Физика твердого тела - Ашкрофт Н.
Скачать (прямая ссылка):
Сверхпроводимость 347
И
Сверхпроводник 1-го рода
Н
НС[ Яс2 Ис, На
6
Фиг. 34.4. а — зависимость намагниченности от поля для сверхпроводника 1-го рода.
Поле, меньшее Нс, не проникает в сверхпроводник, В = 0 (или М = —Я/4л) (см. примечание 1 на стр. 332 относительно различия между В и Я в сверхпроводнике).
б — зависимость намагниченности от поля для сверхпроводника 2-го рода.
Ниже Нс1 поведение такое же, как и у сверхпроводника 1-го рода. Между Не, и Всг намагниченность М плавно убывает до нуля, В плавно увеличивается до значения, равного Я,
Фиг. 34.5. Треугольная решетка вихревых линий, выходящих на поверхность сверхпроводящей фольги из РЬо,в81п0,о2> помещенной в поле 80 Гс, направленное перпендикулярно поверхности. (Фотография любезно предоставлена Силкоксом и Доланом.)
Вихри выявляются с помощью мельчайших частичек ферромагнитного порошка, концентрирующихся вблизи них. Расстояние между соседними вихрями составляет примерно 0,5 мкм,
А. А. Абрикосов предположил, и это впоследствии было экспериментально подтверждено (фиг. 34.5), что в смешанном состоянии поле частично проникает в образец в виде тонких вихревых нитей. Внутри каждой нити поле велико, и вещество не является сверхпроводником. Вне сердцевины нити вещество остается
Сверхпроводник 1-го рода
348 Глава 34
О 0,5 1,0 Тс 1,5 2,0
т, К
Фиг. 34.6. Низкотемпературная теплоемкость нормального и сверхпроводящего алюминия.
Из работы [12].)
Нормальная фага при Г < Тс создается с помощью слабого (300 Гс) магнитного поля, которое разрушает сверхпроводящее упорядочение, но не влияет на величину теплоемкости. Температура Дебая для алюминия весьма высока, поэтому в рассматриваемом температурном интервале определяющим оказывается электронный вклад в теплоемкость (на что указывает близкий к линейному ход теплоемкости в) нормальном состоянии). Величина скачка теплоемкости при температуре Гс хорошо согласуется с предсказываемым теорией результатом [см. (34.22)]; (с3 — сп)/с = 1,43. Значительно ниже Тс теплоемкость cs падает до величины, существенно меньшей Сп, что указывает на возможность существования энергетической'щели.
сверхпроводящим, и поле спадает по закону, определяемому уравнением Лон-донов (см. ниже). Вокруг каждой нити циркулирует вихрь тока, экранирующий поле 4).
Типичные значения критического поля в сверхпроводниках 1-го рода при температурах значительно ниже критической составляют примерно 102 Гс. Однако в так называемых «жестких» сверхпроводниках 2-го рода верхнее критическое поле может достигать 105 Гс. Благодаря этому сверхпроводники 2-го рода представляют большой практический интерес при конструировании магнитов, рассчитанных на сильные поля.
Критические поля при низких температурах для сверхпроводящих элементов приведены в табл. 34.2.
ТЕПЛОЕМКОСТЬ
При низких температурах теплоемкость нормального металла имеет вид АТ + ВТ3, где линейный член обусловлен электронными возбуждениями, а кубический — колебаниями решетки. Ниже критической температуры сверхпроводящего перехода поведение теплоемкости изменяется существенным обра-
1) Термин «вихрь» часто используется для обозначения как самих нитей, так и структуры тока в окрестности каждой из них. Можно показать, что величина магнитного потока, захваченного отдельным вихрем, равна как раз одному кванту магнитного потока helle (см. примечание 1 на стр. 364 .
Сверхпроводимость
349
зом. Если температура падает ниже Тс (в отсутствие магнитного поля), то теплоемкость сначала скачком увеличивается, а затем медленно уменьшается, пока в конце концов не доходит до значений, оказывающихся значительно ниже тех, которые можно было бы ожидать для нормального металла (фиг. 34.6). Переводя металл с помощью магнитного поля в нормальное состояние, можно сравнить теплоемкости сверхпроводящего и нормального состояний ниже критической температуры *). Подобное исследование показывает, что в сверхпроводящем состоянии линейный по температуре член, описывающий вклад электронов в теплоемкость, заменяется другим, который убывает при очень низких температурах гораздо быстрее: его низкотемпературное поведение определяется в основном зависимостью вида ехр (—А/квТ). Такое поведение при изменении температуры характерно для системы, у которой возбужденные уровни отделены от основного состояния энергией, равной 2Д 2). Как теория [см. (34.19)], так и эксперимент (см. табл. 34.3) показывают, что энергетическая щель имеет величину порядка квТс.
ДРУГИЕ ПРОЯВЛЕНИЯ СУЩЕСТВОВАНИЯ ЭНЕРГЕТИЧЕСКОЙ ЩЕЛИ
НОРМАЛЬНОЕ ТУННЕЛИРОВАНИЕ
Электроны проводимости в сверхпроводнике и нормальном металле, находящихся в близком контакте, т. е. разделенных только тонким слоем диэлектрика 3), могут находиться в термодинамическом равновесии друг с другом. При этом электроны могут проходить через слой диэлектрика благодаря квантово-механическому туннелированию. При термодинамическом равновесии из одного металла в другой переходит достаточное число электронов, чтобы химические потенциалы электронов в обоих металлах были одинаковыми4). Когда оба металла находятся в нормальном состоянии, приложенное напряжение повышает химический потенциал одного металла по сравнению с другим и через слой диэлектрика туннелирует еще некоторое число электронов. Такие «туннельные токи», наблюдаемые при контакте нормальных металлов, подчиняются закону Ома. Однако, когда один из металлов является сверхпроводником и находится при температуре значительно ниже критической, ток не наблюдается до тех пор, пока потенциал V не достигнет порогового значения еУ = А (фиг. 34.7). Значение А хорошо согласуется со значением, которое получается из низкотемпературных измерений теплоемкости. Это подтверждает представление о существовании энергетической щели в плотности одноэлектронных уровней сверхпроводника. При приближении температуры к Т с пороговое напряжение уменьшается5), что указывает на уменьшение энергетической щели при повышении температуры.
