле в таком объеме размещается примерно 10 других электронов, объединенных в куперовские пары. Пространственное перекрытие такого огромного числа пар должно неизбежно приводить к строгой взаимной корреляции их движения. Пары не могут двигаться независимо друг от друга, как электроны в нормальном металле. Каждая пара, взаимодействуя со всеми остальными, должна двигаться строго согласованно (как бы в унисон ), и любое нарушение в движении данной пары должно сказываться на свойствах всей совокупности пар. Из теории БКШ следует, что подобная полная корреляция достигается тогда, когда центры масс всех пар металла движутся с одинаковым импульсом. При такой импульсной упорядоченности пары образуют единый коллектив, или, как говорят, конденсат, вырвать из которого отдельную пару тем труднее, чем больше их находится в этом конденсате. [c.199]

Обладая нулевым спином, т. е. являясь бозе-частицами, куперовские пары конденсируются — размещаются на одном уровне, расположенном ниже уровня Ферми в нормальном металле на расстоянии А = E J2 от него, где св — энергия связи электрона в паре. Поэтому для перевода электронов из сверхпроводящего в нормальное состояние необходимо затратить энергию св = 2А на разрыв пар, т. е. энергию Д = E J2 на каждый электрон. Это означает, что нормальное состояние электронов в сверхпроводнике отде- [c.199]

В настоящее время разработан ряд методов измерения со- Один из них основан на изучении поглощения сверхпроводником электромагнитных волн ИК области. Опыты показали, что при очень низких тем пературах поглощения энергии в сверхпроводнике не происходит до тех пор, пока энергия квантов падающего излучения не превысит ширину щели после чего поглощение быстро возрастает до значения в нормальном металле. По энергии квантов Й(Оц, вызывающих поглощение энергии, определяется ширина энергетической щели сверхпроводника Есв = [c.200]

Нагреем теперь контакт А до температуры Гр > Гх, оставляя контакт В при температуре Т . В нормальных металлах и электронных полупроводниках повышение температуры вызывает понижение уровня Ферми (см. формулу (3.100) и рис. 6.4). Обозначим это понижение у проводника / через — Ац , у проводника 2 через [c.257]

Образуемый при металлизации слой изобилует мелкими порами, вследствие чего удельный вес напыленного металла на 8—12% меньше, чем нормальных металлов. [c.33]

Отмеченные выше результаты работ с магнитными термометрами и газовым термометром НФЛ позволили найти, а затем устранить термодинамическое несоответствие известных температурных шкал по давлению паров Не и Не с температурной шкалой, лежащей выше 13,81 К- Недавно в КОЛ разработаны новые таблицы зависимости давлений насыщенных паров гелия от температуры, соответствующие температурам по ПТШ-76. Представляется весьма вероятным, что новая МПТШ будет иметь своей основой для воспроизведения температур ниже 4,2 К температурную зав-исимость давления паров гелия вплоть до температур порядка 0,5 К. В качестве реперных температур для этого интервала возможно также применение переходов сверхпроводник-нормальный металл в чистых веществах. Однако исследования последних лет показали, что эти устройства требуют чрезвычайно осторожного обращения и приписанные температуры переходов могут оказаться сдвинутыми на величину, превышающую 1 мК- Кроме того, материалы из разных источников обнаруживают различающиеся величины Тс, что затрудняет применение этого способа в МПТШ. [c.7]

В случае высоких температур (Т Псло) наиболее вероятно испускание и поглощение фононов с большими энергиями порядка Йсоо. Но поэтому из формулы (6.85) получаем, что концентрация фононов (ПфУ Т/ Нао). Как показано в квантовой теории твердого тела (см., например, кн. Абрикосов А. А. Введение в теорию нормальных металлов. М., 1972), взаимодействие фононов с электронами описывается матричным элементом гамильтониана взаимодействия, зависящим от импульса рассеяния, и полная вероятность W рассеяния с испусканием (или, аналогично, с поглощением фонона) оказывается пропорциональной Г/й.. Отсюда время релаксации т 1/WП/Т. Это соотношение определяет и <Яэл>. Следовательно, /Сэл=соп81, т. е. теплопроводность не зависит от температуры. [c.196]

Решеточный вклад в теплоемкость остается таким же, как и для нормального металла, а вклад электронного газа существенно изменяется. Отсюда следует, что сверхпроводность связана с какими-то коренными изменениями поведения электронов проводимости. [c.264]

Иа участие фононов в возникновении сверхпроводимости указывает изотопический эффект. Данные табл. 7.4 также свидетельствуют о связи сверхпроводимости с электрон-фононным взаимодействием. Чем сильнее в нормальном металле электрон-фонон-ное взаимодействие, тем меньше его проводимость. Так, например, свинец является плохим проводником, но в то же время из-за сильного электрон-фононного взаимодействия он обладает высокой (для чистых металлов) критической температурой. Благородные металлы являются прекрасными проводниками. У них слабое элек-трон-фононное взаимодействие. Они не переходят в сверхпроводящее состояние даже при самых низких температурах, достивнутых в настоящее время. [c.268]

Теперь остается показать, что (25.5) со значением (25.4) и соответствующим Zg действительно дает электронную теплопроводность. Рассмотрим вывод соотношения (25.5) для нормальных металлов. Коэффициент теплопроводности определяется как — QjlT, где Q— поток тепла при условии, что электронный ток /=0. В сверхпроводящих металлах / = / -f Д, где / и Д— вклады в / поверхности Ферми нормальных и сверхпроводящих областей. Наряду с тепловым потоком обусловленным нормальными электронами при условии / = О, в сверхпроводнике возникает дополнительный тепловой поток ( 5, поскольку теперь должно быть /=0, но / 0. Существование этого теплового потока, обусловленного циркуляцией, было предположено Гинзбургом [193]. Позднее его предположение было также рассмотрено Мендельсоном и Олсеном [132]. [c.297]

Другое возможное объяснение было предложено Халмом [144]. В нормальных областях X, выше, чем в сверхпроводящих, причем в последних областях в перенос тепла вносит вклад только доля х электронов, которые свободно проходят из сверхпроводящего металла в нормальные. На границе часть (1—х) электронов превращается из сверхпроводящих в нормальные, приводя к повышению температуры на самой границе. Рассмотрим теперь градиент температуры в направлении, перпендикулярном границе в области нормального металла на небольшом расстоянии от границы (Z,j—средний свободный пробег электрона). Доля электронов х имеет здесь температуру Т—/ s rad Т, а доля (1—х)—температуры Т—г grad Т. Таким образом, в области размером порядка полный тепловой поток уменьшается, что эквивалентно наличию слоя толщиной с тепловым сопротивлением порядка = И ,ДГ, р /Г). Для образца в целом это приводит к дополнительному теплосопротивлению (если пренебрежимо мало), равному [c.305]

Теплоемкость сверхпроводнпков. Зависимость теплоемкости от абсолютной температуры для нормальных металлов описывается уравнением [c.631]

После скачка теплоемкость сиерхпроводииков надает с поипл евием температуры быстрее, чем теплоемкость нормальных металлов. Наиболее тщательные исследования были проведены Кеезомом и вап-Лером [95], которые производили измерения на олове. В этом веществе теплоемкость сверхпроводящей фазы меняется приблизительно как Т . [c.632]

Термоэлектрические эффекты. Результаты многих экспериментов показывают, что в цепп, состоящей из двух сверхпроводящих металлов, спаи которых поддерживаются при различных температурах, термоэлектрическая э. д. с. не возникает (Штейнер и Грассыан [203]). Это означает, что абсолютная термо-э. д. с. e=dE/dT равна нулю. Таким образом, абсолютная термо-э. д. с. нормальных металлов может быть получена путем измерения э. д. с. термопары, образованной металлом п сверхпроводником. [c.668]

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]

Выбор параметра упорядочения в некоторой степени произволен. Мы будем следовать Маркусу, Максвеллу и другим и использовать параметр ш, изменяюпщйся от единицы при Т =0"К до нуля при Г = Ткр, причем энергия конденсации относительно нормального металла равна [c.686]

Уравнение (I) утверждает, что электрическое поле в стационарных условиях внутри сверхпроводника должно быть равно нулю. В односвяз-ном теле этот вывод единственный не может существовать никаких токов в отсутствие внешнего магнитного поля. В многосвязном теле, например в кольце, существуют разные решения, соответствующие различным стационарным токам, текущим по кольцу даже в случае отсутствия внешнего поля. Магнитное по.пе, создающее ток сверхпроводпмостп, самоопре-ляется им. Это справедливо и для тока, текущего в сверхпроводящей проволоке между контактами с нормальным металлом ток создает магнитное поле, которое в свою очередь определяет ток сверхпроводимости в прово- [c.693]

Микроскопические теории. Теория Блоха, которая предполагает, что каждый электрон движется независимо в поле с периодическим потенциалом, обусловленным ионами и некоторой средней плотностью зарядов валентных электронов, дает хорошее качественное и в некоторых случаях количественное объяснение электрических свойств нормальных металлов, но оказывается не в состоянии объяснить сверхпроводимость. В большинстве попыток дать микроскопическую теорию сверхпроводимости учитывались взаимодействия, не входящие в теорию Блоха, а именно корреляция между положениями электронов, обусловленная кулоновским взаимодействием, магнитные взаимодействия между электронами и взаимодействия между электронами и фонопами. Хотя все эти взаимодействия, несомненно, должны учитываться полной Teopneii, изотопический эффект свидетельствует [c.752]

Еще не зная об изотопическом эффекте, Фрелих [15] предложил теорию сверхпроводимости, основанную на электронно-фонопном взаимодействии. Хотя такое взаимодействие уже давно использовалось для объяснения теплового рассеяния электронов и тем самым сопротивления нормальных металлов, однако отчетливого иредставления о том, что оно дает вклад в эне]) [c.754]

ГИЮ, не сущестьовало. Фрслих вычислил энергию взаимодействия с помощью теории возмущений второго порядка. Он показал, что если взаимодействие достаточно велико, то, когда тонкий слой электронов, близких к поверхности Ферми нормального металла, смещается вверх на небольшое расстояние в к-пространстве, энергия при абсолютном нуле уменьшается. Он предположил, что такое оболочечное распределение представляет сверхпроводящее состояние. Детали теории вызывают серьезные сомнения, ибо из критерия сверхпроводимости, а именно из условия, что оболочечное распределение имеет меньшую энергию, чем нормальное, вытекает, что взаимодействие должно быть велико и, следовательно, теория возмущений становится неприменимой. По-видимому, основы теории правильны, однако, чтобы дать надежную картину природы сверхпроводящего состояния, требуются более совершенные математические методы ). Более подробно теория Фре-лиха рассмотрена в п. 42. [c.755]

В случае переменного поля лондоновская область сужается. Это ясно хотя бы из того обстоятельства, что нормальный металл является пип-пардовским, так как в нем А = 0, откуда следует, что лондоновская [c.906]

Это соотношение не содержит Айв точности совпадает с тем, которое нолучаотся из теории аномального скип-эффекта в нормальном металле. Такой результат является естественным. Однако в этом случае мы не можем ограничиться только основным членом. Для того чтобы обнаружить отличие сверхпроводящего состояния от нормального, необходимо учесть также члены следующего порядка. Именно поэтому в формулах (5.17) — (5.19) основное выражение дополнено малым членом, [c.910]

По мере увеличения температуры действительная часть в выражении (5.21) становится малой по сравнению с мнимой. По так как в последнем случае сверхпроводник мало отличается от нормального металла, то мы обязательно получим пиппардовский случай [вспомним, что мнимая часть в (5.21) относится и к этому случаю]. Таким образом, можно считать, что лондоновская область ограничена условием [c.911]

П самой близкой окрестности критической температуры А становится малым и возникают случаи со < А < Г, со А <С Г и А < со < Г. Но так как все это происходит в очень малой области, то рассмотрение этих случаев, как уже сказано, не нредставляет интереса. Вместо этого мы можем воспользоваться тем, что, хотя при А < (о < Т формула (5.14) неоправ-дана, она тем не менее дает правильное предельное значение, соответствующее нормальному металлу. Таким образом, эта формула [хотя, конечно, не (5.35)] в области Г > со > А может рассматриваться как интерполяционная. [c.913]

Эффект блтпости — явления, происходящие на границе нормального и сверхпроводящего металла, обусловливающие проникно1 е П1е сверхпроводяще фазь в глубь нормального металла. [c.289]

Большинство сверхпроводящих сплавов относится к так называемым сверхпроводникам II рода, в которых возможно сосуществование сверхпроводимости и магнитного поля (фаза Шубникова). Магнитное поле вызывает появление в объеме таких сверхпроводников тонких нитей нормального металла (вихрей Абрикосова) с характерным размером Х, каждая из которых несет квант магнитного потока Фо = й с/2е, где й—постоянная Планка, с — скорость света, е — заряд электрона. В связи с тем, что в сверхпроводниках II рода нет полного эффекта Мейснера, в них сверхпроводимость существует при гораздо более высоких значениях напряженности магнитных полей Нс2. [c.448]

Кроме туннельных структур джоаефсоновские контакты могут представлять собой т. н. слабосвязанные сверхпроводники, т. е. два сверхпроводника, соединённых узким и коротким сверхпроводящим илн нормальным мостиком , тонкой прослойкой нормального металла либо с помои ью точечного контакта. Аналог нестационарного Д. э. наблюдается также в очень узких однородных сверхпроводящих проволочках, где джозефсоновская генерация возникает при пропускании достаточно большого тока. Совокупность явлений, связанных с Д. э. в разл. системах, посит назв. слабой сверхпроводимости [5,6,7]. [c.603]

Для одного нарамагн. иона (кондо-прпмеси) амплитуда g резонанса пренебрежимо мала по сравнению с плотностью состояпий go(S) в нормальных металлах. Однако в системах, содержащих магн. ионы в каждой элементарной ячейке, она может возрасти в раз (на 1 моль, Nj[ — Авогадро постоянная). Для реализации соотношении р) необходимо подавить прямое и косвенное обменные взаимодействия локализованных спинов j) электронов друг с другом, т. к. оно приводит к магн. фа.човому переходу и замо раживанию спинов в состояниях с той или иной фиксированной проекцией, что делает невозможным локаль- [c.439]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...