промежуточное состояние

ПРОМЕЖУТОЧНОЕ СОСТОЯНИЕ сверхпроводников- возникает в образце из сверхпроводника первого рода под действием внеш. магн. поля или магн. поля тока, протекающего по образцу. П. с. реализуется, когда напряжённость магн. поля Н в определ. точках поверхности образца достигает величины критического магнитного поля Н_с, однако при полной утрате сверхпроводящих свойств (в тех же внеш. условиях) невозможно выполнить условие HН_с для всего образца. П. с. представляет собой смесь сверхпроводящих и нормальных доменов, характерный размер к-рых много меньше размеров образца. Термин "П. с." введён Р. Пайерлсом (R. Peierls, 1936), структура П. с. была выяснена Л. Д. Ландау в 1937. В неоднородном внеш. поле в образце могут одноврем. существовать большие области сверхпроводящей и нормальной фаз. Они обязательно разделены веществом в П. с. Под действием тока, протекающего по образцу, может осуществляться т. н. динамич. П. с., в к-ром границы раздела непрерывно движутся через образец (со скоростями см/с), зарождаясь на одной его поверхности и исчезая на другой.

Образец в сверхпроводящем состоянии, помещённый в однородное постоянное внеш. магн. поле, искажает пространств. однородность Н_е. Незатухающие электрич. токи, текущие в слое толщиной0,1 мкм - глубина проникновения)вблизи поверхности образца, полностью экранируют поле Н_е , так что внутри образца Н = 0 (Мейснера эффект ).Вне образца неоднородное магн. поле экранирующих токов складывается с Н_е, создавая картину силовых линий, огибающих образец. В качестве типичного примера рассмотрим образец в форме шара (рис. 1, а). Две точки, в к-рых вектор Н_е перпендикулярен поверхности шара, наз. "полюсами", а линия, вдоль к-рой Н_е касается поверхности шара, наз. "экватором". На поверхности образца макс. напряжённость поля H_макс достигается на "экваторе", а мин. напряжённость H_мин - на "полюсах". В сверхпроводящем состоянии H_мин = 0, H_макс = 3H_е/2.

Шар переходит в П. с. для значений Н_е, удовлетворяющих условию 2H_c/3 < Н_е < H_с. При этом на "полюсе" H_мин = ЗН_е-2Н_с, на "экваторе" H_макс = H_с и не зависит от величины Н_е. Часть магн. потока проникает в образец. В объёме образца возникают чередующиеся домены нормальной (К)и сверхпроводящей (S)фаз. В нормальных доменах поле H - Н_с, в сверхпроводящих - H = 0. Границы между h - S-доменами параллельны вектору Н_е и простираются вдоль Н_е на всю толщину образца. Сечение h - S-границ плоскостью, перпендикулярной Н_е, имеет вид извилистых линий, расположение к-рых определяется неконтролируемыми факторами. Масштаб структуры h - S-до-менов (d) в плоскости, перпендикулярной Н_е, зависит от величины поля. При Н_е0,8 Н_с характерная величинагде D - диаметр шара, x - длина когерентности (см. Гинзбурга - Ландау теория ).Эксперименты с оловянными шарами при D = 4 см и = 0,3 мкм дали значение d = 0,2 мм, близкое к расчётному. Нормальные и сверхпроводящие области с размероммогут сосуществовать в равновесии только в сверхпроводниках 1-го рода, где глубина проникновения магн. поля Для сверхпроводников второго рода при H > H_c1 (H_c1 - величина 1-го критич. поля) возникает смешанное состояние, в к-ром нельзя выделить нормальные и сверхпроводящие области, т. к. характерный масштаб микроскопич. структуры смешанного состоянияМакроско-пич. электродинамика П. с. использует величины напряжённости поля Н_i и магн. индукции В_i, усреднённые на расстояниях Ld. H_i и B_i удовлетворяют ур-ниям магнитостатики divBi = 0, rotH_i = 0. На поверхности образца выполняются обычные условия непрерывности перпендикулярной компоненты В и тангенциальной компоненты Н. В П. с. силовые линии B_i || H_i - прямые, а величина H_i = Н_с (усреднение по h-доменам) и не зависит от внеш. поля. Для шара в однородном внеш. поле Вi || Н_е (рис. 1, б), а Вi= 3Н_е - 2Н_с достигает величины критич. поля при Н_е = Н_с. При Н_е > Н_с образец любой формы переходит в нормальное состояние. В отличие от обычного магнетика связь между В_i и H_i нелинейна. Роль магн. проницаемости играет величина m = B_i /H_c. В нормальном состоянии с хорошей точностью m = 1 поле становится всюду однородным: В_i = H_i = Н_е (рис. 1, в). Для произвольного эллипсоида вращения, помещённого в однородное внеш. поле Н_е, ур-ния магнетоста-тики имеют решения, выражаемые в элементарных ф-ци-ях. При этом эллипсоид намагничен однородно, т. е. B_i = const. Если вектор Н_е направлен вдоль одной из осей эллипсоида, то B_i||H_e. П. с. возникает в диапазоне (1 - т)Н_c < Н_е < Н_с. Положительный коэф. m 8 1 зависит от отношения полуосей эллипсоида и наз. размагничивающим фактором. Величина индукции в образце B_i = Н_с -(Н_с - Н_е)/т. Для сферы фактор m =. Длинный цилиндр можно рассматривать как предельный случай сильно вытянутого эллипсоида. Для вектора Н_е, параллельного оси цилиндра, т = 0.

Рис. 1. Распределение магнитного поля около сверхпроводящего шара: а - сверхпроводящее состояние; б - промежуточное состояние; в - нормальное состояние.

Поэтому в длинном цилиндре в продольном поле П. с. не возникает. При Н_е = Н_с образец переходит из сверхпроводящего в нормальное состояние, а индукция скачком меняется от нуля до В_i = Н_с. В поперечном поле размагничивающий фактор длинного цилиндра т =. Если образец имеет форму тонкой пластины, то его можно рассматривать как предельный случай сильно сплющенного эллипсоида, причём для ориентации вектора Н_е перпендикулярно плоской поверхности пластины т1 и диапазон П. с. О < Н_е < Н_с начинается с очень малых полей. В этом случае В_i = Н_е Для эксперим. изучения структуры П. с. применялись разл. типы миниатюрных датчиков магн. поля, напр. висмутовые измерители. Для визуального наблюдения структуры h - S-областей использовалась техника декорирования ферромагн. порошками, основанная на том, что ферромагн. частицы втягиваются в область сильного поля, т. е. в места выхода S-доменов на поверхность образца (рис. 2). Наиб. мощным совр. методом, позволяющим изучать динамику движения h - S-доменов, является магнитооптический. На зеркальную поверхность образца наносится прозрачная плёнка материала с очень высоким коэф. фарадеевского вращения плоскости поляризации (см. Фарадея эффект ).Как правило, для этого используются соединения редкоземельных элементов, напр. EuS + EuF₂. Линейно поляризованный свет, отражённый от образца, наблюдается через скрещенные поляроиды (см. Магнитооптика ).Участки выхода на поверхность образца S-доменов кажутся тёмными, а вблизи h-доменов, где плёнка повернет плоскость поляризации, видны светлые участки. Таким способом удаётся наблюдать даже очень сложную картину течения извилистых h - S-доменов в чистых и совершенных образцах при пропускании элек-трич. тока.

Риc. 2. Фотография промежуточного состояния в сверхпроводящей пластине, полученная методом ферромагнитных порошков. Тёмные полосы - выход на поверхность h-доменов, светлые - S-доменов.

Лит.: Ландау Л. Д., Лифшиц E. М., Электродинами-ка сплошных сред, 2 изд., М., 1982; Линтон Э. А., Сверхпроводимость, пер. с англ., 2 изд., М.: 1971; Абрикосов А. А., Основы теории металлов, М., 1987. И. П. Крыме,

   <<      Предметный указатель      >>