Главное меню
Главная О сайте Добавить материалы на сайт Поиск по сайту Карта книг Карта сайта
Книги
Аналитическая химия Ароматерапия Биотехнология Биохимия Высокомолекулярная химия Геохимия Гидрохимия Древесина и продукты ее переработки Другое Журналы История химии Каталитическая химия Квантовая химия Лабораторная техника Лекарственные средства Металлургия Молекулярная химия Неорганическая химия Органическая химия Органические синтезы Парфюмерия Пищевые производства Промышленные производства Резиновое и каучуковое производство Синтез органики Справочники Токсикология Фармацевтика Физическая химия Химия материалов Хроматография Экологическая химия Эксперементальная химия Электрохимия Энергетическая химия
Новые книги
Петрянов-соколов И.В. "Научно популярный журнал химия и жизнь выпуск 2" (Журналы)

Петрянов-соколов И.В. "Научно популярный журнал химия и жизнь выпуск 1" (Журналы)

Петрянов-соколов И.В. "Научно популярный журнал химия и жизнь выпуск 12" (Журналы)

Петрянов-соколов И.В. "Научно популярный журнал химия и жизнь выпуск 11" (Журналы)

Петрянов-соколов И.В. "Научно популярный журнал химия и жизнь выпуск 10" (Журналы)
Книги по химии
booksonchemistry.com -> Добавить материалы на сайт -> Другое -> Шмидт В.В. -> "Сверхпроводящее соединение ниобий- олово" -> 44

Сверхпроводящее соединение ниобий- олово - Шмидт В.В.

Шмидт В.В. Сверхпроводящее соединение ниобий- олово — М.: Металлургия, 1970. — 294 c.
Скачать (прямая ссылка): sverhprovodyashiy1970.djvu
Предыдущая << 1 .. 38 39 40 41 42 43 < 44 > 45 46 47 48 49 50 .. 90 >> Следующая


Тс, °К................... 18,3

А Тс, °К................. 0,04

Ширина щели.............. 3,56 kTc

Электрическое сопротивление, ом-см, при:

300°к............. 8,1-10—®

77 "К............. 3,9-10-8

27 °К............. 1,5-10-6

' .э/°К. . —1.4-104

I дТ )Т=ТС

, Параметр Кима-Андерсена,

акгс-а/см2. ..... 2,0-10®

Тс и АТС определялись из измерений индуктивности (см. стр. 90), ширина энергетической щели — из измерений теплопроводности. Значение а получено из измерений, проведенных на другом образце, идентичном первому по Тс и АГС, с составом, также близким к стехиометрическому. Материал просеивался через сито 230 и 325 меш, так что диаметр полученных частиц составлял от 0,04 до 0,06 мм. Микроскопическое исследование показало, что частицы имели угловатую форму. Около 0,4 г порошка прессовалось в шарик, при прессовке исполь-

143
зовалась медная матрица и плунжер. Этот шарик помещался в медный цилиндр (колбу газового термометра), описанный выше. Коэффициент упаковки был оценен в 0,7.

Для того чтобы наблюдать захваченный поток, включается магнитное поле и регистрируется результирующий сигнал, который используется для калибровки. Затем поле уменьшается до нуля и записывается сигнал. Наконец подается тепловой импульс, который переводит обр^'' в нормальное с№ ние. Затем образе^- ~ лаждается в отсутс; вие поля и сигнал опять записывается. Разница между сигналами, наблюдаемыми до и после теплового импульса, пропорциональна захваченному потоку и может быть нормирована к значительно большему сигналу, наблюдаемому в присутствии поля. Эта методика позволяет избежать ошибок, возникающих из-за фона.

На рис. 2 показаны типичные данные, полученные при 14° К- Пороговое поле для захваченного потока хорошо определяется; величина захваченного потока растет квадратично с усилением поля выше порогового. Было замечено, что эта величина одинакова в повторном цикле между нулевым и некоторым фиксированным полем и в одном цикле, что согласуется с механизмом захвата потока, описанным выше. Очевидно, что линии потока сдвигаются внутрь сверхпроводника, когда поле первый раз превышает Нсь и остаются там, когда поле становится равным нулю. Таким образом, в последующих циклах а никогда не превышает акрит и поэтому нет движения по-

ТбКЭ;

Среднее поле на поверхности, э

Рис. 2. Захваченный момент в порошке Nb3Sn при 14° К (среднее поле на поверхности образца в 4/я раза превышает приложенное поле):

/ — захваченный момент JI; 2 — I JI; 3—точ-

ка, соответствующая захвату 1% от общего момента

ш
Влияние разброса размеров частиц порошка

Необходимо связать поле на поверхности частиц с полем соленоида. Если принять, что частицы имеют почти сферическую форму, мы сразу получим выражение для эффективной магнитной восприимчивости порошка. Рассматривается только идеальный диамагнетик, каждая частица которого обладает магнитным моментом

т=— — .+ пт j , (1)

где а — радиус частиц; п — число частиц в единице объема; Н — среднее внутреннее поле (порошок рас-ривается как непрерывная среда); intitul'd — так на-змое поле Лоренца (поле полости). i выражается формулой

Я = Н0 — 4я Dntn, (2)

где Н0 — поле соленоида и D — размагничивающий фактор для частиц порошка для сферической частицы D = Vs-

Уравнения (1) и (2) дают намагничение шарика

М — пт =------— — па3п 1 — (—D ——

8я 3 ' V 2 2 / -

X 1 Н0. (3)

Очевидно, что когда фактор упаковки 4яагп стремится к единице, значение 4яМ стремится к величине H0/(D—1). Этот предел идентичен с выражением намагничения твердого шарика. Можно ожидать, что уравнение (3) точно выполняется для плотно упакованных сферических частиц. Очевидно, что уравнение (3) является хорошим приближением для намагничения шарика из частиц произвольной формы, так как в это уравнение в качестве переменных входят только фактор упаковки и фактор размагничивания для шарика. Поэтому, полагая для шарика из порошка 1/3, получаем в знаменателе уравнения (3) величину, близкую к единице. Таким образом, каждая частица обладает таким же моментом, каким она обладала бы, будучи помещенной в поле соленоида Н0 в изолированном состоянии.

Изолированная частица в поле Н0 будет иметь, конечно, разную напряженность поля на различных частях

145
поверхности (вследствие размагничивания). Так как поток захватывается только на поверхности, захваченный частицей поток будет определяться распределением поля по ее поверхности. Действительно, в захваченном потоке отсутствует компонента, перпендикулярная Я0, так что распределение должно соответствовать углу, образованному нормалью к поверхности и направлением Я0. Такое распределение поля легко вычисляется для сферических частиц, для которых Я=3/2ЯО5т0. Элемент dAn имеет величину эффективной площади

dAn = 2паЧт2Ш. (4)

Таким образом, нормированное распределение поля Я по эффективной поверхности при приложенном по-

Q

ле Я0 будет в интервале О<Я< Я0 определяться уравнением

р (Я, НИ <Ш _ ± (Л)- [ 1 - (!-)¦]- Т „ (JL). ,5,

Существенной особенностью этого распределения яв-
Предыдущая << 1 .. 38 39 40 41 42 43 < 44 > 45 46 47 48 49 50 .. 90 >> Следующая

Авторские права © 2011 BooksOnChemistry. Все права защищены.
Реклама