СВЕРХПРОВОДИМОСТЬ
свойство
Рис. 1. Зависимость сопротивления
Ширина этого интервала для
Рис. 2. Распределение магнитного
Выталкивание магнитного поля
По своему поведению в достаточно
Рис. 3. Кривая намагничивания
Кривые относятся к случаю
Рис. 4. Кривая намагничивания
Как видно из рисунка, дальнейший
Критич. поле Н На рис. 5 изображена фазовая
где S - энтропия единицы
Рис. 5. Фазовая диаграмма
Скачкообразный характер фазового
В этом интервале значений
К сверхпроводникам 2-го рода
Рис. 6. Скачок теплоёмкости
Из формулы (2) можно получить
На основе этого представления
Явления, родственные С.,
Лит.: Де Жен П., Сверхпроводимость
Г. М. Элиашберг.
А
Б
В
Г
Д
Е
Ё
Ж
З
И
Й
К
Л
М
Н
О
П
Р
С
Т
У
Ф
Х
Ц
Ч
Ш
Щ
Ъ
Ы
Ь
Э
Ю
Я
многих проводников, состоящее в том, что их электрич. сопротивление скачком
падает до нуля при охлаждении ниже определённой критич. темп-ры Т
для данного материала. С. обнаружена у более чем 25 металлич. элементов,
у большого числа сплавов и интер-металлич. соединений, а также у нек-рых
полупроводников. Рекордно высоким значением Т
Основные явления. Скачкообразное
исчезновение сопротивления при понижении темп-ры впервые наблюдал X. Камерлинг-Оннес
(1911)
на ртути (рис. 1). Он пришёл к выводу, что ртуть при Т =
4,15 К
переходит в новое состояние, к-рое вследствие его необычных электрич. свойств
может быть названо сверхпроводящим. Несколько позднее Камерлинг-Оннес обнаружил,
что электрич. сопротивление ртути восстанавливается при включении достаточно
сильного магнитного поля (его наз. критическим магнитным полем Н
показали, что падение сопротивления до нуля происходит на протяжении очень
узкого, но конечного интервала темп-р.
R
от
температуры Т для ртути (Hg) и для платины (Pt). Ртуть при Г=4,12К
переходит в сверхпроводящее состояние. R
R
при О °С.
чистых образцов составляет 10-3-10-4 К и возрастает
при наличии примесей и др. дефектов структуры.
Отсутствие сопротивления
в сверхпроводящем состоянии с наибольшей убедительностью демонстрируется
опытами, в к-рых в сверхпроводящем кольце возбуждается ток, практически
не затухающий с течением времени. В одном из вариантов опыта используются
два кольца из сверхпроводящего металла. Большее из колец неподвижно закрепляется,
а меньшее концентрически подвешивается на упругой нити таким образом, что
когда нить не закручена, плоскости колец образуют между собой нек-рый угол.
Кольца охлаждаются в присутствии магнитного поля ниже темп-ры Т
чего поле выключается. При этом в кольцах возбуждаются токи, взаимодействие
между к-рыми стремится уменьшить первоначальный угол между плоскостями
колец. Нить закручивается, а наблюдаемое постоянство угла закручивания
показывает, что токи в кольцах являются незатухающими. Опыты такого рода
позволили установить, что сопротивление металла в сверхпроводящем состоянии
меньше чем 10-2° ом см (сопротивление чистых образцов
меди или серебра составляет ок. 10 9 ом см при темп-ре
жидкого гелия). Однако сверхпроводник не является просто идеальным проводником,
как это считалось ещё в течение более чем 20 лет после открытия С. Существование
значительно более глубокого различия между нормальным и сверхпроводящим
состояниями металла стало очевидным, после того как нем. физики В. Мейснер
и Р. Оксенфельд (1933) установили, что слабое магнитное поле не проникает
в глубь сверхпроводника. Особенно важно, что это имеет место независимо
от того, было ли поле включено до или после перехода металла в сверхпроводящее
состояние. В отличие от этого, идеальный проводник (т. е. проводник с исчезающе
малым сопротивлением) должен захватывать пронизывающий его магнитный поток.
Это различие иллюстрирует рис. 2 (а, б, в), на к-ром схематически
изображено распределение поля вблизи односвязного металлич. образца на
трёх последовательных этапах опыта: а) образец находится в нормальном состоянии,
внешнее поле свободно проникает в глубь металла; б) образец охлаждается
ниже Тк, магнитное поле выталкивается из сверхпроводника (верхний рисунок),
тогда как в случае идеального проводника распределение поля оставалось
бы неизменным (нижний рисунок); в) внешнее поле выключается, при этом исчезает
и намагниченность сверхпроводника. В случае идеального проводника поток
магнитной индукции через образец сохранил бы свою величину, и картина поля
была бы такой же, как у постоянного магнита.
поля около сверхпроводящего шара и около шара с исчезающим сопротивлением
(идеальный проводник): а) Т>Тк; б) Т<. Т
поле Н
из сверхпроводящего образца (это явление обычно наз. эффектом Мейснера)
означает, что в присутствии внешнего магнитного поля такой образец ведёт
себя как идеальный диамагнепшк той же формы с магнитной восприимчивостью
x=-1/4п(пи) В частности, если образец имеет форму длинного
сплошного цилиндра, а внешнее поле Н однородно и параллельно оси
цилиндра, то магнитный момент, отнесённый к единице объёма, будет равен
М
= = -Н/4п(пи). Это примерно в 105 раз больше по абс.
величине, чем удельная намагниченность диамагнитного металла в нормальном
состоянии. Эффект Мейснера связан с тем, что при Н < Н
ток, сила к-рого как раз такова, что магнитное поле этого тока компенсирует
внешнее поле в толще сверхпроводника. Опыт показывает, что в случае больших
образцов слабое магнитное поле в условиях эффекта Мейснера проникает в
металл на глубину б(дельта) 10-5-10-6 см,
именно
в этом слое течёт поверхностный ток.
сильных полях сверхпроводники подразделяются на две большие группы, т.
н. сверхпроводники 1-го и 2-го рода. На рис. 3 и 4 в несколько идеализированной
форме изображены кривые намагничивания М(Н), типичные для каждой из этих
групп.
сверхпроводников 1-го рода.
длинных цилиндрических образцов, помещённых в поле, параллельное оси цилиндра.
При такой геометрии опыта отсутствуют эффекты размагничивания, и картина
поэтому является наиболее простой. Начальный прямолинейный участок на этих
кривых, где М = -Н/4 п(пи), соответствует интервалу значений Н,
на к-ром имеет место эффект Мейснера.
сверхпроводников 2-го рода.
ход кривых М(Н) для сверхпроводников 1-го и 2-го рода существенно
различается.
Сверхпроводники 1-го рода,
к-рыми являются все достаточно чистые сверх-проводящие металлич. элементы
(за исключением V и Nb), теряют С. при поле Н = Н
состояние. При этом удельный магнитный момент также скачком уменьшается
примерно в 105 раз. Кри-тич. полю Н
в отсутствии магнитного поля свободная энергия в сверхпроводящем
состоянии Fc ниже, чем в нормальном Fн. При включении поля свободная энергия
сверхпроводника возрастает на величину Н2/8п(пи), равную
работе намагничивания, и при Н = Нк сравнивается с F
при включении поля). Т. о., поле Н
до нуля по мере приближения к Т
сверхпроводников приведены в ст. Сверхпроводники.)
диаграмма на плоскости (Я, Т). Заштрихованная область, ограниченная
кривой Нк (Т), соответствует сверхпроводящему состоянию. По измеренной
зависимости Нк (Т) могут быть рассчитаны все термодинамич. характеристики
сверхпроводника 1-го рода. В частности, из формулы (1) непосредственно
получается (при дифференцировании по темп-ре) выражение для теплоты
фазового перехода в сверх-проводящее состояние:
объёма. Знак Q таков, что теплота поглощается сверхпроводником при переходе
в нормальное состояние. Поэтому если разрушение С. магнитным полем производится
при адиабатич. изоляции образца, то последний будет охлаждаться.
для сверхпроводников 1-го и 2-го рода.
перехода в магнитном поле (рис. 3) наблюдается только в случае весьма спец.
геометрии опыта: длинный цилиндр в продольном поле. При произвольной форме
образца и др. ориентациях поля переход оказывается растянутым по более
или менее широкому интервалу значений Н: он начинается при Н < Н
Я сверхпроводник 1-го рода находится в т. н. промежуточном состоянии.
Он
расслаивается на чередующиеся области нормальной и сверхпроводящей фаз,
причём так, что поле в нормальной фазе вблизи границы раздела параллельно
этой границе и равно Н
Структура расслоения и характер кривой намагничивания существенно зависят
от геометрич. факторов. В частности, для пластинки, ориентированной перпендикулярно
магнитному полю, расслоение начинается уже в слабом поле, гораздо меньшем,
чем Н
поверхностным, он сосредоточен в тонком слое, определяемом глубиной проникновения
магнитного поля. Когда ток достигает нек-рой критич. величины, достаточной
для создания критич. магнитного поля, сверхпроводник 1-го рода переходит
в промежуточное состояние и приобретает электрич. сопротивление.
относится большинство сверхпроводящих сплавов. Кроме того, сверхпроводниками
2-го рода становятся и сверхпроводящие металлич. элементы (сверхпроводники
1-го рода) при введении в них достаточно большого количества примесей.
Картина разрушения сверхпроводимости магнитным полем является у этих сверхпроводников
более сложной. Как видно из рис. 4, даже в случае цилиндрич. образца в
продольном поле происходит постепенное уменьшение магнитного момента на
протяжении значит. интервала полей от Нк
намагничивания такого типа является необратимой (наблюдается магнитный
гистерезис).
Величина
гистерезиса очень чувствительна к технологии приготовления образцов, и
в нек-рых случаях путём спец. обработки удаётся получить образцы с почти
обратимой кривой намагничивания. Поле Нк
сверхпроводящие и Сверхпроводники). Что же касается термодинамич.
критич. поля Нк, определяемого соотношением (1), то оно для сверхпроводников
2-го рода не является непосредственно наблюдаемой характеристикой. Однако
его можно рассчитать, исходя из найденных опытным путём значений свободной
энергии в нормальном и сверхпроводящем состояниях в отсутствии магнитного
поля. Оказывается, что вычисленное таким способом значение Нк
чем Нк, когда условие равновесия (1) ещё нарушено в пользу сверхпроводящего
состояния. Понять это парадоксальное на первый взгляд явление можно, если
принять во внимание поверхностную энергию границы раздела нормальной и
сверхпроводящей фаз. В случае сверхпроводников 1-го рода эта энергия
положительна, так что появление границы раздела приводит к проигрышу в
энергии. Это существенно ограничивает степень расслоения в промежуточном
состоянии. Аномальные магнитные свойства сверхпроводников 2-го рода можно
качественно объяснить, если принять, что в этом случае поверхностная энергия
отрицательна. Именно к такому выводу приводит совр. теория сверхпроводимости.
При отрицат. поверхностной энергии уже при Н < Нк энергетически выгодным
является образование тонких областей нормальной фазы, ориентированных вдоль
магнитного поля. Возможность реализации такого состояния сверхпроводника
2-го рода была предсказана А. А. Абрикосовым
(1952) на основе теории
сверхпроводимости В. Л. Гинзбурга и Л. Д. Ландау.
Позднее
им же был произведён детальный расчёт структуры этого состояния. Оказалось,
что нормальные области зарождаются в форме нитей, пронизывающих образец
и имеющих толщину, грубо говоря, сравнимую с глубиной проникновения магнитного
поля. При увеличении внешнего поля концентрация нитей возрастает, что и
приводит к постепенному уменьшению магнитного момента. Т. о., в интервале
значений поля от Нк
Фазовый переход в сверхпроводящее
состояние в отсутствии магнитного поля. Прямые измерения теплоёмкости
сверхпроводников
при Н = 0 показывают, что при понижении темп-ры теплоёмкость в точке
перехода Т
в 2,5 раза превышает её значение в нормальном состоянии в окрестности Т
6). При этом теплота перехода Q = 0, что следует, в частности, из формулы
(2) (Нк = 0 при Т
= Т
в сверхпроводящее состояние в отсутствии магнитного поля является фазовым
переходом 2-го рода.
сверхпроводника в точке перехода (Т
важное соотношение между скачком теплоёмкости и углом наклона кривой Нк(Т)
(рис. 5) в точке Т = Т
где С
соотношение с хорошей точностью подтверждается экспериментом. Природа сверхпроводимости.
Совокупность экспериментальных фактов о С. убедительно показывает, что
при охлаждении ниже Т
объяснения свойств сверхпроводника, особенно эффекта Мейснера, нем. учёные,
работавшие в Англии, Г. и Ф. Лондоны (1934) пришли к заключению, что сверхпроводящее
состояние является макроскопическим квантовым состоянием металла.
они создали феноменоло-гич. теорию, объясняющую поведение сверхпроводников
в слабом магнитном поле - эффект Мейснера и отсутствие сопротивления. Обобщение
теории Лондонов, сделанное Гинзбургом и Ландау (1950), позволило рассмотреть
вопросы, относящиеся к поведению сверхпроводников в сильных магнитных полях.
При этом было объяснено огромное количество экспериментальных данных и
предсказаны новые важные явления. Убедительным подтверждением правильности
исходных предпосылок упомянутых теорий явилось открытие эффекта квантования
магнитного потока, заключённого внутри сверхпроводящего кольца. Из
уравнений Лондонов следует, что магнитный поток в этом случае может принимать
лишь значения, кратные кванту потока Фо = hc/e*, где е* - заряд
носителей сверхпроводящего тока, h -Планка постоянная, с - скорость
света. В 1961 Р. Долл и М. Небауэр и, независимо, Б. Дивер и У. Фейрбенк
(США) обнаружили этот эффект. Оказалось, что е* = 2е, где
е
- заряд электрона. Явление квантования магнитного потока имеет место
и в случае упомянутого выше состояния сверхпроводника 2-го рода в магнитном
поле, большем, чем Нк
создающих своим движением сверхпроводящий ток (е* = 2е), подтверждает
Купера
эффект, на основе к-рого в 1957 Дж. Бардин, Л. Купер
и
Дж. Шриффер (США) и Н. Н. Боголюбов (СССР) построили последовательную
микроскопич. теорию С. Согласно Куперу, два электрона с противоположными
спинами
при
определённых условиях могут образовывать связанное состояние (куперовскую
пару). Заряд такой пары равен 2 е.
Пары обладают нулевым значением
спина и подчиняются Базе - Эйнштейна статистике. Образуясь при переходе
металла в сверхпроводящее состояние, пары испытывают т. н. бозе-конденсацию
(см. Квантовая жидкость), и поэтому система куперов-ских пар обладает
свойством сверхтекучести.
Т. о., С. представляет собой сверхтекучесть
электронной жидкости. При
Т = 0 связаны в пары все электроны проводимости.
Энергия связи электронов в паре весьма мала: она равна примерно 3,5 kT
k - Больцмана постоянная.
При разрыве пары, происходящем, напр.,
при поглощении кванта электромагнитного поля или кванта звука (фонона),
в
системе возникают возбуждения. При отличной от нуля темп-ре имеется определённая
равновесная концентрация возбуждений, она возрастает с темп-рой, а концентрация
пар соответственно уменьшается. Энергия связи пары определяет т. н. щель
в энергетич. спектре возбуждений, т. е. минимальную энергию, необходимую
для создания отдельного возбуждения. Природа сил притяжения между электронами,
приводящих к образованию пар, вообще говоря, может быть различной, хотя
у всех известных сверхпроводников эти силы определяются взаимодействием
электронов с фононами. Тем не менее развитие теории С. стимулировало интенсивные
теоретич. поиски др. механизмов С. В этом плане особое внимание уделяется
т. н. нитевидным (одномерным) и слоистым (двумерным) структурам, обладающим
достаточно большой проводимостью, в к-рых имеются основания ожидать более
интенсивного притяжения между электронами, чем в обычных сверхпроводниках,
а следовательно,-и более высокой темп-ры перехода в сверхпроводящее состояние.
по-видимому, могут иметь место и в нек-рых космич. объектах, напр. в нейтронных
звёздах.
Практическое применение
сверхпроводимости интенсивно расширяется. Наряду с магнитами сверхпроводящими,
сверх-проводящими магнитометрами существует ряд др. технич. устройств
и измерит. приборов, основанных на использовании различных свойств сверхпроводников
(см. Криоэлектроника).
Построены сверхпро-водящие резонаторы, обладающие
рекордно высокой (до 10'°) добротностью, сверх-проводящие элементы для
ЭВМ, перспективно применение сверхпроводников в крупных электрич. машинах
и т. д.
металлов и сплавов, пер. с англ., М., 1968; Линтон Э., Сверхпроводимость,
пер. с англ., 2 изд., М., 1971; Сверхпроводимость. Сб. ст., М., 1967; Мендельсон
К., На пути к абсолютному нулю, пер. с англ., М., 1971; физический энциклопедический
словарь, т. 4, М., 1965, с. 475-82.