9.13. Понятие о сверхпроводимости

Рис. 9.29

Сверхпроводимость  свойство многих веществ, в том числе и проводников и многих сплавов и др., состоящее в том, что их электрическое сопротивление скачком уменьшается до нуля при охлаждении образцов ниже критической температуры Т_С, характерной для данного материала (рис. 9.29).

Впервые сверхповодимость обнаружена Камерлинг-Оннесом при охлаждении ртути ниже Т_С = 4,3 К. Удельное сопротивление веществ в сверхпроводящем состоянии мало ( < 10^22 Омм), в то время как, например, у чистых образцов меди или серебра при температуре жидкого гелия  10 ^11 Омм.

Классическая физика не смогла объяснить это явление, и сверхпроводимость оставалась загадкой до 1957 г., когда оно получило теоретическое объяснение в работах Бардина, Купера, Шриффера и Боголюбова с использованием квантовой теории.

Одним из удивительных квантовых свойств микрочастиц является существенное различие в их поведении в зависимости от того, обладают они целым или полуцелым спином.

Ансамбль N квантовых частиц с полуцелым спином называют фермионами, к которым относятся электроны.

Фермичастицы подчиняются принципу Паули.

Согласно этому принципу в твердых телах при Т = 0 К на каждом энергетическом уровне в разрешенной зоне могут находиться одновременно только два электрона с противоположными спинами.

Рис. 9.30

В металлах число валентных электронов таково, что, разместив все электроны по разрешенным уровням, начиная с низшего, можно получить частично заполненную зону (зона проводимости “С”), в которой наивысший занятый электронами уровень называют уровнем Ферми (рис. 9.30, а).

Электропроводность обычных металлов определяется свойствами фермиэлектронов и процессами их рассеяния на ионах кристаллической решетки, совершающих тепловые колебания; примесях; дислокациях и других структурных несовершенствах кристалла.

При низких температурах сопротивление кристалла определяется в основном примесным рассеянием.

Даже в идеальном кристалле сопротивление всегда конечно, хотя и достаточно мало изза слабого взаимодействия электронов с решеткой, что действительно наблюдается в серебре, меди и других наилучших проводниках вплоть до температур Т  10^17 К.

Иначе ведут себя частицы с целым спином (бозоны). При Т = 0 К они заполняют один, самый низший энергетический уровень, так как бозоны не подчиняются принципу Паули (рис.9.30, б).

Если спектр возбуждений такой системы удовлетворяет критерию Ландау, то движение бозечастиц при достаточно слабых возмущениях (низкие температуры, слабые электрические и магнитные поля и т. д.) происходит без потерь энергии, что эквивалентно обращению в нуль электросопротивления и возникновению сверхпроводимости (рис. 9.29).

Электроны в металлах взаимодействуют друг с другом двояко.

Вопервых, они отталкиваются как одноименные заряженные частицы (диэлектрическая проницаемость среды  > 1).

Вовторых, электроны взаимодействуют с колебаниями решетки и обмениваются фононами.

Если один из электронов за счет кулоновского притяжения к положительным ионам решетки слегка ее деформирует, то второй электрон может взаимодействовать с этой областью деформации решетки, притягиваясь к ней.

В результате между этими электронами возникает эффективное притяжение, т. е. кристаллическая решетка является средой, диэлектрическая проницаемость которой  < 1.

Притяжение объединяет электроны в куперовские пары с целым спином (S = 0), т. е. в бозечастицы.

В теории Бардина-Купера-Шриффера суммарный спин пары равен нулю, а импульсы электронов, составляющих пару, противоположны.

Причем спаренные электроны могут находить друг друга на расстояниях, равных многим периодам кристаллической решетки.

За счет принципа Паули спаривание двух электронов с одинаковыми спинами оказывается энергетически менее выгодным, чем образование пары с нулевым спином.

В 1950 г. экспериментально обнаружен изотопический эффект. Откуда следует, что гдеm  масса одного атома металла; Т_c  критическая температура сверхпроводимости.

Следовательно, чем тяжелее металл, тем больше сужается температурный диапазон 0 < T  Т_c, в котором металл находится в сверхпроводящем состоянии.

Но чем массивнее атомы, тем труднее возбуждать колебания, т. е. сверхпроводимость связана с колебаниями кристаллической решетки металла, в которой электроны проводимости взаимодействуют с фононами.

Согласно теории сверхпроводимости, например, один из электронов притягивая положительные ионы металла, создает вокруг себя повышенную плотность положительного заряда, который, в свою очередь, притягивает к себе другой электрон. Возникает как бы слабое притяжение между этими электронами.

Изза колебаний ионов металла, притяжение между электронами приводит к их рассеянию на колебаниях кристаллической решетки металла (эти колебания не прекращаются даже при абсолютном нуле температуры, при котором они являются нулевыми).

Квантовый механизм рассеяния электронов проводимости заключается в обмене фононами этими электронами, которые они испускают и поглощают.

Изза вырождения электронного газа в рассеянии участвуют только электроны с противоположно направленными импульсами из малой окрестности сферы Ферми (радиусом R =, равному максимальному абсолютному значению импульса электрона проводимости при температуре Т = 0 К), которая находится в импульсном пространстве, и описывается уравнением

Р² / (2m_e) = ₀,

где ₀  химический потенциал электронов при температуре абсолютного нуля.

Обмен фононами наиболее интенсивен между электронами с противоположно направленными импульсами и спинами.

Если это притяжение преобладает над кулоновским отталкиванием электронов, то при низких температурах, при которых разрушающее действие теплового движения ослабевает, образуются куперовские пары.

Такая пара, не имея спина, подчиняется статистике Бозе  Эйнштейна, имеет энергию связи порядка  10^3  10^4 эВ.

Благодаря этому куперовская пара оказывается носителем тока, которому металл не оказывает сопротивление.

Это происходит следующим образом. Когда металл охлаждается ниже критической температуры и в нем создан ток куперовских пар, т. е. возбуждено движение пар относительно кристаллической решетки металла.

Если связать это движение с системой отсчета, в которой пары покоятся, то кристаллическая решетка будет перемещаться.

При выключении электрического поля, создавшего ток, этот ток прекратиться, если электрическое поле решетки разрушит состояние покоя куперовских пар. Но для этого нужно затратить конечную энергию.

При слабых токах решетка движется медленно, и у нее нет необходимого запаса энергии, чтобы разрушить куперовскую пару.

Поэтому ток сохраняется, а металл оказывается сверхпроводником.

Характерный размер куперовской пары

определяется длиной когеретности

, (9.34)

где v_F  скорость электронов на уровне Ферми; h  постоянная Планка; k  постоянная Больцмана; Т_С  температура перехода в сверхпроводящее состояние.

При Т_c  10 К и ₀  5 эВ значение R10^6 м, что на четыре порядка превышает среднее межатомное расстояние в кристалле.

Энергия связи электронов в паре  мала, т. е.   1,7kT_C, и определяет величину щели в плотности состояний W_g = 2, образующуюся в энергетическом спектре на уровне Ферми при переходе в сверхпроводящее состояние (рис. 9.30, б).

Эта щель и отделяет уровень, на котором сконденсировались куперовские пары (бозечастицы), от ближайшего разрешенного уровня, расположенного выше уровня Ферми (в результате и оказывается выполненным критерий Ландау  критерий сверхтекучести).

При температурах ниже Т_С сопротивление сверхпроводника оказывается равным нулю.

Другим необычным свойством сверхпроводников является их способность полностью выталкивать слабое магнитное поле.

Рис. 9.31

Внешнее магнитное поле Н_е не проникает в глубь сверхпроводящего образца независимо от того, было ли это поле включено выше или ниже Т_С.

Вследствие того, что магнитное поле Н_i внутри образца равно сумме внешнего поля и поля намагничивания 4J, то сверхпроводник представляет собой идеальный диамагнетик с Н_i = 0 и 4J =  Н_е (рис. 9.31). В этом заключается эффект Мейснера.

Рис. 9.32

Физически эффект Мейснера связан с тем, что у сверхпроводника, помещенного в слабое магнитное поле, в поверхностном слое толщиной _L  1001000 Å наводятся круговые незатухающие токи, которые компенсируют внешнее магнитное поле (братья Лондоны, 1934 г.).

Такие сверхпроводники характеризуются механическим отталкиванием (“гроб Магомета”, рис. 9. 32), где над сверхпроводящими кольцами А и В, в которых циркулирует ток, зависла сфера С из сверхпроводника.

Это явление используют для сверхпроводящих подвесов в гироскопах, двигателях и т. д. КПД таких машин близок к 100%.

Поскольку сверхпроводимость  бездиссипативное токовое состояние бозе  конденсата куперовских пар, у которых спины электронов направлены противоположно друг другу, то в достаточно сильном магнитном поле оба спина стремятся к одинаковой ориентации вдоль, что и приводит к подавлению сверхпроводимости при

Н ≥ Н_р,

где Н_р  парамагнитное критическое поле (парамагнитный эффект).

В сверхпроводниках первого рода, у которых ₀ > 1,4_L, при увеличении магнитного поля до Н = Н_е энергетически выгоднее разрушить сверхпроводимость сразу же во всем объеме образца, когда поле скачком проникает в него и весь образец переходит в нормальное состояние (рис. 9.33, а, б).

Рис. 9.33

Критическое поле Н_С зависит от температуры: при Т = 0 К оно имеет максимальное значение, затем монотонно убывает до нуля вплоть до Т_С.

В 1952 г. Абрикосовым предложен другой метод разрушения сверхпроводимости магнитным полем.

Рис. 9.34

При более значительной глубине проникновения магнитного поля в сверхпроводник (в случае ₀ < 1,4_L) поверхностная энергия границы раздела нормальная фаза  сверхпроводник отрицательна и энергетически выгодно не скачкообразное проникновение поля в объем всего образца, и формирование смешанного состояния (рис. 9. 34, а, б).

В этом состоянии сверхпроводник как бы пронизан нитями диаметром ₀ (абрикосовские вихри).

Каждая нить представляет собой тонкую область нормальной фазы, ориентированной вдоль вектора , причем каждой нити соответствует один квант магнитного потока Ф₀.

Смешанные состояния реализуются в сверхпроводниках II рода.

Рис. 9.35

В них полное выталкивание силовых линий магнитного поля происходит только в полях до Н_С1.

Выше этого поля начинается рождение областей нормальной фазы в форме нитей  абрикосовских вихрей, их число увеличивается вплоть до Н = Н_С2.

Магнитное поле H > Н_С2 полностью разрушает сверхпроводящее состояние.

Хотя существование сверхпроводимости и ферромагнетизма невозможно, их конкуренция может привести к появлению нового типа магнитного порядка в сверхпроводящей фазе  доменной магнитной структуры.

В последнее время существование сверхпроводимости обнаружено в системах тяжелых фермионов (например, СеСu₂Si₂, UРt₃).

Действительно, при низких температурах эффективная масса фермиевских электронов велика

[m*  (1001000)m₀].

Так как величина эффективной массы электронов обратно пропорциональна ширине энергетической зоны, то в таких системах на уровне Ферми имеется очень узкий пик плотности состояний большой амплитуды, т. е. возникает резонанс (рис. 9. 35).

Функция g(W) определяет число разрешенных энергетических уровней, приходящихся на единичный интервал энергий состояний.

Величину g (при W = W_F) можно определить из данных по измерению теплоемкости образца при низких температурах.

Сверхпроводимость обнаружена и в органических соединениях за счет экситонного механизма образования куперовских пар электронов.

В 1986 г. открыта высокотемпературная сверхпроводимость в различных соединениях, критическая температура которых Т_С  100 К.

Существуют различные модели, объясняющие существование высокотемпературной сверхпроводимости.

Повышение Т_С сверхпроводимости несомненно требует меньших затрат энергии.