НОЯБРЯ 2012, Л11, 12 (теор БКШ, Сверхтекучесть)

ТЕМА Теоретическое объяснение сверхпроводимости – теория Бардина-Купера_Шриффера (БКШ)

Тема 1. Сверхпроводимость – теоретические основы

Микроскопическая теория сверхпроводимости Бардина-Купера-Шрифaера. Куперовские пары и щель в спектре. Высокотемпературная сверхпроводимость.. Применение классических и высокотемпературных сверхпроводников.

Тема 2. Классические и квантовые жидкости

Классические и квантовые ферми- и бозе-жидкости. Бозе-кондесация. Явление и критерий сверхтекучести. Теория сверхтекучести Ландау.

Определение.

Теория БКШ — микроскопическая теория сверхпроводников, являющаяся на сегодняшний день доминирующей. В её основе лежит концепция куперовской пары: коррелированного состояния электронов с противоположными спинами и импульсами. В 1972 году создатели теории были удостоены Нобелевской премии по физике. Одновременно микроскопическая теория сверхпроводимости была построена Н. Н. Боголюбовым с использованием так называемых преобразований Боголюбова, показавшим, что сверхпроводимость можно рассматривать как сверхтекучесть электронного газа.

Электроны вблизи поверхности Ферми могут испытывать эффективное притяжение, взаимодействуя друг с другом посредством фононов. Надо ввести уточнение, притягиваются только те электроны, энергия которых отличается от энергии электронов на поверхности Ферми не более чем на величину, где - Дебаевская частота, остальные электроны не взаимодействуют. Эти электроны объединяются в пары, называемые часто куперовскими. Куперовские пары, в отличие от отдельных электронов, обладают рядом свойств, характерных для бозонов, которые при охлаждении могут переходить в одно квантовое состояние. Можно сказать, что эта особенность позволяет парам двигаться без столкновения с решёткой и оставшимися электронами, то есть без потерь энергии.

В теории БКШ понятие куперовской пары четко не определено и в явном виде не вводится. Куперовская пара хорошо определена лишь в двухчастичной задаче Купера, которая считается вспомогательной для построения многочастичной теории БКШ.

1.Микроскопический механизм сверхпроводимости (качественный подход)

Согласно теории БКШ причина возникновения сверхпроводящего состояния состоит в тенденции электронов к объединению в пары достаточно большого размера. Говорят, что при переходе в сверхпроводящее состояние происходит куперовское спаривание.

Состояние с наинизшей энергией (основное состояние) возникает, когда все электроны с импульсами, лежащими в области образуют куперовские пары с противоположно направленным импульсами и спинами (ħ𝜔_D — максимальная (дебаевская) энергия фононов в кристалле). Это состояние часто называют сконденсированным состоянием, поскольку связанные вместе электроны образуют состояние с наинизшей энергией аналогично тому, как атомы газа при конденсации образуют жидкость. Полная энергия взаимодействующих электронных пар постоянна, несмотря на

беспрерывное изменение их импульсов. Оказаться на самом низком энергетическом уровне (т. е., как говорят, образовать бозе-конденсат) могут не все электронные пары, которые являются бо зе-частицами. Часть таких бозе- частиц из-за взаимодействия между собой должны образовать систему надконденсатных частиц. Однако и конденсатные, и надконденсатные частицы все вместе образуют коллектив сверхпроводящих электронов, как показано на Рис. 1.

Рис 1. Энергетические уровни для электронных пар, энергетическая щель Δ₀ отделяет область энергетических уровней элементарных возбуждений от уровня основного со-

стояния (уровня конденсации электронных пар).

Образование электронами связанного состояния оказывается возможным только потому, что они взаимодействуют с решеткой кристалла.

Оказывается, что это приводит к некоторому эффективному взаимодействию между электронами.

Как это происходит?

Кванты колебаний кристаллической решетки — фононы — характеризуются волновым вектором q и энергией ħ𝜔_q.

Рассмотрим металл при Т = 0. Ясно, что никаких фононов при абсолютном нуле температур нет, а тогда как же происходит взаимодействие между электронами через фононы?

Свободный электрон металла с волновым вектором k1 распространяется по кристаллу. В какой-то момент времени он возбудил колебания решетки.

Иначе это можно сказать так: в какой-то момент времени электрон испустил фонон (которого до этого времени не существовало) и перешел в какое-то другое состояние Волновой вектор рожденного фонона пусть будет q. При этом должен выполняться закон сохранения импульса

(1)

Испущенный фонон может поглотиться другим электроном в состоянии к2, который в результате такого столкновения перейдет в состояние.

ВНИМАНИЕ!!!

Что же получилось?

Сначала были два электрона в состояниях ki и к2, а в результате эти электроны оказались в состояниях и.

Это можно трактовать как рассеяние электронов друг на друге, причем выполняется закон сохранения импульса

(2)

Но такое рассеяние двух частиц может происходить только в том случае, если они взаимодействуют.

Это же можно сказать другими словами: аналогично тому, как происходит ядерное взаимодействие нуклонов за счет обмена виртуальными π-мезонами, происходит и взаимодействие электронов в твердом теле за счет испускания одним электроном виртуального фонона (квантовой механикой разрешается такое изменение его энергии на время, определяемое соотношением неопределенностей) и затем его поглощения другим электроном.

Обратимся теперь к вопросу о знаке этого взаимодействия. В момент, когда электрон переходит из состояния k1 в состояние, возникает колебание электронной плотности с частотой, где – соответственно энергии электрона в состояниях k1 в состояние.

Предположим, что в результате такого колебания электронной плотности в данном месте произошло локальное увеличение плотности электронов. Ионы начнут притягиваться к этому месту и, обладая большой массой, даже после того, как скомпенсируют избыток электронов, будут продолжать свое первоначальное

движение и произойдет перекомпенсация. Теперь в этом месте появился уже избыточный положительный заряд. Тогда вторая частица с импульсом к2 начинает притягиваться к этому месту с перекомпенсированным локальным увеличением электронной плотности.

Принято говорить, что под действием отрицательного заряда решетка поляризуется. Так возникает эффективное притяжение между электронами с импульсами k1 и k2.

Грубая механическая аналогия для притяжения электронов в куперовской паре:

Упругую деформирующуюся решетку атомных остовов заменим упругой мембраной, например, натянутой тонкой резиновой пленкой, и на мембрану положим два шарика. Каждый шарик,

если он достаточно удален от другого, своим весом деформирует мембрану, как это показано на Рис. 2 а. Если поместить шарики поближе, то они скатываются в одну ямку (Рис. 2 б), что соответствует минимуму общей энергии. Таким образом, упругая мембрана за счет своей деформации обеспечивает взаимодействие шариков, которое приводит к связанному состоянию. Эта модель лишь наглядно показывает, что притягива-

ющее взаимодействие может реализоваться благодаря упругим искажениям.

Рисунок 2. Сближение шариков за счет деформации мембраны.

Конечно, реальная ситуация с электроном в кристаллической решетке является динамической.

Почему конденсат электронных пар «течет» по кристаллической решетке, не встречая никакого трения, можно легко объяснить с точки зрения волновой модели.

Поскольку импульсы электронов в паре равны по модулю и направлены противоположно, скорость движения пары как целого практически равна нулю. Согласно соотношению де Бройля это означает, что паре соответствует волна сколь угодной большой длины. По сравнению с ней все неоднородности и детали структуры решетки несоизмеримо малы, и ими полностью можно пренебречь. Поэтому решетка металла в сверхпроводящем состоянии становится более прозрачной для электронных волн, чем самое прозрачное стекло для световых волн.

Можно это выразить и по-другому. Любое неожиданное локальное изменение скорости частиц в силу когерентности движения (волновая функция едина для всего ансамбля) не может изменить макроскопического движения.

1.1. Энергетическая щель

Модель электронных пар позволяет качественно понять, почему сверхпроводимость появляется лишь ниже определенной температуры: при тепловое движение разрушает электронные пары. По теории БКШ

(3)

Итак, установление парных корреляций между электронами при температурах ниже Тс приводит к понижению их энергии и образованию в спектре электронных возбуждений энергетической щели Δ.

Экспериментальное подтверждение наличия и величины энергети щели

Энергетическая щель в сверхпроводнике непосредственно наблюдается на опыте. При этом не только обнаруживается существование щели в спектре, что само по себе является подтверждением правильности основного положения теории сверхпроводимости, но и измеряется ее величина.

Среди этих экспериментов прежде всего следует отметить измерения, связанные с наблюдением туннельного эффекта. В опытах исследовался переход электронов через тонкий непроводящий слой толщиной ~ 10 А, разделяющий нормальную и сверхпроводящую пленки. При наличии потенциального барьера, а роль барьера в рассматриваемом случае играет диэлектрический слой, имеется конечная вероятность прохождения электронов

через барьер. При этом возникает туннельный электрический ток. Вероятность прохождения отлична от нуля, если электрон попадает в разрешенное состояние, обладающее той же или меньшей, по сравнению с начальной, энергией. На Рис. 3 слева схематически изображен туннельный контакт сверхпроводник-нормальный металл (s-n), справа — вольтамперная характеристика (s-n)-контакта.

В нормальном металле заполнены все уровни энергии вплоть до максимальной — Еф, в сверхпроводящем — до (Еф — Δ). Появление туннельного тока при этом невозможно. Наличие энергетической щели в сверхпроводнике приводит, как видно из Рис. 3, к отсутствию соответствующих состояний, между которыми как раз и происходил бы туннельный переход.

Для того чтобы переход мог произойти, необходимо поместить систему во внешнее электрическое поле. В поле вся картина уровней смещается. Эффект становится возможным, если приложенное внешнее напря

Рис. 4. Туннельный контакт (слева); ВАХ туннельного контакта (справа), пунктирная линия соответствует контакту двух нормальных металлов). Видно, что туннельный ток появляется

только при конечном напряжении, когда величина eU равна энергетической щели.

При более высоких значениях напряжения кривая все более приближается к зависимости, характеризующей туннельный переход между двумя нормальными металлами.

Отсутствие туннельного тока при сколь угодно малом напряжении является опытным доказательством наличия энергетической щели в энергетическом спектре сверхпроводника.

Сама величина щели может быть измерена с помощью вольтметра, соответствует тому минимальному напряжению, при

котором появляется туннельный ток, и хорошо соответствует предсказаниям теории.

1.2. Критическое магнитное поле

Основываясь на описанной картине возникновения куперовских пар в СП состоянии, легко оценить и величину критического поля

Нс для сверхпроводников первого рода. Сверхпроводимость разрушается, когда магнитная энергия W_M= сравнивается с выигрышем энергии, обусловленным образованием пар. До этого критического поля сверхпроводнику было выгодно совершить работу по выталкиванию поля из объема, т. к. он выигрывал большую энергию (энергию спаривания). Поскольку энергия пары равна, причем пары образуются из электронов, расположенных в слое порядка возле уровня Ферми Еф, то энергия конденсации Ws на единицу объема примерно равна

(4)

где n~1/а³ – концентрация электронов, а – параметр решетки.

В результате

(5)

Так как при протекании тока по проводнику всегда возникает магнитное поле, то, когда его величина становится равной критическому значению, сверхпроводимость разрушается. Это, в частности, накладывает принципиальное ограничение на величину магнитного поля, которое можно получить в сверхпроводящем соленоиде.

Наличие критической плотности тока в сверхпроводнике можно понять и с точки зрения куперовских пар: сверхпроводящее состояние разрушится, когда увеличение кинетической энергии электронной пары окажется больше, чем ее энергия связи, т. е. 2.

Оценки показывают, что критическая плотность тока составляет примерно 10¹¹ А/м2.

Формула (3) описывает величину энергетической щели в спектре возбужденных состояний электронов при Т = 0 К, а при критической температуре величина щели обращается в нуль, т. е. она является температурно-зависящей величиной. Соответственно с увеличением температуры понижается и величина критической плотности сверхпроводящего тока.

Температурная зависимость энергетической щели определяется выражением

(6)

где – величина щели при нулевой температуре.

Уменьшение энергетической щели с повышением температуры легко понять. Для разрыва пары и создания двух элементарных возбуждений требуется затратить энергию 2. Если температура сверхпроводника Т такова, что к_вТ ~ 2, то ясно, что уже много электронных пар будет разорвано под влиянием теплового воздействия и соответственно в k-пространстве будет уже много ячеек заполнено элементарными возбуждениями (можно сказать

нормальными электронами, или неспаренными электронами — все это разные названия одного и того же физического объекта). Но это значит, что эти состояния в k-пространстве уже не будут участвовать во взаимных переходах пар и, соответственно, не будут участвовать в общем понижении энергии сверхпроводника, т. е. энергия сверхпроводника повысится. Эти же состояния, очевидно, не будут теперь участвовать и в формировании щели. Отсюда следует, что чем больше будет разорванных пар, тем больше элементарных возбуждений и тем меньше щель.

2. Длина когерентности

Кроме лондоновской глубины проникновения λ_L, которая является мерой затухания магнитного поля внутри сверхпроводника, имеется еще один параметр длины, характеризующий сверхпроводник, — длина когерентности.

Плотность сверхпроводящих электронов ns не может изменяться скачком, а может изменяться заметным образом лишь на расстоянии которое он и назвал длиной когерентности.

Смысл длины когерентности состоит в том, что любые возмущения, возникшие в какой-либо точке сверхпроводника, обязательно сказываются на свойствах сверхпроводящих электронов, находящихся на расстоянии порядка или меньше ξ от этой точки. Иначе говоря, длина когерентности определяет характерный масштаб, на котором «залечиваются» нарушения сверхпроводящего состояния.

Фактически длина когерентности определяет «характерный» размер куперовской пары, ибо средняя протяженность ξ куперовской пары есть мера расстояния, на котором эффективно притяжение между электронами с образованием куперовской пары — электронов с противоположными импульсами и спинами. Возникновение связанного состояния двух электронов за счет

обмена фононами (энергия связи порядка величины щели) приводит к неопределенности в кинетической энергии пары

(5)

расстояния, на котором эффективно притяжение между электронами с образованием куперовской пары — электронов с противоположными импульсами и спинами. Возникновение связанного состояния двух электронов за счет обмена фононами (энергия связи порядка величины щели А) приводит к неопределенности в кинетической энергии пары Но по соотношению неопределенностей

(6)

т. е. квантовая неопределенность в расстоянии между электронами в паре равна

(7)

Конечно, нельзя буквально понимать, что ξ — это размер куперовской пары. Длина когерентности означает, что на расстояниях порядка ξ движение электронов происходит коррелированно, что отражает возникновение связанного состояния электронов, то есть образование куперовских пар. Со-

стояние электронов в металле непрерывно меняется, и поэтому постоянно меняются наборы пар. В то же время, если состояние одного из электронов, входящих в пару, меняется под действием какой-либо силы (например, под влиянием магнитного поля), то это изменение сразу же скажется на поведении другого электрона.

Используя выражение для длины когерентности (7), легко показать, что в энергию конденсации вносит преимущественно вклад лишь небольшая часть электронов. Действительно, так как пара электронов ограничена размером, то импульс пары не может быть точно равен нулю, а в соответствии с принципом неопределенностей он порядка. Следовательно, кинетическая энергия пары порядка

(8)

Мы видим, что в среднем каждый сверхпроводящий электрон вносит в энергию конденсации лишь Δ/ Еф часть от энергии щели. Можно сказать, что обычное фермиевское распределение для сверхпроводящих электронов при Т = 0 К искажается лишь в слое толщиной порядка Δ/ Еф.

10.5. Энергия границы между фазами

При анализе поведения любой физической системы необходимо помнить, что все системы стремятся перейти в состояние с наименьшей энергией. В случае сверхпроводящих металлов существует взаимодействие электронов и решетки, которое делает энергию сверхпроводящего состояния более низкой, чем энергия нормального состояния, если температура достаточно низка. Поскольку система всегда стремится перейти в состояние с наименьшей энергией, металл становится сверхпроводящим при достижении некоторой температуры перехода. При дальнейшем понижении температуры разница между энергиями нормального и сверхпроводящего состояния увеличивается. Если при некоторой температуре ниже температуры перехода включить внешнее магнитное поле, то сверхпроводник вытолкнет это поле. На это требуется энергия, которую должен дать сам сверхпроводник. Энергия здесь выступает в форме кинетической энергии движения электронов, образующих, согласно эффекту Мейсснера, поверхностные токи. При увеличении силы поля энергия, требуемая сверхпроводнику для его выталкивания, также увеличивается, так что при критическом значении поля Нс энергия

сверхпроводящего состояния оказывается уже выше, чем соответствующая энергия нормального состояния. В этом случае сверхпроводник вынужден вернуться в нормальное состояние.

Рассмотрим сверхпроводящую область, прилегающую к нормальной. На границе не может быть резкого перехода от полностью нормального к полностью сверхпроводящему состоянию. Магнитный поток проникает на расстояние Δ вглубь сверхпроводящей области, и в соответствии с концепцией когерентности, в сверхпроводящей области число сверхпроводящих электронов ns на единицу объема медленно повышается на расстоянии, примерно равном длине когерентности ξ. Теперь рассмотрим свободную энергию на границе. Если граница стабильна, то сверхпроводящие и нормальные электроны должны находиться в равновесии, т. е. их свободные энергии на единицу объема должны быть одинаковы. Свободная энергия сверхпроводящей области Fs меняется относительно свободной энергии нормальной области Fn в результате двух обстоятельств. Благодаря наличию упорядоченных сверхпроводящих электронов плотность свободной энергии сверхпроводящего состояния понижа

ется на величину и, кроме того, поскольку сверхпроводящая область обладает намагниченностью, уничтожающей внутренний магнитный поток, существует положительный «магнитный» вклад в плотность ее свободной энергии, равный. При равновесии, так что внутри сверхпроводящей области оба вклада уничтожаются и плотность свободной энергии такая же, как в прилегающей нормальной области.

Однако на самой границе степень упорядочения (т. е. число ns сверхпроводящих электронов) повышается постепенно на расстоянии, определяемом длиной когерентности ξ, поэтому спад свободной энергии, связанный с увеличением упорядоченных электронов, происходит на том же расстоянии.

С другой стороны, «магнитный» вклад в свободную энергию возрастает на расстоянии порядка глубины проникновения λ. Вообще говоря, ξ не равно λ, так что оба вклада не обращаются в ноль вблизи границы. Если (как на рис. 5 а) длина когерентности больше глубины проникновения, полная плотность свободной энергии вблизи границы возрастает; это значит, что существует положительная поверхностная энергия (рис. 5 а внизу).

Как легко видеть из рис. 5, значение этой поверхностной энергии равно приблизительно на единицу площади поверхности. Это становится очевидным, если заменить две кривые на рис. 5 а прямоугольниками, в которых плотность магнитного потока и ns резко изменяются на расстояниях соответственно λ и ξ от края нормальной области.

Признак сверхпроводников 1 рода

Именно такое соотношение между длиной когерентности и лондоновской длиной (ξ > λ_L) имеет место в сверхпроводниках I рода, которые мы до сих пор рассматривали.

Признак сверхпроводников 2 рода

Однако, если имеет место обратное соотношение между λ и ξ, (ξ < λ_L) то поверхностная энергия будет отрицательна, как это показано в нижней части рис. 5 б, и в этом случае сверхпроводник будет принадлежать к сверхпроводникам II рода.

К сверхпроводникам второго рода относятся сплавы обычных сверхпроводников (таких, как свинец, олово ртуть), очень тонкие сверхпроводящие пленки и сверхпроводники типа ниобия, которые имеют значительно более высокие температуры перехода, чем

обычные сверхпроводники. К сверхпроводникам II рода относятся и высокотемпературные сверхпроводники.

Рис. 5. Свободная энергия на границе нормальной и сверхпроводящей областей сверхпроводника (Изменение свободная энергия сверхпроводящей области - Fs относительно свободной энергии нормальной области Fn). a– сверхпроводник 1 рода, б – сверхпроводник второго рода

Изменение свободная энергия сверхпроводящей области - Fs относительно свободной энергии нормальной области Fn

Следует иметь в виду, что практически любой сверхпроводник I рода можно превратить в сверхпроводник II рода введением примесей, дислокаций или каких-либо иных дефектов решетки.

Если эти дефекты распределены однородно, так что в сверхпроводнике не образуется макроскопических участков с различающимися свойствами, то вся роль дефектов сводится к нарушению пространственной корреляции электронов. Это же замечание относится и к сверхпроводникам II рода, сверхпроводящие характеристики которых сильно зависят от чистоты материала, степени и характера обработки.

Отчетливо видно, что образование фазовой границы между нормальной и сверхпроводящей областями при ξ<λ_L сопровождается выигрышем энергии. Сверхпроводник, обладающий таким свойством, должен иметь минимум свободной энергии, когда в нем содержится максимальное количество меж-

фазных границ.

Иными словами, конфигурация нормальных областей, проходящих через сверхпроводящий материал, должна быть такой, чтобы отношение поверхности нормального материала к его объему была максимально. В этом случае получается совершенно новое, так называемое сметанное состояние, характерное для сверхпроводников II рода.

10.6. Вихревая структура сверхпроводников II рода

Явление частичного проникновения магнитного потока в сверхпроводник было обнаружено Л.В. Шубниковым в 1937 г. Теперь нам понятно, почему возможно такое поведение сверхпроводника в магнитном поле: сверхпроводнику с отрицательной поверхностной энергией выгодно в определенном

интервале полей перейти в смешанное состояние — частично «пропуская» через себя магнитный поток, сверхпроводник проигрывает в энергии конденсации, но больше выигрывает в уменьшении энергии, необходимой для выталкивания поля из объема, и тем самым сверхпроводящее состояние может существовать при более высоких значениях магнитных полей.

Поскольку любое отличное от нуля магнитное поле обусловливает протекание в сверхпроводнике незатухающего сверхпроводящего тока, то в смешанном состоянии токи текут и в толще сверхпроводника. Разумеется, эти токи должны быть замкнутыми, так как только тогда состояние будет стационарным.

В 1952 г. А.А. Абрикосов показал, что в сверхпроводниках второго рода наблюдается качественно отличная от сверхпроводников I рода картина разрушения сверхпроводимости магнитным полем. Им было показано, что в присутствии сильного магнитного поля состоянием с наименьшей энергией является состояние с электронными вихрями. Согласно теории Абрикосова, вихрь в самом простом случае представляет собой цилиндрическую трубку нормального металла очень малого радиуса (порядка 10^-7 м), через которую магнитный поток может проникать внутрь сверхпроводника. Магнитное поле поддерживается в вихре электрическими токами, которые текут вокруг сердцевины трубки. Поскольку такой вихрь представляет собой по существу цилиндрическое отверстие в сверхпроводнике, магнитный поток через такое отверстие должен квантоваться совершенно так же, как поток через кольцо или полый цилиндр. Каждому вихрю энергетически выгодно содержать только один квант магнитного потока, ибо при этом обеспечивается максимальное отношение поверхности к объему.

На рис. 6 схематично показано распределение плотности (куперовских пар ns), (магнитного поля В) и (плотности сверхпроводящего тока js) по поперечному сечению вихревой нити.

Рисунок 6. Р аспределение плотности (куперовских пар ns), (магнитного поля В) и (плотности сверхпроводящего тока js) по поперечному сечению вихревой нити.

Сердцевина вихря — ее называют часто кором — нормальная, ее размер оценивается как характерный масштаб, на котором восстанавливается сверхпроводимость, т. е. равен длине когерентности ξ, а вокруг этого кора текут сверхпроводящие токи, экранирующие поле в толще сверхпроводника.

Рис. 7 Структура сверхпроводника 2 рода (смешенное состояние)

Согласно полученному Абрикосовым решению, вихри образуют регулярную решетку. Наименьшей энтальпией обладает распределение квантов потока по углам равносторонних треугольников.

Магнитное поле и сверхпроводящие круговые токи показаны только для двух вихревых нитей. Тонкой линией показан один из элементов треугольной структуры.

Предсказанная А.А. Абрикосовым структура смешанного состояния была впоследствии экспериментально подтверждена как с помощью упругого рассеяния нейтронов, так и непосредственно техникой декорирования с помощью мельчайших частичек ферромагнитного порошка, концентрирующихся вблизи вихрей (фотография вихревой структуры приведена на рис. 8). Исследовалась фольга из сверхпроводящего соединения Pb_0,98In_0,2 помещенная в поле 80 Гс, направленное перпендикулярно поверхности. Расстояние между соседними вихрями составляет примерно 0,5 мкм.

Рис. 8 Фотография вихревой структуры сверхпроводника 2 рода.

10.7. Первое и второе критические поля

Оценим величины первого и второго критического поля, т. е. то внешнее поле Нс, при котором впервые становится энергетически выгодным существование вихря внутри сверхпроводника II рода, и то поле НС2, при котором полностью исчезает сверхпроводимость у этих сверхпроводников.

Первое критическое поле означает, что магнитный поток через вихрь достигает величины кванта потока. Так как характерный размер, занимаемый магнитным полем, определяется лондоновской длиной, то получается следующее условие

Фо

Bci • тгА «Фо, откуда ВсХ

тгА2*

A0.28)

По мере увеличения магнитного поля количество вихрей растет, а расстояние между ними уменьшается, и когда оно становится равным размеру нормального кора вихря, т. е. длине когерентности, все вихри перекрываются своими нормальными сердцевинами, и сверхпроводимость исчезает. Это поле называется вторым критическим полем и его нетрудно оценить из приведенных рассуждений, как

Вс2 -тг^2 «Фо, A0.29)

или

ВС2 «-^- A0.30)

Температурная зависимость Вс и В& такая же, как ж Вс — см. формулу A0.1). Это означает, что температурные зависимости Аи(одинаковы и имеют вблизи Тс вид

А ос (Тс - Г)/2,? ос (Тс - Г)/2. A0.31)

Теперь мы можем подробно рассмотреть магнитные свойства сверхпроводников. Обратимся вначале к поведению сверхпроводника I рода в магнитном поле. Пусть образец представляет собой длинный цилиндр, помещенный в продольное внешнее магнитное поле На. С увеличением поля На индукция внутри сверхпроводника не будет изменяться, она останется равной В = 0.

Поэтому кривая намагничивания В = В(На) будет иметь вид, изображенный на рис. 10.16 а. Когда внешнее поле На станет равным критическому i7c, сверхпроводимость разрушится, поле проникнет в сверхпроводник и В станет равным /ioHc. Часто кривую намагничивания строят в виде зависимости -I от На.

Рис. 9 (10.16)

В приложенном магнитном поле с напряженностью На< Нс сверхпроводник II рода (рис. 10.16 б) ведет себя точно так же, как сверхпроводник I рода (рис. 10.16 а), обнаруживая идеальный диамагнетизм и намагниченность, равную (—/). Когда напряженность приложенного поля достигает Нс, на поверхности возникают нормальные сердцевины с окружающими их вихрями, которые распространяются по всему материалу. Пронизывающий вихри магнитный поток по направлению совпадает с потоком, создаваемым внешним магнитным полем, так что поток в материале уже не равен нулю, и величины намагниченности возрастают.

В полях между Нс и НС2 с увеличением напряженности приложенного поля повышается плотность нормальных сердцевин, поэтому средняя плотность потока в материале возрастает, а величина намагниченности плавно падает с увеличением На. Выше Н& сверхпроводник находится в нормальном состоянии с равной нулю намагниченностью.

10.8. Высокотемпературные сверхпроводники

Как указывалось в начале этой главы, в настоящее время к высокотемпературным сверхпроводникам (ВТСП) относятся соединения, основанные на оксидах меди и имеющие температуру сверхпроводящего перехода в области азотных температур. Сейчас известно более двух десятков ВТСП соединений, которые являются купратами различных металлов, и они по названию основного металла соответственно называются иттриевыми ВТСП (например, YВа₂Сu_зО_7-X; Tс— 90 К), висмутовыми (Bi₂Sr₂CaCu₂O₈, Тс~95 К),

таллиевыми (Tl₂Ba₂CaCu2O₈, Тс~110К), ртутными (HgBa₂CaCu₂O₆, Тс~ 125 К).

Высокотемпературные сверхпроводники являются типичными представителями сверхпроводников II рода с очень большим отношением лондоновской длины к длине когерентности — порядка нескольких сотен. Поэтому второе критическое магнитное поле НС2 имеет очень высокое значение, в частности у Bi 2212 (так для краткости указывают ВТСП-материалы; цифры обозначают стехиометрические индексы составляющих их компонентов) оно составляет примерно 400 Тл, а Нс1 равно нескольким сотням эрстед (1Э=10^-4 Тл). В табл. приведены параметры некоторых типичных представителей купратных семейств.

Таблица Параметры ВТСП-материалов

В монокристаллах высокотемпературных сверхпроводников в магнитных полях больших Нс наблюдается регулярная вихревая структура, подобная ранее обнаруженной в традиционных сверхпроводниках II рода. В состав оксидных сверхпроводников входит обычно 4-5 различных сортов атомов, а в элементарную кристаллографическую ячейку до 20 атомов. Практически все ВТСП обладают слоистой структурой типа перовскита с плоскостями из атомов Си и О. (рис. 10.17). Существенную роль в сверхпроводимости играет наличие кислорода. Атомы кислорода могут занимать две различные позиции: в плоскостях СuО₂ (эти позиции сейчас обозначаются как 03) и в цепочках СuО (O1) (рис. 10.17). Химическая связь атомов кислорода в цепочках невелика и

при термической обработке они могут выходить из кристалла, а в цепочках образуются вакансии (дырки), что сопровождается структурными превращениями. Так полному заполнению кислородом медных цепочек в иттриевом купрате (х=7) соответствует орторомбическая структура, а в случае отсутствия атомов 01 решетка имеет тетрагональную структуру (х = 6).

Рис. 10.17 Рис. 10.18

Рис. 10.17 Структура ВТСП YBa₂Cu₃O_7-x (система YBaCuO)

Рис. 10.18 Зависимость Тс от содержания кислорода х в иттриевых купратах

Результаты многочисленных экспериментов подтверждают предположение, что плоскости с кислородом являются основным объектом в кристаллографической решетке, которые ответственны как за проводимость этих оксидных соединений, так и за возникновение в них сверхпроводимости при высоких температурах.

Мы рассмотрели физические свойства монокристаллических ВТСП. Исторически первые ВТСП были получены спеканием соответствующих химических компонентов с последующим отжигом в атмосфере кислорода. В результате получается керамический сплав, состоящий из спекшихся сверхпроводящих гранул. Поэтому такие ВТСП называют керамическими или гранулярными. Характерный размер гранул обычно составляет = 10 мкм.

Первые эксперименты проводились именно на таких керамических образцах, и лишь потом научились выращивать монокристаллические образцы, что до сих пор является довольно трудной технологической задачей. Следует отметить, что гранулярные сверхпроводники обладают новыми интересными физическими свойствами, в принципе невозможными в классиче-

ских негранулярных низкотемпературных сверхпроводниках. Практически все прикладные исследования, о которых пойдет речь в следующем параграфе, проводятся именно на основе керамических образцов.

10.9. Применения сверхпроводимости

Вопросы различных применений сверхпроводимости стали обсуждаться практически сразу же после открытия этого поразительного явления.

Сильные магнитные поля, энергетика

Еще Камерлинг-Оннес считал, что с помощью сверхпроводников можно экономичным образом создавать сильные магнитные поля. Однако реально использование сверхпроводимости началось лишь в конце 50-х — начале 60-х гг. В настоящее время уже работают сверхпроводящие магниты практически любых размеров и любой формы. Они вышли за рамки чисто научных исследований, и сегодня их широко используют в лабораторной практике, в ускорительной технике, медицинских томографах, установках для управляемой

термоядерной реакции. С помощью сверхпроводимости стало возможным намного повысить чувствительность многих видов измерений. Сверхпроводимость стала не только технической дисциплиной, но и отдельной отраслью промышленности. И, конечно, открытие высокотемпературной сверхпроводимости создало предпосылки к более широкому внедрению в повседневную практику различных сверхпроводящих устройств. Ниже мы приведем для иллюстрации лишь несколько примеров.

Наибольшее применение сверхпроводники нашли в настоящее время в области создания сильных магнитных полей. Современная промышленность производит из сверхпроводников II рода разнообразные провода и кабели, используемые для изготовления обмоток магнитов. Преимущества сверхпроводящих магнитов достаточно очевидны. Не говоря даже о возможности получения с помощью сверхпроводников значительно более сильных магнитных полей (сейчас в чисто сверхпроводящих системах достигнуты поля более 20 Тл), чем при использовании железных магнитов, сверхпроводящие магниты являются и более экономичными. Так, например, для поддержания в медном соленоиде с внутренним диаметром 4 см и длиной 10 см поля в 10 Тл необходима электрическая мощность не менее 5100 кВт, которую нужно полностью отвести водой, охлаждающей магнит. Это означает, что через магнит надо прокачивать не менее 1 м3 воды в минуту, а затем ее еще охлаждать в специальном устройстве (градирне). В сверхпроводящем варианте такой объем магнитного поля создается достаточно просто, необходимо лишь создание гелиевого криостата для охлаждения обмоток, что сейчас является довольно простой технической задачей. Следует еще раз отметить, что максимально возможное магнитное поле,

создаваемое сверхпроводящими магнитами, ограничено верхним пределом для плотности тока (критическими токами). Критический ток определяется, как правило, технологией приготовления проводников, а не верхним критическим полем материала.

Изготовить соленоид, создающий в объеме в несколько кубических сантиметров магнитное поле до 10 Тл, сейчас под силу любой лаборатории. Конечно, конструирование магнитов с большим объемом магнитного поля является серьезной инженерной задачей, ибо необходимо грамотно учитывать как всевозможные теплопритоки в криогенную систему, так и механические напряжения, возникающие в обмотке и конструкционных деталях. Так, например, радиальное усилие, возникающее в цилиндрическом соленоиде с внутренним диаметром 0,5 м при поле 5 Тл, составляет около 3 • 10⁶ кг/м2.

Конструкция соленоида должна выдерживать такую нагрузку и в то же время не влиять на магнитное поле. Сверхпроводящие магниты обладают еще одним преимуществом перед обычными — они могут работать в короткозамкнутом режиме, когда поле «заморожено» в объеме, что обеспечивает практически не зависящую от времени стабильность поля. Это свойство чрезвычайно важно при измерениях в веществе ядерного магнитного резонанса, электронного парамагнитного резонанса, в томографах и т. п. В сверхпроводящих соленоидах с большим объемом поля запасенная энергия достаточно большая и в случае перехода катушки в нормальное состояние (например, из-за проникновения газа в откачанный объем криостата либо при превышении критического поля) эта энергия превратится в тепло. Например, при поле 5 Тл в объеме 1 м3 запасенная энергия составляет примерно 10⁷ Дж (около 2,8 кВт-час). Если при переходе в нормальное состояние вся энергия бесконтрольно превратится в тепло, то это может привести, из-за мгновенного превращения жидкого гелия в газ и резкого повышения давления в системе, к полному разрушению магнита. Во избежание таких катастрофических последствий самопроизвольного перехода катушки в нормальное состояние соленоиды, в особенности большие, снабжаются специальными защитными устройствами, предназначенными для быстрого вывода запасенной энергии.

Очень заманчиво попытаться использовать сверхпроводники в электротехнике и энергетике. Ведь в настоящее время потери на джоулево тепло в подводящих проводах оцениваются величиной 30-40 %, т. е. более трети всей производимой энергии тратится даром — на «отопление» Вселенной. Если же передавать электроэнергию по сверхпроводящим проводам с нулевым сопротивлением, то таких потерь не будет вообще. Это все равно, что сразу более чем на треть увеличить выработку электроэнергии. На основе сверхпроводников можно создавать электродвигатели и генераторы с высоким КПД и другими улучшенными рабочими характеристиками. Пионером в области внедрения высокотемпературных сверхпроводников в действующую электросеть стала Дания. С февраля 2001 г. в участок электросети напряжением 30 кВ установлены три куска сверхпроводящего кабе

ля, каждый длиной 30 м. Аналогичные работы ведутся в пригороде Детройта (США).

Если над металлическим кольцом с током поместить сверхпроводящую сферу, то на ее поверхности, в силу эффекта Мейсснера, индуцируется сверхпроводящий ток, что приводит к появлению сил отталкивания между кольцом и сферой, и сфера оказывается висящей над кольцом. Подобный эффект механического отталкивания наблюдается и в том случае, когда над сверхпроводящим кольцом помещается постоянный магнит. Это явление получило название «гроб Магомета», ибо по преданию гроб Магомета висел в пространстве без всякой поддержки. Этот эффект часто используется для демонстраций явления сверхпроводимости

Транспорт

Эффект механического отталкивания используется, в частности, для создания подшипников и опор без трения. Заманчива перспектива использования эффекта механического отталкивания сверхпроводника на транспорте. Речь идет о создании поезда на магнитной подушке, в котором будут полностью отсутствовать потери на трение о колею дороги. Модель такой сверхпроводящей дороги длиной 400 м была создана в Японии еще в 70-х годах —

вагон весом 2 т и размером 4x1,5x0,8м двигался над путепроводом со скоростью 50 км/час. Расчеты показывают, что поезд на магнитной подушке сможет развивать скорость до 500 км/час. Такой поезд будет «зависать» над рельсами на расстоянии 2-3 см, что и даст ему возможность разогнаться до указанных скоростей.

Ускорители

Широко используются в настоящее время сверхпроводящие объемные резонаторы, добротность которых может достигать 5 • 10¹¹. С одной стороны, сверхпроводящие резонаторы, обладая столь высокой добротностью, позволяют получить высокую частотную избирательность. С другой стороны, сверхпроводящие резонаторы широко используются в сверхпроводящих ускорителях, позволяя существенно уменьшить мощность, требуемую для создания ускоряющего электрического поля. Как правило, сверхпроводящие резонаторы изготовляются из свинца либо ниобия.

Применения СКВИДОВ

Измерения

Одно из самых распространенных направлений прикладной сверхпроводимости — использование сверхпроводящих измерителей магнитного потока, так называемых сквидов (это название является аббревиатурой английских слов superconducting quantum interference device — сверхпроводящий квантово-интерференционный прибор), как в научных исследованиях, так и в различных технических областях. Такие устройства регистрируют чрезвычайно слабые магнитные поля — до 10^-18 Тл, поэтому их уже сегодня эффективно используют в медицине и биологии для исследования магнитных полей живых организмов и человека.

В геологии сквиды применяются

для определения изменения силы гравитации в различных точках Земли. Такая информация нужна для поиска полезных ископаемых.

Криоэнергетика и криоэлектроника – Наиболее перспективными направлениями широкого использования высокотемпературных сверхпроводников.

В криоэнергетике уже разработана методика изготовления доста-

точно длинных (длиной порядка 1000 метров) проводов и кабелей на основе висмутовых ВТСП-материалов. Этого достаточно для создания небольших двигателей со сверхпроводящей обмоткой, сверхпроводящих трансформаторов, индуктивностей и т. п. На основе этих материалов уже созданы сверхпроводящие соленоиды, создающие при температуре жидкого азота G7 К) магнитные поля порядка 1 Тл, вполне реально получить поля и в несколько тесла при азотной температуре. С другой стороны, соленоиды на основе ВТСП-материалов позволяют получить высокие значения магнитных полей при гелиевой температуре, так как у этих материалов верхнее критическое поле составляет сотни тесла.

В криоэлектронике уже разработана методика приготовления пленочных ВТСП-сквидов, которые по своим характеристикам ненамного уступают гелиевым аналогам. Освоена методика изготовления совершенных магнитных экранов из ВТСП, в частности, для исследования биомагнитных полей. Из ВТСП созданы антенны, передающие линии, резонаторы, фильтры, смесители частоты и т. д.

Задачи

1. Какой максимальный ток течет по поверхности сверхпроводника I рода, если Hс = 4 • 10⁴ А/м, a λ_L = 0,5 • 10^-7 м?

2. Тантал кристаллизуется в объемно-центрированную кубическую решетку с ребром а = 3А и является сверхпроводником I рода с Тс= 4,4 К. Считая, что каждый атом тантала отдает в зону проводимости один электрон, эффективная масса которого равна массе свободного электрона, оценить из энергетических соображений величину критического магнитного поля Hс при Т~0 К как поля, в котором разрушаются куперовские пары.

2 Длинный цилиндр из сверхпроводника II рода, у которого нижнее критическое поле H_С1 = 400 Э, помещен в магнитное поле H=500 Э, параллельное его образующей, и при этом его намагниченность составила половину того значения, которое было при H=H_С1. Оценить среднее расстояние между вихрями магнитного потока в этом поле.

3 У высокотемпературного сверхпроводника системы YВаСuО верхнее и нижнее критические поля равны В_С1 = 0,1 Тл, а В_С2 = 10² Тл. Оценить глубину проникновения λ и длину когерентности ξ при Т = 0 К.

5. При каком напряжении V начнет течь ток через туннельный переход металл-изолятор-сверхпроводник, если Тс = 92 К, а измерения проводятся при Т << Тс.

Задачи с решением

1. Какой максимальный ток течет по поверхности сверхпроводника I рода, если Hс = 4 • 10⁴ А/м, a λ_L = 0,5 • 10^-7 м?

Решение. Из уравнения Лондонов следует, что поле в сверхпроводник проникает по закону

Согласно уравнению Максвелла (divH=j)

2. Тантал кристаллизуется в объемно-центрированную кубическую решетку с ребром а = 3А и является сверхпроводником I рода с Тс= 4,4 К. Считая, что каждый атом тантала отдает в зону проводимости один электрон, эффективная масса которого равна массе свободного электрона, оценить из энергетических соображений величину критического магнитного поля Hс при Т~0 К как поля, в котором разрушаются куперовские пары.

Решение. Плотность магнитной энергии при В ~ Вс должна быть порядка энергии связи куперовских пар, т. е.

Но

и мы получаем

Отметим, что экспериментальное значение критической индукции магнитного поля у тантала составляет 8,3 • 10^-2 Тл.

3. Длинный цилиндр из сверхпроводника II рода, у которого нижнее критическое поле H_С1 = 400 Э, помещен в магнитное поле H=500 Э, параллельное его образующей, и при этом его намагниченность составила половину того значения, которое было при H=H_С1. Оценить среднее расстояние между вихрями магнитного потока в этом поле.

Решение. При H=H_С1,

При

Плотность вихрей n = В₂/Ф₀, а среднее расстояние между вихрями

4. У высокотемпературного сверхпроводника системы YВаСuО верхнее и нижнее критические поля равны В_С1 = 0,1 Тл, а В_С2 = 10² Тл. Оценить глубину проникновения λ и длину когерентности ξ при Т = 0 К.

Решение.

5. При каком напряжении V начнет течь ток через туннельный переход металл-изолятор-сверхпроводник, если Тс = 92 К, а измерения проводятся при Т << Тс.

Решение. При Т = 0 К в сверхпроводнике в области от (Еф — Δ) до (Еф + Δ) не существует электронных состояний. Щель Δ ~ к_вТс. Поэтому ток через туннельный переход начнет течь при условии eV = Δ. Отсюда V ~ к_вТс/е = 0,8 • 10^-2 В.

Дата добавления: 2014-01-15