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" -> 47

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 .. 41 42 43 44 45 46 < 47 > 48 49 50 51 52 53 .. 90 >> Следующая


С точки зрения практического применения сверхпроводников второго рода важны две их характеристики. Первая характеристика — верхнее критическое магнитное поле Яс2. Под верхним критическим полем понимается магнитное поле, при котором критическая плотность тока /с и намагниченность стремятся к нулю. Вторая характеристика — абсолютная величина критической плотности тока и ее зависимость от магнитного поля. Как известно, верхнее критическое магнитное поле зависит от определенных микроскопических свойств сверхпроводника. В приближении теории свободных электронов Нс2 зависит от плотности электронов п, эффективной массы т*, средней длины свободного пробега А и ширины энергетической щели 2ео- Яс2 непостоянно для данного материала, но является линейной функцией остаточного сопротивления, если изменение сопротивления не влияет на другие свойства сверхпроводника [1]. Что касается критической плотности тока, то наблюдается сильное и явно независимое изменение ее в данном магнитном поле даже в материалах, остаточное сопротивление которых отличается менее чем на 20%. Более того, можно показать, что критическая плотность тока очень чувствительна к холодной обработке, а в некоторых материалах — к облучению нейтронами, тогда как остаточное сопротивление Яс2 в этих случаях изменяется незначительно. Наконец, показано, что критическая плотность тока при низких температурах в данном магнитном поле изменяется приблизительно линейно с температурой, в то время как Яс2 при тех же самых низких температурах показывает очень слабую температурную зависимость.

Известно из эксперимента, что высокую критическую плотность тока в общем имеют многофазные или сильно-деформированные в холодном состоянии сверхпроводники второго рода. Это заставляет предположить, что за величину критической плотности тока и ее зависимость

1 G. D. С о d у, G. W. С u 11 е п. RCA Laboratories.

153
от магнитного поля ответственны протяженные в пространстве дефекты.

Эксперименты по термической обработке также подтверждают эту точку зрения (см. стр. 166). Например, после термической обработки наблюдаются лишь незначительные изменения остаточного сопротивления, в то время как критическая плотность тока изменяется вдвое.

Эти положения, хотя и достаточно достоверные, мало помогают при анализе экспериментальных данных для получения большой критической плотности тока. Глубокий анализ способности сверхпроводников второго рода нести транспортный ток стал возможен после экспериментальной работы Кима, Хемстеда и Стрнада [2] и создания Андерсоном теории ползучести магнитного потока [3]. Прежде чем приступить к обсуждению работ этих авторов, рассмотрим способность сверхпроводников второго рода проводить ток в смешанном состоянии.

Хорошо известно, что магнитный переход для сверхпроводников второго рода (смешанное состояние) может быть чрезвычайно широким. Например, в образцах Nb3Sn при 4,2° К проникновение магнитного поля начинается около 200 э (см. стр. 139), тогда как переход в нормальное состояние происходит приблизительно около 200 кэ (см. стр. 200). В магнитных полях выше 10 кэ в образцах Nb3Sn наблюдается почти равномерное проникновение магнитного поля. До настоящего времени магнитная микроструктура смешанного состояния непосредственно не наблюдалась. Современные теории предполагают, что в отсутствие проходящего тока существует или слоистая [4], или вихревая [5] модель. В обоих случаях ниже Яс2 микроструктура характеризуется периодическим изменением параметра сверхпроводящего порядка (tis) и локального магнитного поля. Локальное магнитное поле достигает максимума, а параметр порядка — минимума в области, близкой к длине когерент-

О

ности g (~100 А для Nb3Sn). При Я>ЯСi (первое критическое поле) эти области расположены друг от друга на

о

расстоянии порядка глубины проникновения К (—3000 А для Nb3Sn). Поскольку основная часть материала

является полностью сверхпроводящей. При Н—Нс период структуры приближается к значению | и объем сверхпроводящих областей быстро стремится к нулю. В вих-

154
ревой модели квантование магнитного потока играет решающую роль [5], но в слоистой модели область с высоким магнитным полем содержит нормальную сердцевину; пока не ясно, существует ли такая сердцевина в вихревой модели1 [5].

Ни одна из этих моделей не рассматривает случая, когда по образцу течет полный ток. Ясно, что при Н> Нсi распределение тока по образцу однородно (в отличие от сверхпроводников первого рода, где ток сосредоточен в области, ограниченной глубиной проникновения). Гор-тером [6] показано, что описанная выше доменная структура неустойчива в отношении действия магнитного давления. Рассмотрим поведение проволоки с плотностью тока j в поперечном магнитном поле Н. Магнитное давление в образце пропорционально силе Лоренца F, а

F = — [jH] V, (1)

С

где V — объем элемента магнитного потока (сердцевина вихря или нормальный слой).

Если бы домены могли двигаться без трения, то в проволоке появилась бы электродвижущая сила (э.д.с.), которая в установившемся состоянии точно компенсировала бы приложенную э.д.с. и уменьшила бы приложенный ток до нуля. Поскольку же силы трения ограничивают скорость изменения доменной структуры, э.д.с. в образце будет равна работе, совершаемой приложенной э.д.с. против сил вязкости или трения. В любом случае, хотя ток продолжает проходить по сверхпроводящим областям во всем образце, появляется э.д.с. и сопротивление, которое можно измерить при любых значениях тока.
Предыдущая << 1 .. 41 42 43 44 45 46 < 47 > 48 49 50 51 52 53 .. 90 >> Следующая

Авторские права © 2011 BooksOnChemistry. Все права защищены.
Реклама