Стабилизация сверхпроводящих магнитных систем - Альтов В.А.
Скачать (прямая ссылка):
путем экстраполяции).
Очевидно, что макроскопическое состояние сверхпроводника однозначно
определяется заданием его температуры и внешнего магнитного поля. На рис.
2-1 представлена В-Г-диаграмма
сверхпроводника. Заштрихованная область соответствует сверхпроводящему
состоянию, область над кривой - нормальному состоянию. Кривая,
представляющая собой зависимость критической магнитной индукции поля от
температуры, является геометрическим местом точек, соответствующим
переходу сверхпроводника из сверхпроводящего состояния в нормальное.
Разрушение сверхпроводимости происходит при достижении критического
магнитного поля на поверхности образца. При этом безразлично, создается
ли это поле каким-либо внешним магнитом, током, протекающим по
сверхпроводнику, или является суммой полей, создаваемых внешним магнитом
и током сверхпроводника (правило Сильеби). Поскольку обычно величина
ВС(Т) относительно невелика 4, то по сверхпроводнику рассматриваемого
типа не удается пропустить сколько-нибудь значительный ток. Создаваемое
этим током магнитное поле превышает критическое, и сверхпроводник
переходит в нормальное состояние.
Для большинства сверхпроводников переход из сверхпроводящего в нормальное
состояние является об-
1 Константа Вп в уравнении (2-2) равна для ртути 4,13 • 10~г, для олова
3,045-Ю-2, для свинца 8,05 -10~2, для индия 2,69 ¦ 10-2, для алюминия
1,06- Ю~2 Т.
12
Рис. 2-1. В-Г-диаграмма
сверхпроводника.
ратимым- этот переход не связан с какой-либо необратимой затратой
энергии. Это обстоятельство, являющееся прямым следствием эффекта
Мейсснера, позволяет рассматривать сверхпроводящее и нормальное состояния
как две фазу и применить для анализа закономерностей перехода обычные
методы термодинамики [JI. 2-2]. Сверхпроводники, у которых переход из
сверхпроводящего состояния в нормальное при наличии магнитного поля
термодинамически обратим, называются идеальными сверхпроводниками.
Природа сверхпроводимости была установлена в 1957 г. Дж. Бардином, Л.
Купером и Дж. Шриффером, разработавшими микроскопическую теорию
сверхпроводимости [Л. 2-3]. В 1956 г. Купер установил [Л. 2-4], что при
определенных условиях в результате взаимодействия свободных электронов
проводимости с фснонами кристаллической решетки проводника могут
возникать связанные состояния электронов - так называемые куперов-ские
пары.
В результате этого взаимодействия возникает флюктуация положительного
ионного заряда решетки, осуществляющая динамическую экранировку
электрического поля электрона. Флюктуация положительного заряда может
быть столь велика, что с избытком компенсирует кулоновское поле
электронов (т. е. "подавляет" их кулоновское отталкивание) и приводит к
притяжению электронов, т. е. к образованию электронных пар. На концепции
куперовских пар и основана теория Бардина - Купера - Шриффера.
Куперовские пары имеют целочисленный спин; в отличие от обычного
электронного газа, подчиняющегося статистике Ферми - Дирака, куперовские
пары, как и любые частицы с целочисленным спином, подчиняются статистике
Бозе - Эйнштейна. Если Ферми-газ не может конденсироваться, то
неидеальный Бозе-таз с понижением температуры может переходить, в особое
состояние. Этот переход можно интерпретировать как своего рода
конденсацию в пространстве импульсов. При образовании куперовских пар и
происходит "конденсация" электронов проводимости в состояние,
характеризующееся большей упорядоченностью.
Конденсированный неидеальный Бозе-газ (примером которого является Не-П)
обладает, как известно, свойст-НОМ. сверхтекучести,
13
В соответствии с теорией Бардина - Купера - Шриф-фера сверхпроводимость
рассматривается как сверхтекучесть куперовских пар.
Важные результаты для анализа явления сверхпроводимости были .получены с
помощью феноменологической теории, разработанной В. Л. Гинзбургом и Л. Д.
Ландау [Л. 2-5].
Из термодинамических соотношений, описывающих фазовый переход из
сверхпроводящего в нормальное состояние, следует, что энтропия
сверхпроводника в сверхпроводящем состоянии меньше, чем в нормальном.
Поэтому сверхпроводящая фаза обладает более высоким внутренним порядком,
чем нормальная фаза. Термодинамическое описание сверхпроводимости может
быть проведено и без анализа микроскопической природы сверхпроводящего
состояния, на основе только макроскопических представлений, при
использовании некоторого параметра упорядоченности ф. Именно такой
подход, аналогичный методу, использованному Л. Д. Ландау при построении
им теории фазовых переходов второго рода, реализован в феноменологической
теории Гинзбурга- Ландау.
Параметр упорядоченности ф введен таким образом, что если в
термодинамическом равновесии находятся сверхпроводящая и нормальная фаза,
он изменяется от нуля в нормальной области сверхпроводника до единицы в
том районе сверхпроводящей области, который наиболее удален от нормальной
области. Если в соответствии с выводами теории Бардина-Купера-Шриффера
