Явление сверхпроводимости (стр. 10 из 17)
Сложная топография промежуточного состояния была изучена в работах А.И. Шальникова и А.Г. Мешковского. Шар из олова диаметром 40 мм составлялся из двух полушарий, между которыми оставался плоскопараллельный зазор толщиной в 0,2 мм. В этот зазор вводилась микроскопическая висмутовая спираль. Распределение напряжённости магнитного поля в различных участках зазора определялось по изменению сопротивления спирали. На рисунке 9 показана полученная картина сверхпроводящих и нормальных областей.[7,С.]
 |
Рис 9. Топография промежуточного состояния, полученного при наложении внешнего поля в экваториальном зазоре между двумя полушариями из олова
2.8 Сверхпроводники 2-го рода
По знаку поверхностной энергии сверхпроводники делятся на две группы. К первому роду относятся сверхпроводники, обладающие положительной поверхностной энергией, ко второму роду – отрицательной энергией. Долгое время считалось, что все сверхпроводники являются сверхпроводниками 1-го рода. Возможность существования сверхпроводников 2-го рода была теоретически предсказана А.А. Абрикосовым. Точный критерий принадлежности к 1-му и 2-му роду определяется величиной параметра χ, имеющего порядок δ/ξ:
- сверхпроводники 1-го рода, 
- сверхпроводники 2-го рода. (58)Для чистых сверхпроводников
, (59)где
- глубина проникновения, получающаяся из уравнения Лондонов при Т=0 (m,e и N – масса, заряд и плотность электронов, с – скорость света). Функция А(Т) слабо зависит от Т и меняется от 1 при Т = Тк до 1,25 при Т = 0.Подавляющее большинство чистых сверхпроводников является сверхпроводниками первого рода (значения χ изменяются в широких пределах; например, для Al χ=0,01, для In - 0,05, для Sn – 0,15 при Т=Тк). в настоящее время известен лишь один чистый сверхпроводник 2-го рода – Nb с χ(Т=0) = 1,2. Однако любой сверхпроводник 1-го рода можно превратить в сверхпроводник 2-го рода введением примесей, дислокаций или каких – либо иных дефектов решётки. Если эти дефекты распределены однородно, так что в сверхпроводнике не образуется макроскопических участков с различающимися свойствами, то вся роль дефектов сводится к нарушению пространственной корреляции электронов.
Когда концентрация дефектов такова, что они начинают существенно влиять на корреляцию электронов (обычно порядка нескольких атомных % и выше), то новый параметр пространственной корреляции ξ1 имеет порядок
, где l – длина свободного пробега электрона в нормальном состоянии. При температурах, не слишком близких к Тк, 
(это выражение вытекает из рассмотрения броуновского движения электронов в металле). Как только параметр ξ1(Т) становится меньше ξ(Т), именно он начинает определять корреляционные свойства электронов. Даже если чистый сверхпроводник относился к 1-му роду, при увеличении концентрации дефектов, т.е. при уменьшении l, новый параметр корреляции может стать меньше δ [при малых пробегах 
, так что ξ< δ соответствует l<δL(0)] и металл станет сверхпроводником второго рода. Точный критерий можно опять выразить в форме (58). Зависимость от концентрации дефектов хорошо передаётся интерполяционной формулой: 
, (60)Где χ0(Тк) даётся формулой (59) с А = 1, ρ – удельное сопротивление в нормальном состоянии в Ом*см, а γ – коэффициент в линейном законе электронной теплоёмкости СV= γТ в эрг*см-3*град-2. Следует отметить, что χl порядка δL/l сравнивается по порядку величины с χ0 при концентрации дефектов ~ несколько %. При больших концентрациях дефектов (~ десятков %) χ может достигать величин ~ несколько десятков и даже доходить до 100. Такие значения получены в сплавах Ti – V, Nb – Sn и др. Вблизи Тк параметр χ во всех случаях связан с величинами δ и Нк соотношением:
. (61)Температурная зависимость χ при таких концентрациях дефектов, когда χl >>χ0 имеет вид:
, где В(Т) плавно меняется от 1 при Т = Тк до 1,2 при Т=0. Ввиду малого отличия между функциями А(Т) и В(Т) можно написать в целом с хорошей точностью 
. Хотя А(Т) слабо зависит от температуры, тем не менее существуют сверхпроводники, которые относятся к 1-му роду вблизи Тк и ко 2-му роду при более низких температурах. При достаточном числе дефектов, когда ξ1<< δ или, что то же самое, χ >>1, уравнения электродинамики в слабом поле становятся локальными, т.е. ток определяется полем в той же точке. Таким образом, если даже исходный чистый материал описывался уравнением Пиппарда, сверхпроводник с дефектами будет описываться уравнением типа Лондона, но с иной константой: 
, (62)где σ – проводимость в нормальном состоянии. Это выражение справедливо при χl >>1, т.е. при l<<δL(0). Величина δ имеет порядок
.При фазовом переходе сверхпроводника 2-го рода из сверхпроводящего в нормальное состояние отрицательный знак поверхностной энергии делает невозможным равновесие нормальной и сверхпроводящей фаз. Поэтому переход осуществляется путём постепенного обращения в нуль энергетической щели Δ и может затянуться до очень больших полей, причём до полного перехода в нормальное состояние сопротивление не слишком сильному электрическому току отсутствует. В противоположность сверхпроводникам 1-го рода переход массивного цилиндра из сверхпроводника 2-го рода в продольном поле является фазовым переходом 2-го рода.
Важно отличать смешанное состояние сверхпроводников II рода от промежуточного состояния сверхпроводников I рода. Промежуточное состояние сверхпроводников I рода зависит от формы образца, его расположения во внешнем магнитном поле и возникает далеко не всегда. Смешанное же состояние сверхпроводников II рода является внутренним свойством и возникает в образцах любой формы, как только магнитное поле достигает критического значения. Существование смешанного состояния было предсказано в 1952 году А. А. Абрикосовым, а в 1957 им была разработана теория смешанного состояния. Эта теория говорила о том, что при частичном проникновении магнитного поля в толщу сверхпроводящего образца электроны под действием силы Лоренца начинают двигаться по окружностям, образуя своеобразные вихри, которые стали называть абрикосовскими вихрями. При увеличении внешнего поля электроны приближаются к оси вихря, а их скорость увеличивается. На некотором расстоянии от этой оси происходит “срыв” сверхпроводимости. Но хотя внутри каждого вихря сверхпроводимость разрушена, в пространстве между ними она сохраняется.
В результате сверхпроводящий образец оказывается пронизанным вихревыми нитями, представляющими собой тонкие несверхпроводящие области цилиндрической формы, ориентированных в направлении силовых линий магнитного поля. По этим нитям магнитное поле проникает в сверхпроводник. Оказалось также, что величина магнитного потока в каждом цилиндрике не произвольна, а равна определенному значению. Это значение минимальной порции магнитного потока Ф0 = 2×10-15 Вб, называемой квантом магнитного потока. Чем больше внешнее магнитное поле, тем больше таких нитей - цилиндриков, а, следовательно, больше квантов магнитного поля проникает в сверхпроводник. Поэтому магнитный поток в сверхпроводнике меняется дискретно. При увеличении внешнего поля вихревые нити сближаются, плотность их увеличивается, и при некотором значении поля, когда расстояние между нитями становится примерно 10-4 см, сверхпроводимость разрушается и образец переходит в нормальное состояние.