Стабилизация сверхпроводящих магнитных систем - Альтов В.А.
Скачать (прямая ссылка):
сверхпроводящего объекта в нормальное состояние. Такой скачок потока,
вызывающий переход всего сверхпроводника в нормальное состояние, иногда
называют "катастрофическим" скачком. В результате "катастрофического"
скачка потока распределение индукции по всему сечению образца оказывается
равномерным (как в случае идеального сверхпроводника II рода или
критической плотности тока в неидеальном сверхпроводнике II рода).
Таким образом, переход неидеального сверхпроводника II рода, по которому
течет ток переноса при Bei<B<Bc2 и начальной температуре сверхпроводника
Т<ТС(В), в нормальное состояние может произойти не только при превышении
критической плотности тока IC(B, Т), но и при /</с вследствие скачка
потока.
Ползучесть потока далеко не всегда приводит к возникновению скачков.
Скачки потока наиболее вероятны при определенных благоприятных
обстоятельствах. Рассмотрим, 'при каких значениях внешнего магнитного
поля и температуры сверхпроводника возникновение скачков является
наиболее вероятным.
Из уравнений (2-14) и (2-21) очевидно, что чем меньше В, тем большей
должна быть плотность тока J для того, чтобы обеспечить одно и то же
значение лоренцовой силы. С- точки зрения возможности срыва связки
вихревых нитей с данного удерживающего центра важно лишь абсолютное
значение Рл и безразлично, при каких значениях J и В реализуется это
значение. Вместе с тем очевидно, что в процессе перемещения связки после
ее срыва с удерживающего центра джоулсво тепловыделение будет тем большим
и, следовательно, повышение температуры близлежащих удерживающих центров
будет тем более значительным, чем выше плотность тока J. Отсюда следует,
что с точки зрения вероятности возникновения скачка потока более опасной
является область низких значений внешнего магнитного поля, когда
плотность тока в сверхпроводнике может быть достаточно большой.
Что касается температуры сверхпроводника, то наиболее опасной является
область низких температур (ниже температуры кипения гелия при атмосферном
давлении), поскольку с понижением температуры резко
32
понижается теплопроводность сверхпроводника и уменьшается его
теплоемкость, следовательно, в области низких температур ухудшаются
условия теплоотвода и аккумулирования тепла. В результате одно и то же
количество джоулева тепла, выделившегося при перемещении связки вихревых
нитей в процессе ползучести, приводит в области низких температур к
значительно большему локальному повышению температуры, чем в области
относительно более высоких температур.
Наконец, следует подчеркнуть, что далеко не всякий скачок потока приводит
к возникновению в сверхпроводнике нормальной зоны. Вопрос о том, при
каких условиях скачок является "катастрофическим", может быть рассмотрен
с чисто термодинамических позиций [J1. 2-19]. Поскольку скачок потока
происходит за весьма короткий промежуток времени, процесс
перераспределения магнитной индукции по сечению сверхпроводящего образца
можно считать происходящим практически адиабатно (т. е. при неизменной
энтропии образца). Этот процесс происходит при постоянном внешнем
магнитном поле (и при постоянном давлении р).
Как известно [Л. 2-2], для системы, находящейся в магнитном поле, при
условиях ее сопряжения с внешней средой Н=const, р=const и S = const
условие термодинамического равновесия записывается ib виде
0, (2-31)
где г* - энтальпия магнетика, определяемая соотношением
i*=i-HM. (2-32)
Здесь i - энтальпия рассматриваемого магнетика в отсутствие магнитного
поля; р - давление; S - энтропия. Знак равенства в соотношении (2-31)
соответствует состоянию равновесия системы, а знак неравенства -
исходному, неравновесному состоянию, когда система находится "на пути" к
состоянию равновесия.
На рис. 2-8,а пунктиром изображена зависимость энтальпии от индукции
магнитного поля В для случая равномерного распределения магнитной
индукции по сечению нендеального сверхпроводника II рода. Как отмечалось
выше, распределение индукции в этом
случае имеет тот же характер, что и в идеальном сверх-
3-865 93
проводнике II рода. Из известного термодинамического соотношения [Л. 2-2]
Сж-)г.,=-м <мз>
следует, что
н
i* (Н, Т) = i (О, Т)~\М dH. (2-34)
о
Пунктирная кривая на рис. 2-8,а рассчитана поэтому соотношению исходя из
известной зависимости намагниченности М идеального сверхпроводника II
рода от напряженности поля Н (рис. 2-7,б)1.
Рис. 2-8. Зависимость энтальпии сверхпроводника от магнитной индукции.
На рис. 2-8,а и б изображена также зависимость i*=f(B) для неидеального
сверхпроводника II рода при неравномерном распределении индукции по
сечению для двух различных изотерм Tt и Т2 (причем 7'1<7'2). Эта
зависимость рассчитывается с помощью уравнения (2-34) на основе данных по
намагниченности нендеаль-ного сверхпроводника II рода (рис. 2-7).
Как видно из рис. 2-8, при Bci<B<Bc2 энтальпия сверхпроводника с
неравномерным распределением индукции выше энталыпии того же
сверхпроводника с рав-
