Стабилизация сверхпроводящих магнитных систем - Альтов В.А.
Скачать (прямая ссылка):
1 Очевидно, что при Bs^B,i зависимость ?*=/(#) имеет характер
квадратичной параболы [Л. 2-2].
34
номерным распределением. Следовательно, в соответствии с уравнением (2-
31) самопроизвольные процессы в системе будут идти в направлении
установления равномерного распределения магнитной индукции, т. е.
неизбежна ползучесть потока.
Через г'н на графиках рис. 2-8 обозначена энтальпия сверхпроводника в
нормальном состоянии. Как видно из этого рисунка, при более низких
температурах энтальпия сверхпроводника в состоянии с неравномерной
намагниченностью оказывается больше энтальпии в нормальном состоянии.
Следовательно, для данного образца неидеального сверхпроводника II рода
,при температуре Ti в интервале значений внешнего магнитного поля,
соответствующем заштрихованному участку (рис. 2-8), в соответствии с
уравнением (2-31) самопроизвольные процессы в рассматриваемой системе
будут идти в направлении перехода в нормальное состояние, т. е. может
произойти "катастрофический" скачок потока.
В этом случае "катастрофический" скачок происходит только при плохих
условиях теплоотвода от образца в гелиевую ванну, когда развивается
лавинообразный процесс выравнивания магнитной индукции по всему сечению
образца. При хорошем теплоотводе лавинообразный процесс не развивается и,
следовательно, "катастрофического" скачка потока не происходит.
Таким образом, для тех случаев, когда зависимость i*=f(B) имеет вид,
изображенный на рис. 2-8,6, переход системы в нормальное состояние в
результате скачка потока невозможен в принципе, т. е. в этом случае
лавинообразный процесс выравнивания магнитной индукции по всему сечению
образца не приводит к его разогреву выше критической температуры ТС(В). В
случаях же, аналогичных показанным на рис. 2-8,а, возможен переход в
нормальное состояние в результате "катастрофического" скачка. Характер
кривых, изображенных на рис. 2-8, зависит не только от температуры
образца, но и от его размеров. Чем больше сечение образца, тем большей
оказывается разница между индукцией на поверхности и в центре образца
(это очевидно, например, на рис. 2-6,а) и тем, в конечном итоге, больше
разница между энтальпией образца в начальном состоянии и в состоянии с
равномерным распределением индукции но сечению. Может оказаться, что при
одной и той же температуре образца при малом его диаметре сплошная
3* 35
кривая на рис. 2-8 всюду будет расположена нйже im а для образца большого
диаметра эта кривая в определенном интервале значений поля будет
находиться выше гн. Следовательно, в этом интервале возможен
"катастрофический" скачок потока.
К такому же выводу можно придти с иных позиций. Можно считать, что
"интенсивность" окачка пропорциональна сечению образца.
"Катастрофическим" может быть скачок, "'интенсивность" которого выше
определенного предела. Из сказанного очевидно, что этот предел тем
меньше, чем ниже температура образца.
Из рис. 2-8 следует, что поскольку iH при любых В<ВС больше, чем
энтальпия сверхпроводника с равномерным распределением магнитной
индукции, то состояние с равномерным распределением является
термодинамически более выгодным, чем нормальное состояние (при данных Т и
В); этот вывод тривиален. В равновесных условиях, когда отсутствуют
внешние факторы, способствующие росту нормальной зоны, образец переходит
в сверхпроводящее состояние с равномерным распределением магнитной
индукции по сечению образца.
2-4. РЕЗИСТИВНОЕ СОСТОЯНИЕ НЕИДЕАЛЬНЫХ СВЕРХПРОВОДНИКОВ II РОДА
Выше было отмечено, что в случае, когда ток в неидеальном сверхпроводнике
II рода превышает критический (при данных В и Т), происходит непрерывное
движение вихревых нитей и, следовательно, непрерывное выделение джоулева
тепла. В результате сверхпроводник разогревается выше критической
температуры (для данного поля) и переходит в нормальное состояние.
Вместе с тем, однако, могут иметь место также ситуации, при которых отвод
выделяющегося джоулева тепла в окружающую среду (жидкий гелий)
организован настолько интенсивно, что динамическое равновесие между
количеством выделяющегося и отводимого тепла устанавливается при
температуре сверхпроводника хотя и большей, чем температура окружающей
гелиевой ванны Тв, но меньшей, чем критическая температура при данном
поле ТС(В), т. е.
Тв<Т<Тс(В). (2-35)
Эта ситуация, представляющая особый интерес с точки зрения задач тепловой
стабилизации, была детально 36
исследована ё экспериментах И. Кима и его сотрудников [Л. 2-20, 2-21].
Установлено, что между концами образца из неидеального сверхпроводника II
рода, по которому протекает ток переноса />/с, возникает разность
потенциалов U, возрастающая практически линейно с увеличе-
Рис. 2-9. Вольт-амперные характеристики для неидеального сверх-лроводника
II рода.
нием тока. Вольт-амперные характеристики для этого случая схематически
изображены на рис. 2-9. Эти характеристики относятся к изотермическим
условиям при Т<ТС(В) и при постоянной индукции магнитного поля.
