Во время своих ранних исследований Оннес обнаружил, что сверхпроводящее состояние можно разрушать обратимым образом, пропуская через проволоку сильный ток. Вскоре стало ясно, что причиной возвращения к нормальной проводимости служит магнитное поле, возникающее при протекании тока. Сверхпроводимость может существовать только, если внешнее магнитное поле не превышает некоторого критического значения #с величина которого изменяется от некоторого максимального значения Н0 при Г=0 до нуля при критической температуре. Для многих сверхпроводников эта зависимость приближенно описывается формулой НС = Н0[1-(Т/ТСП (3.191) которую часто называют законом Тайна (1924 г., 1929 г.) (Tuyn's law). Зависимость (3.191) представлена сплошной 332 Гл. 3. Электроны в металлах £ Ц08 ЧР ♦ **Щ % |0» 1 ^. |-^ 1 ^\ \> v> Формула {Ш) \о V 1 V 1 i 1 1 л О Z 4 6 S Рис. 3.70. Температурная зависимость магнитного поля, необходимого для разрушения сверхпроводимости в свинце (Гс=7,19 К,Во=0,0803 Тл). Кружками обозначены экспериментальные точки [ Decker D. et al.— Phys. Rev, 112, 1888 (1958)]. Сплошная кривая соответствует закону Тайна (3.191). Отклонение экспериментальных точек от этой зависимости показано в увеличенном масштабе на рис. 3.71. 0,Z Gfr 0,6 0,8 1,0 (т/тс)2 Рис. 3.71. Представленное в крупном масштабе расхождение между законом Тайна (3.191) и результатами экспериментального определения температурной зависимости критического магнитного поля. Для свинца изображено расхождение между сплошной кривой и экспериментальными точками на рис. 3.70. Заметим, что расхождение может иметь любой знак, однако отрицательное отклонение, которое наблюдается в случае индия, лучше согласуется с теорией БКШ [Bardeen /., Schrieffer /. R.— Progr. Low. Temp. Phys, 3, 170 (1961)]. кривой на рис. 3.70 вместе с экспериментальными данными для свинца, которые удовлетворительно согласуются с кривой. [Поскольку магнитные поля обычно указываются в литературе не в А/м, а в гауссах, эрстедах или теслах, представляется удобным на рис. 3.70 и нескольких следующих рисунках и формулах описывать критическое состояние через критическую индукцию Вс=\1оНс (Тл), а не через напряженность приложенного поля Нс (А/м).] Однако данные для свинца на рис. 3.70 не совсем точно следуют закону Тайна. Это расхождение наглядно видно из рис. 3.71 благодаря выбору координат. На этом рисунке приведены также для сравнения данные для ртути и индия. Кривые показывают, что для более точного описания зависимости #с от Т необходимо представить ее в виде полинома. На рис. 3.71 использованы безразмерные переменные: магнитное поле в единицах #0, а температура в единицах Тс. Эти и другие безразмерные переменные часто используются присрав- 3.6. Сверхпроводимость 333 Победение сберх- 2pt („мягких") 0,5 (О 2 J /О Температура переа:ода £, К Рис. 3.72. Критическая магнитная индукция Во, разрушающая сверхпроводящее состояние при Г=0, представленная как функция Гс для элементарных сверхпроводников (Lynton). нении данных для различных металлов. Многие свойства сверхпроводящего состояния были систематизированы с помощью безразмерных систем координат еще до появления микроскопической теории явления. Критическое поле при нулевой температуре (Я0 или В0) обычно больше для материалов с высокой критической температурой, однако, как можно видеть из рис. 3.72, результаты для различных элементов отличаются значительным разбросом. Этот разброс становится гораздо меньше, если разделить сверхпроводники на две группы в соответствии с кривыми их диамагнитного отклика и отнести линейную зависимость, изображенную на рис. 3.72, только к «мягким» сверхпроводникам, или сверхпроводникам I рода. Эго те сверхпроводящие элементы, которые находятся в группе клеток, расположенной в правой части периодической таблицы элементов; именно эти сверхпроводники наиболее удовлетворительно описываются теорией. «Жесткие» сверхпроводники, или сверхпроводники II рода, к которым относятся группы переходных металлов и актинидов, а также большая часть сверхпроводящих соединений, имеют более сложную структуру, что отражается на их 334 Гл. 3. Электроны в металлах Рис. 3.73. Иллюстрация различия между воображаемым «идеальным проводником» (вверху) и реальным сверхпроводником (внизу). Как показано Мейсс- нером и Оксенфельдом (1933 г.), сверхпроводник выталкивает магнитный поток из своей внутренней области. магнитных свойствах. Прежде чем обсуждать разницу в магнитном поведении сверхпроводников I и II рода, следует описать предполагаемое взаимодействие идеального проводника с магнитным полем. Если бы можно было поместить идеальный проводник во внешнее магнитное поле, то силовые линии магнитного потока совсем не проникали бы в образец. Наведенные поверхностные токи противодействовали бы внешнему полю. Однако находящийся в поле нормальный проводник (верхняя левая схема на рис. 3.73), который станет «идеальным проводником», когда на него действует поле, должен вести себя, как показано в центральной верхней схеме, а после удаления внешнего поля (верхняя правая схема) должны возникнуть незатухающие токи, которые замкнут внутренний магнитный поток. Таким образом, конечное состояние охлажденного «идеального» проводника» будет зависеть от предшествовавших ему состояний и переходы не будут обратимыми. 3.6. Сверхпроводимость 335 Другая ситуация имеет место в сверхпроводнике, как было показано Мейснером и Оксенфельдом (1933 г.) путем измерений магнитного поля, окружающего металлическую сферу. Они установили, что состояние сверхпроводника не зависит от действовавшего на него до перехода магнитного поля; при охлаждении металла ниже температуры перехода в сверхпроводящее состояние он выталкивает наружу все магнитные силовые линии. (Если внешнее поле больше Яс, то магнитный поток не выталкивается, потому что тогда металл не станет сверхпроводящим.) Все силовые линии, вытолкнутые из внутренней части металла, должны быть скомпенсированы незатухающим наведенным поверхностным током. Выключение внешнего поля наводит поверхностный ток противоположного направления, который уничтожает первоначальный ток, так что в сверхпроводнике не остается ни поля, ни тока. Благодаря эффекту Мейс- нера, состоящему в выталкивании магнитного потока, переход между сверхпроводящим и нормальным состояниями является обратимым. При обсуждении эффекта Мейснера важно обратить внимание на то, что магнитная индукция В не может существовать во внутренней части образца. В отличие от электрического поля, которое совсем не может проникать в сверхпроводник, магнитное поле может проникать в сверхпроводник на глубину А,, которая обычно имеет порядок 10~8—Ю-7 м. В соответствии с феноменологической теорией электродинамики сверхпроводящего состояния, развитой Г. и Ф. Лондонами (1935 г.), глубина проникновения определяется формулой Х=(те0с2/вЧ)1/2> (3.192) где ns — плотность электронов, находящихся в сверхтекучем состоянии. При нулевой температуре в таком состоянии находятся все электроны, однако по мере приближения температуры к Тс число сверхпроводящих электронов падает до нуля, делая возможным бесконечно глубокое проникновение поля. Измерение глубины проникновения поля показывает, что она изменяется с температурой приблизительно следующим образом 75: (Ш0) = [1 — {TITcy\-V\ (3.193) что соответствует предсказаниям термодинамической модели сверхпроводников, развитой Гортером и Казимиром (1934 г.). 75 Некоторые из самых ранних измерений глубины проникновения поля в сверхпроводник были выполнены Понтиусом [Pontius R. Б— Phyl. Mag., 24, 787 (1937)]. Исследованию температурной зависимости % в олове посвящена работа: Laurmann Е., Shoenberg D.— Proc. Roy. Soc, A198, 560 (1949), 336 Гл. 3. Электроны в металлах [В связи с формулой (3.193) еще раз укажем на удобство использования безразмерных координат при обсуждении явлений, связанных со сверхпроводимостью.]
Ви переглядаєте статтю (реферат): «Сверхпроводимость и магнитные поля» з дисципліни «Фізика твердого тіла»
