Физическая энциклопедия Том 4 - Порохов А.М.
Скачать (прямая ссылка):
При протекании тока в сверхпроводнике 2-го рода иа вихри действует сила Ампера, что должно приводить, к их движению в перпендикулярном току направлении. Однако при наличии в сверхпроводнике неоднородностей структуры последние могут удерживать решётку вихрей Абрикосова в равиовесии до тех пор, пока ток не слишком велик (меньше критического). Это явление наз. пинниигом. В условиях пиннинга при достаточно слабом токе движение вихрей (перенос маги, потока) может осуществляться только посредством тепловой активации — флуктуац. перескоков отд. вихрей либо целых областей решётки из одних положений локального равновесия в другме (что приводит к ло?, кальным деформациям решётки). Явление ползучести решётки внхрей Абрикосова иаз. крипом маг* н и т н о г о потока. Напряжение U, возникающее на образце, обусловлено движением вихрей и определяется соотношением
С/соехр(—^аи/ЙГ),
где энергия активации ^ак убывает с возрастанием тока и может зависеть от внеш. магн. доля.
При определ. условиях своеобразное неоднородное сверхпроводящее состояние может реализоваться и і долях выше Hci. Так, если сверхпроводник 2-го рода
[ияи 1-го рода с х > (1,69)^2)-1} с плоской границей поместить в параллельное границе магн. поле Я, Hcl < H < 1,69ЯС«, то вблизи поверхности в нём образуется зародыш сверхпроводящей фазы. Прн этом объём материала пребывает в нормальном состоянии, сверхпроводящим оказывается лишь приповерхност-
Рнс. в. Зависимость модуля нараметра порядка 14*4 от расстояния до поверхности х в случае поверхностной сверхпроводимости.
шли слой толщиной ~i; (рис. 6). Здесь возникают пост, сверхпроводящие токи, к-рые частично выталкивают внеш. маги, поле из приповерхностного слоя. Однако ио мере удаления от поверхности плотность этого тока
І,
Рио. 7. Профиль плотности сверхпроводящего тока j,, текущего вблизи поверхности сверхпроводника в случае поверхностной сверхпроводимости, — ас расстояние до поверхности.
обращается в нуль и затем изменяет зиак (рис. 7) так, чтобы выполнялось условке
^;s(x)dx = 0;
Тогда магн. поле в глубине образца (х » і) совпадает е виешиим. Бели внеш. поле не параллельно поверх-вости, в образце возникает вихревая структура, период
i-рой определяется углом наклона магн. поля к по-Лрхиости (И. О. Кулик, 1967).
Квантввание магнитного потока. Когерентность сос-,юяиия бозе-кондеисата куперовских пар проявляется также в квантовании магн. потока, проходящего через вводносвязанный сверхпроводник (напр., полый цилиндр со стенками толщиной d > 6 в продольном магн. Й»яе H < Hc дли сверхпроводника 1-го рода илн В < Hcl для сверхпроводника 2-го рода). Маги, по-Яж Ф, заключённый в этом цилиндре, может иметь лишь (йгредел. дискретные значения: Ф — »Ф0, где п — це-ЯМ число. Величина кванта магн. потока Ф« = Ac/2е =* *2,07-10~7 Э-см2 весьма мала, поэтому эффект кван-ЛВания проявляется лишь в очень прецизионных экспериментах. Наблюдение на опыте теоретич. предекадной величины кванта Ф0 стало одним из подтверждай существования куперовских пар, т. к. если бы ¦деятелями заряда в сверхпроводнике служили отд. Г йКктроны, то квант маги, потока должен был бы иметь вквов большую величину (см. Ааронова — Бома эф-дот). Кваитоваиность маги, потока существенна для вбнкмаиня поведения сверхпроводника 2-го рода и В маги, иолях выше Hcit т. к. внеш. поле проникает Biero в «и де отд. вихре и, каждый из к-рых несёт в себе Ofpm квант магн. потока, что определяет само чнело Йхрей.
. 'Описанная картина квантования магн. потока может крушиться в случае своеобразного термо электрич. івффекта в сверхпроводящем кольце нз двух разл. сверхпроводников, спаи к-рых поддерживаются при разл. «мт-рах Ti и Tit помещённом в маги. поле. В этом йюьце величина потока может отличаться от целого квантов. Обусловленная термоэлектричеством ЙЙделая добавка зависит от темп-ры:
Tt
Ф/Ф0 =(m/Jtft) J l(Kt/ims)a—(xs/nn8)b}dT,
где индексы а и Ь относятся к первому н второму сверхпроводникам, Xg — теплопроводность, [х — хим. потенциал, ns — число сверхпроводящих электронов.
Роль примесей. Обычные немаги. примеси оказывают весьма слабое влияние иа термодинамич. свойства сверхпроводников. Их относит, вклад в эти свойства определяется величиной (а/l) ~ с, где а — межатомное расстояние, I — длина свободного пробега электрона, определяющаяся рассеянием на примесях, с — концентрация примесей. Немагн. примеси действуют только на электрич. заряд и одинаковым образом рассеивают оба спаренных электрона, не разрушая куперов-скую пару. Однако при увеличенки концентрации примесей величина I уменьшается и становится сравнимой со стандартной корреляц. длиной |0. Характер движения спаренных электронов меняется с баллистического (без рассеяния) на диффузионный. При этом если I «: |0, то эфф. корреляц. длина ? = V1% зависит от длины свободного пробега. Убывание \ с ростом концентрации примесей (при соответств. значениях I) наменяет эл.-дииамич. и кинеткч. свойства сверхпроводника, увеличивает относит, вклад сверхпроводящих флуктуаций (см. ниже).
