| 8406202 9216 1210 912 1 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.
Рис. 4. Кривая намагничивания сверхпроводников 2-го рода.
Как видно из рисунка, дальнейший 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 = Нк, когда поле скачком проникает в металл и он во всём объёме переходит в нормальное состояние. При этом удельный магнитный момент также скачком уменьшается примерно в 105 раз. Кри-тич. полю Нк можно дать простое тер-модинамич. истолкование. При темп-ре Т < Тк и 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 FH (в силу малости магнитного момента в нормальном состоянии F,i практически не изменяется при включении поля). Т. о., поле Нк определяется из условия равновесия в точке перехода:
[2304-1.jpg]
Критич. поле Нк зависит от темп-ры: оно максимально при Т = 0 и монотонно убывает до нуля по мере приближения к Тк. (Значения Нк для нек-рых сверхпроводников приведены в ст. Сверхпроводники.)
На рис. 5 изображена фазовая 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:
[2304-2.jpg]
где S - энтропия единицы 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.
Рис. 5. Фазовая диаграмма для сверхпроводников 1-го и 2-го рода.
Скачкообразный характер фазового 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 < Нк и заканчивается, когда поле во всех точках образца превысит Нк.
В этом интервале значений 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 Нк. По мере увеличения поля возрастает доля нормальной фазы и происходит уменьшение магнитного момента образца. 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 Нк. С магнитными свойствами сверхпроводников тесно связаны и особенности протекания в них тока. В силу эффекта Мейснера ток является 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.
К сверхпроводникам 2-го рода 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 Нк1, когда поле начинает проникать в толщу образца, и до поля Нк2, при к-ром происходит полное разрушение сверхпроводящего состояния. В большинстве случаев кривая 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 Нк2 часто оказывается весьма большим, достигая сотен тысяч эрстед (см. статьи Магниты 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 попадает в интервал между Нк1 и Нк2. Т. о., проникновение магнитного поля в сверхпроводник 2-го рода начинается уже в поле, меньшем, 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 Нк1 до Нк2 сверхпроводник находится в состоянии, к-рое принято наз. смешанным.
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 Тк испытывает скачок до величины, к-рая примерно в 2,5 раза превышает её значение в нормальном состоянии в окрестности Тк(рис. 6). При этом теплота перехода Q = 0, что следует, в частности, из формулы (2) (Нк = 0 при Т = Тк). Т. о., переход из нормального в сверхпроводящее состояние в отсутствии магнитного поля является фазовым переходом 2-го рода.
Рис. 6. Скачок теплоёмкости сверхпроводника в точке перехода (Тк) в отсутствии внешнего магнитного поля (Сс и Сн - теплоёмкость в сверхпроводящем и нормальном состояниях).
Из формулы (2) можно получить важное соотношение между скачком теплоёмкости и углом наклона кривой Нк(Т) (рис. 5) в точке Т = Тк:
[2304-3.jpg]
где Сс и Сн - значения теплоёмкости в сверхпроводящем и нормальном состояниях. Это соотношение с хорошей точностью подтверждается экспериментом. Природа сверхпроводимости. Совокупность экспериментальных фактов о С. убедительно показывает, что при охлаждении ниже Тк проводник переходит в новое состояние, качественно отличающееся от нормального. Исследуя различные возможности 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.
На основе этого представления 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 посто |
