Физическая энциклопедия Том 4 - Порохов А.М.
Скачать (прямая ссылка):
Совершенно иное влияние иа С. оказывают примеси парамагн. атомов. Благодаря обменному взаимодействию между спином примеси и спинами электронов, образующих куперовскую пару, рассеяние на такой примеси может привести к переходу пары в триплетиое состояние (когда спии пары равен 1) и, вследствие Паули принципа, к её разрушению. Т. о., введение парамагн. примесей в образец приводит к подавлению С. Прк очень малой концентрации таких примесей ih > 6* 1$ — длина свободного пробега с переворотом спина) уменьшение Tc оказывается обратно пропорциональным Is-
Д
Когда кон-ция парамагн. Примесей достигает иек-рого критич. значения гкр н It становится порядка Ї (скр "-' неск. атомных %), Tc обращается в нуль (исключение составляют магнитные сверхпроводники).
При введении в сверхпроводник парамагн. примеси энергетич. щель Д в спектре электронов обращается в нуль несколько раньше, чем Тс> прн кои-ции
0,915 Cltp. Э узком диапазоне кои-ций 0,915 скр<
Рис. 8. Зависимость одноалектронноЙ плотности состояний в сверхпроводнике Ps от энергии е при различных концентрациях парамагнитных примесей. Возрастание номеров кривых 1—в идёт в порядке уменьшения концентрации примесей. Кривые 1—3 соответствуют бесщелевой сверхпроводимости. Зависимость, описываемая моделью БКШ, выделена пунктиром. (Плотность состояний в нормальном металле р„ ~ const, A0 — параметр порядка при T = 0.)
< с < екр реализуется необычное состояние бес-щелевой С. (А. А. Абрикосов, JI- П. Горьков, 1960), когда явление С. и эффект Мейснера имеют место, а щели в спектре уже нет (рис. 8). Зависимость теплоёмко- , сти сверхпроводника от темп-ры в таком состоянии ста- 439
СВЕРХПРОВОДИМОСТЬ
СВЕРХПРОВОДИМОСТЬ
440
иовнтся линейной (а не экспоненциальной), изменяются характер температурных зависимостей теплопроводности, коэф. поглощения звука, эл.-магн. излучения.
Магн. примеси ие только уменьшают энергию связи куперовских пар, ио и приводят к определённому их распределению по энергиям связи. В результате не все куперовские пары имеют одинаковую энергию и пребывают в конденсате — часть из них имеет меньшие энергии связк и находится в возбуждённом состоянии. Параметром порядка и в этом случае является когерентная волновая ф-ция бозе-конденсата, однако теперь I TI не определяет величину щелн в энергетич. спектре. Наиб, отчётливо это проявляется в режиме бесщелевой С., когда бозе-коидеисат ещё существует, а спектр электронных возбуждений уже становится бесщелевым.
Парамагн. примеси не единств, источник разрушения куперовских пар. Любое возмущение, иеинвариантиое относительно замены знака времени в гамильтониане системы, приводит к тому же эффекту. Куперовские пары являются суперпозицией состояний электронов с противоположными импульсами н спинами, к-рые переходят друг в друга при инверсии времени t —> —11 поэтому возмущение, иеинвариаитное относительно этого преобразования, разрушает пары. Таким возмущением могут быть внеш. маги, поле (эффект, проявляющийся в тонких плёнках), протекающий ток, неоднородное сверхпроводящее состояние.
Найтовский сдвиг. Частота ядерного магнитного резонанса (ЯМР) для одного н того же ядра зависит от того, входит ли оио в состав диэлектрика или металла. В металле вероятность нахождения электронов проводимости вблизи ядра несколько возрастает. Эти электроны намагничиваются внеш. полем, и эфф. магн. поле, действующее на спин ядра, увеличивается, что приводит (по сравнению с диэлектриком) к т. и. найтовскому сдвигу частоты ЯМР. Поскольку магн. восприимчивость нормального металла /п практически ие завксит от темп-ры, то постоянным остаётся и найтовский сдвиг. ЯМР можно наблюдать я в сверхпроводниках, если использовать тонкие плёнки или малые гранулы с характерными размерами, меньшими глубины проникновения 8. В таких образцах ниже Tc величина найтовского сдвига зависит от темп-ры и остаётся конечной даже при T = 0. При этом
_Ы0М(я2/16)1о//зо, I0 Xn l(l"3/4)/so/|o,|o^^soj
гДе Xs (0) — магн. восприимчивость сверхпроводника при T = 0, Iso — длина свободного пробега электрона с переворотом спииа, обусловленным спин-op витальным взаимодействием. На первый взгляд эти проверенные экспериментально ф-лы противоречат модели БКШ, т. к. в этой модели при T — 0 все электроны объединены в куперовские пары с полным спином, равным нулю. Разрыв куперовской пары требует затрат энергии ~Д(0). Поэтому в сверхпроводнике не должно быть неспареииых электронов, способных создать отклик на слабое внеш. поле, и Xs(O) — 0. В действительности же в малых частицах и тонких плёнках, где наблюдается найтовский сдвиг, весьма существенно рассеяние на границах, в к-ром проявляется н спин-орбитальное взаимодействие. Прн учёте этого взаимодействия электронный спии перестаёт сохраняться, н классификация по полному спину электронной системы S становится невозможной. Даже в осн. состоянии сверхпроводника появляется примесь состояний с S^O, что и делает возможным поляризацию в слабом магн. поле.
Высокочастотные свойства. Поглощение эл.-магн. излучения в сверхпроводнике при T = 0 обусловлено, разрушением куперовских пар. Поэтому излучение с частотами ю < (оп = 2Д(0)/Й отражается от поверхности сверхпроводника (о)п — пороговая частота). Характерные пороговые длины волн для традиционных