HTS-temperatura, kriogenika
[ Pobierz całość w formacie PDF ]
Wydział Mechaniczno-Energetyczny
Laboratorium Kriogeniki
Pomiar charakterystyk pr
Ģ
dowo-napi
ħ
ciowych oraz wyznaczanie pr
Ģ
dów
krytycznych w funkcji temperatury w ta
Ļ
mach z nadprzewodników
wysokotemperaturowych
I.
Zjawisko nadprzewodnictwa
Nadprzewodnictwo jest kwantowym zjawiskiem fizycznym polegaj
Ģ
cym na całkowitym zaniku
oporu elektrycznego gdy dany materiał jest ochłodzony poni
Ň
ej pewnej charakterystycznej dla
niego temperatury, zwanej temperatur
Ģ
krytyczn
Ģ
,
T
c
. Materiał uwa
Ň
any za nadprzewodz
Ģ
cy tj.
nadprzewodnik
musi spełnia
ę
jednocze
Ļ
nie
dwie wyró
Ň
niaj
Ģ
ce go cechy:
zerowy opór
poni
Ň
ej
temperatury
krytycznej
oraz
wykazywa
ę
w
zewn
ħ
trznym
polu
magnetycznym
idealny
diamagnetyzm
(zerowa indukcja magnetyczna wewn
Ģ
trz nadprzewodnika). Nale
Ň
y tu podkre
Ļ
li
ę
,
Ň
e nadprzewodnik nie jest to
Ň
samy z hipotetycznym idealnym przewodnikiem o zerowym oporze
elektrycznym (niesko
ı
czonej przewodno
Ļ
ci elektrycznej) gdy
Ň
ten ostatni mo
Ň
e zachowa
ę
wewn
Ģ
trz indukcj
ħ
magnetyczn
Ģ
, w zale
Ň
no
Ļ
ci od drogi, po której osi
Ģ
gany jest stan
nadprzewodz
Ģ
cy.
I.1. Krótki wst
ħ
p historyczny
W roku
1911
holenderski fizyk
Heike Kamerlingh Onnes
badaj
Ģ
c elektryczn
Ģ
oporno
Ļę
czystych
metali zauwa
Ň
ył,
Ň
e opór elektryczny rt
ħ
ci
gwałtownie spada do zera gdy próbka została
schłodzona poni
Ň
ej 4,2 K - temperatury bliskiej
temperaturze wrzenia ciekłego helu pod ci
Ļ
nieniem
normalnym (rys.1). To nowe, fascynuj
Ģ
ce zjawisko
fizyczne nazwał
nadprzewodnictwem.
Krótko po
swoim odkryciu Onnes zauwa
Ň
ył,
Ň
e zewn
ħ
trzne
pole magnetyczne, a wi
ħ
c i pr
Ģ
d elektryczny o
wystarczaj
Ģ
co
du
Ň
ym
nat
ħŇ
eniu,
powoduj
Ģ
znikanie nadprzewodnictwa w badanej próbce.
Istniej
Ģ
wi
ħ
c,
obok
temperatury
krytycznej,
Rys.1. Opór elektryczny rt
ħ
ci w funkcji temperatury,
przy przej
Ļ
ciu poni
Ň
ej temperatury krytycznej (z
pracy Kammerlinga Onnesa, Lejda).
dodatkowo
dwa
jeszcze
parametry
krytyczne,
1
magnetyczne pole krytyczne
H
c
oraz pr
Ģ
d krytyczny,
I
c
.
W nast
ħ
pnych latach odkryto nadprzewodnictwo w wielu
innych metalicznych pierwiastkach: np. w roku 1913
stwierdzono
nadprzewodnictwo
ołowiu
(Pb)
z
temperatur
Ģ
krytyczn
Ģ
T
c
=7.2 K, a w roku 1930 odkryto
nadprzewodnictwo
w
niobie
(Nb)
z
temperatur
Ģ
krytyczn
Ģ
T
c
=9.2 K (patrz tak
Ň
e rys.5).
W roku
1933
dwaj fizycy niemieccy,
Meissner
i
Ochsenfeld
, odkryli drug
Ģ
podstawow
Ģ
cech
ħ
stanu
nadprzewodz
Ģ
cego-
idealny diamagnetyzm.
Rys. 2. Linie pola magnetycznego usuwane
s
Ģ
z wn
ħ
trza nadprzewodnika gdy ozi
ħ
biany
jest on poni
Ň
ej temperatury T
c
.
Zauwa
Ň
yli
oni,
Ň
e strumie
ı
magnetyczny
B
jest wypychany z
wn
ħ
trza próbki, kiedy zostaje ona schłodzona poni
Ň
ej
temperatury krytycznej,
T
c
, w słabym zewn
ħ
trznym polu magnetycznym (rys. 2). Zjawisko to nosi
nazw
ħ
efektu Meissnera-Ochsenfelda
, jest podstaw
Ģ
wszelkich praktycznych zastosowa
ı
nadprzewodników zwi
Ģ
zanych z lewitacj
Ģ
.
W roku
1934
bracia
Fritz i Heinz Londonowie
, w celu wytłumaczenia efektu Meissnera-
Ochsenfelda, podali teori
ħ
opart
Ģ
na elektrodynamice (równaniach Maxwella). Z modelu tego
wynika,
Ň
e istnieje pewna
gł
ħ
boko
Ļę
wnikania
l
L
, charakterystyczna gł
ħ
boko
Ļę
, na któr
Ģ
strumie
ı
magnetyczny wnika do nadprzewodnika. Je
Ļ
li nadprzewodnik jest czystym metalem, to strumie
ı
magnetyczny jest całkowicie wypychany z jego wn
ħ
trza i próbka wykazuje idealny diamagnetyzm.
Istnieje jednak pewien strumie
ı
magnetyczny w warstwie powierzchniowej o grubo
Ļ
ci
l
L
a warto
Ļę
indukcji zwi
Ģ
zanej z tym strumieniem maleje wykładniczo ze wzrostem odległo
Ļ
ci od powierzchni
nadprzewodnika.
Rys.3. a) Namagnesowanie w funkcji pola magnetycznego dla nadprzewodnika I-go rodzaju. Wyst
ħ
puje tu pełny efekt
Meissnera. Powy
Ň
ej pola krytycznego H
c
próbka staje si
ħ
normalnym przewodnikiem. Ujemna warto
Ļę
magnetyzacji M
odpowiada polu magnetycznemu wytworzonemu przez indukowane pr
Ģ
dy nadprzewodz
Ģ
ce, gdy przykłada si
ħ
zewn
ħ
trzne pole magnetyczne H. b)-Krzywa namagnesowania dla nadprzewodnika II-go rodzaju. Strumie
ı
indukcji
magnetycznej zaczyna wnika
ę
do nadprzewodnika przy polu H
c1
(pierwsze pole krytyczne). Pomi
ħ
dzy polem H
c1
a H
c2
próbka znajduje si
ħ
w stanie mieszanym i a
Ň
do pola H
c2
(drugie pole krytyczne) wykazuje nadprzewodz
Ģ
ce wła
Ļ
ciwo
Ļ
ci
elektryczne. Parametry
x
oraz
l
L
s
Ģ
odpowiednio długo
Ļ
ci
Ģ
koherencji i gł
ħ
boko
Ļ
ci
Ģ
wnikania dla danego
nadprzewodnika.
2
W roku
1957 A. Abrikosow
, analizuj
Ģ
c zachowanie nadprzewodników w zewn
ħ
trznym polu
magnetycznym, odkrył, i
Ň
nale
Ň
y rozró
Ň
ni
ę
dwa rodzaje nadprzewodników: nadprzewodniki I i II
rodzaju.
Nadprzewodniki I rodzaju
wypychaj
Ģ
całkowicie ze swego wn
ħ
trza strumie
ı
magnetyczny (pełny efekt Meissnera-Ochsenfelda), natomiast
nadprzewodniki II rodzaju
zachowuj
Ģ
si
ħ
w taki sposób,
Ň
e powy
Ň
ej krytycznego
pola magnetycznego (tzw. pierwszego, lub dolnego, pola
H
C1
) pole magnetyczne wnika do wn
ħ
trza
nadprzewodnika w postaci nici wirowych, z których
ka
Ň
da zawiera w sobie kwant strumienia magnetycznego
f
0
(rys. 3). Kwant strumienia magnetycznego dany jest
poni
Ň
sz
Ģ
zale
Ň
no
Ļ
ci
Ģ
:
Rys.4. Schematyczny obraz wnikania nici
wirowych strumienia magnetycznego w
nadprzewodniku II rodzaju. Wewn
Ģ
trz nici
wirowej
Wiry tworz
Ģ
tzw.
sie
ę
Abrikosowa
w przedziale pól
normalny.
(za
istnieje
stan
magnetycznych
H
C1
<
H
<
H
C2
; powy
Ň
ej pola
H
C2
, tzw.
drugiego
(lub
górnego)
pola
magnetycznego,
stan
nadprzewodz
Ģ
cy znika (rys.3). Dzi
ħ
ki takiemu zachowaniu, tzn. utworzeniu
stanu mieszanego
(rys.4), niektóre nadprzewodniki II rodzaju pozostaj
Ģ
nadprzewodnikami nawet w polach
magnetycznych o indukcji wi
ħ
kszej ni
Ň
np. 100 Tesli. Z tego wzgl
ħ
du nadprzewodniki II rodzaju
mog
Ģ
by
ę
wykorzystane w urz
Ģ
dzeniach wysokoenergetycznych.
W roku
1957 J. Bardeen, L. Cooper
i
R. Schrieffer
zaproponowali
mikroskopow
Ģ
teori
ħ
nadprzewodnictwa nazwan
Ģ
teori
Ģ
BCS
.
Podstawowym zagadnieniem rozwa
Ň
anym w tej teorii
jest oddziaływanie gazu elektronów przewodnictwa z
drganiami sieci krystalicznej. Zazwyczaj elektrony
odpychaj
Ģ
si
ħ
wzajemnie na skutek oddziaływa
ı
kulombowskich. Jednak
Ň
e, je
Ļ
li mamy do czynienia z
nadprzewodnikiem,
w
dostatecznie
niskich
temperaturach wypadkowe oddziaływanie pomi
ħ
dzy
elektronami mo
Ň
e by
ę
przyci
Ģ
gaj
Ģ
ce i w jego wyniku
dwa elektrony utworz
Ģ
stan zwi
Ģ
zany
-
tzw.
par
ħ
Rys.5. Historyczne odkrycia
nadprzewodnictwa w niektórych materiałach
Coopera
. W uproszczeniu mo
Ň
na to sobie wyobra
Ň
a
ę
3
w ten sposób, i
Ň
jeden elektron poruszaj
Ģ
c si
ħ
poprzez sie
ę
deformuje j
Ģ
powoduj
Ģ
c zag
ħ
szczenie
dodatnich jonów sieci wokół toru swojego ruchu. To zag
ħ
szczenie dodatnich jonów oddziałuje z
kolei na inny elektron o przeciwnie skierowanym p
ħ
dzie. W rezultacie tego przyci
Ģ
gaj
Ģ
cego
oddziaływania, poni
Ň
ej temperatury krytycznej powstaje kondensat zło
Ň
ony z par elektronów, które
s
Ģ
ze sob
Ģ
silnie skorelowane. Wszystkie
pary Coopera
poruszaj
Ģ
si
ħ
ruchem spójnym
,
tak wi
ħ
c
lokalne zaburzenie, na przykład domieszka, nie mo
Ň
e spowodowa
ę
rozproszenia pojedynczej pary.
Je
Ļ
li wprawimy w spójny ruch zespół takich wzajemnie skorelowanych "super-elektronów", ruch
ten b
ħ
dzie kontynuowany bez strat energii. W
1986
roku
G. Bednorz
i
K.A. Müller
, naukowcy z
laboratorium IBM w Ruschlikon (Szwajcaria), odkryli nadprzewodnictwo (
T
c
~30 K) w
ceramicznych próbkach LaBaCuO. W lutym
1987
roku dwie grupy naukowców z Alabamy i
Houston, kierowane przez
M.-K. Wu
oraz
P. Chu
, odkryły ceramik
ħ
Y
1
Ba
2
Cu
3
0
7
o temperaturze
krytycznej
T
c
=92 K, po raz pierwszy otrzymano nadprzewodnik o temperaturze krytycznej wy
Ň
szej
ni
Ň
temperatura wrzenia ciekłego azotu, cieczy, która jest o
Ļ
rodkiem chłodz
Ģ
cym du
Ň
o ta
ı
szym od
ciekłego helu. W latach nast
ħ
pnych odkryto jeszcze wiele innych zwi
Ģ
zków ceramicznych opartych
na tlenkach miedzi a wykazuj
Ģ
cych stan nadprzewodz
Ģ
cy w temperaturach rz
ħ
du 150 K (rys. 5).
Rozpocz
ħ
to tez produkcje drutów i ta
Ļ
m z tych materiałów na skale przemysłow
Ģ
.
Na podstawie ró
Ň
nych kryteriów mo
Ň
na wydzieli
ę
ró
Ň
ne grupy nadprzewodników:
Ze wzgl
ħ
du na wła
Ļ
ciwo
Ļ
ci fizyczne:
•
nadprzewodniki I rodzaju
, w których przy okre
Ļ
lonym krytycznym polu magnetycznym
B
C
dochodzi do zniszczenia stanu nadprzewodz
Ģ
cego,
o
nadprzewodniki II rodzaju
, w których przy okre
Ļ
lonym polu magnetycznym
B
C1
dochodzi do
wnikania pola magnetycznego do nadprzewodnika i utworzenia stanu mieszanego, a powy
Ň
ej
pola
B
C2
zachodzi zniszczenie stanu nadprzewodz
Ģ
cego.
o
Ze wzgl
ħ
du na skład chemiczny i budow
ħ
:
•
niektóre pierwiastki (np. Hg, Cd, Pb, Zn, Al., Sn, itp), inne przechodz
Ģ
w stan nadprzewodnictwa
tylko pod bardzo wysokim ci
Ļ
nieniem (np. O, P, S). Nie s
Ģ
nadprzewodnikami Cu, Ag, Au, gazy
o
szlachetne.
stopy i zwi
Ģ
zki mi
ħ
dzymetaliczne, takie jak na przykład NbTi,
o
zwi
Ģ
zki organiczne, w tym odmiany alotropowe w
ħ
gla (fulereny, nanorurki),
o
tlenkowe zwi
Ģ
zki miedzi i
Ň
elaza o strukturzew postaci ceramik, jak i monokryształów.
o
Ze wzgl
ħ
du na stosowan
Ģ
metod
ħ
opisu:
•
nadprzewodniki konwencjonalne, które daj
Ģ
si
ħ
dobrze opisa
ę
teori
Ģ
BCS,
o
4
nadprzewodniki niekonwencjonalne, które jeszcze
o
posiadaj
Ģ
nie
ogólnie
akceptowanej
teorii
tłumacz
Ģ
cej
w
zadowalaj
Ģ
cy
sposób
ich
wła
Ļ
ciwo
Ļ
ci.
Ze wzgl
ħ
du na temperatur
ħ
przej
Ļ
cia w stan
nadprzewodnictwa:
•
nadprzewodniki
niskotemperaturowe
,
o
o
temperaturze przej
Ļ
cia w stan nadprzewodnictwa
poni
Ň
ej temperatury wrzenia ciekłego azotu (77 K),
Rys. 6. Stan nadprzewodz
Ģ
cy istnieje tylko dla
warto
Ļ
ci temperatury, pola magnetycznego i
pr
Ģ
du transportu poni
Ň
ej warto
Ļ
ci krytycznych
Tc, Bc i Ic .(poni
Ň
ej zaznaczonej powierzchni).
nadprzewodniki
wysokotemperaturowe,
o
o
temperaturze przej
Ļ
cia w stan nadprzewodnictwa
powy
Ň
ej temperatury wrzenia ciekłego azotu.
I.2. Pr
Ģ
d krytyczny w nadprzewodnikach II rodzaju.
Jak wspominano wy
Ň
ej, stan nadprzewodz
Ģ
cy niszczony jest przez temperatur
ħ
, pole magnetyczne i
elektryczny pr
Ģ
d transportu o odpowiednich warto
Ļ
ciach, zwanych krytycznymi. Aby stan
nadprzewodnictwa w danym materiale istniał w sposób stabilny, musz
Ģ
spełnione by
ę
nast
ħ
puj
Ģ
ce
warunki: temperatura
T
<
T
c
(
B
,
I
), pole magnetyczne
B
<
B
c
(
T
,
I
) oraz pr
Ģ
d elektryczny
I
<
I
c
(
T
,
B
). Parametry te w sposób istotny wzajemnie od siebie zale
ŇĢ
. Schematycznie przedstawione
zale
Ň
no
Ļ
ci tych parametrów krytycznych pokazane s
Ģ
na rys. 6.
Je
Ň
eli do nadprzewodnika II rodzaju, znajduj
Ģ
cego si
ħ
w stanie mieszanym, doprowadzimy
elektryczny pr
Ģ
d transportu
J
(np. z zewn
ħ
trznego zasilacza) na nici wirowe strumienia
magnetycznego zacznie działa
ę
siła Lorentza
F
L
dana wzorem
G
C
C
F
L
=
B
×
J
gdzie
B
=
n
f
0
jest wektorem indukcji magnetycznej,
n
-g
ħ
sto
Ļ
ci
Ģ
nici
wirowych
w
nadprzewodniku.
Sytuacja ta pokazana jest schematycznie na rys. 7.
Pod wpływem siły Lorentza nici wirowe zaczynaj
Ģ
si
ħ
porusza
ę
, co z kolei generuje pole elektryczne
C
×=
), a wi
ħ
c pojawia si
ħ
opór elektryczny i w
obecno
Ļ
ci pola elektrycznego
E
, pr
Ģ
d
J
rozprasza
energi
ħ
C
C
E
v
B
(
Rys. 7. Nadprzewodnik II-go rodzaju z pr
Ģ
dem
transportu J w zewn
ħ
trznym polu magnetycznym
E
·
J
(straty
energetyczne). Teoretycznie
pr
Ģ
dy krytyczne w idealnych nadprzewodnikach II
5
[ Pobierz całość w formacie PDF ]
zanotowane.pl doc.pisz.pl pdf.pisz.pl chiara76.opx.pl
Wydział Mechaniczno-Energetyczny
Laboratorium Kriogeniki
Pomiar charakterystyk pr
Ģ
dowo-napi
ħ
ciowych oraz wyznaczanie pr
Ģ
dów
krytycznych w funkcji temperatury w ta
Ļ
mach z nadprzewodników
wysokotemperaturowych
I.
Zjawisko nadprzewodnictwa
Nadprzewodnictwo jest kwantowym zjawiskiem fizycznym polegaj
Ģ
cym na całkowitym zaniku
oporu elektrycznego gdy dany materiał jest ochłodzony poni
Ň
ej pewnej charakterystycznej dla
niego temperatury, zwanej temperatur
Ģ
krytyczn
Ģ
,
T
c
. Materiał uwa
Ň
any za nadprzewodz
Ģ
cy tj.
nadprzewodnik
musi spełnia
ę
jednocze
Ļ
nie
dwie wyró
Ň
niaj
Ģ
ce go cechy:
zerowy opór
poni
Ň
ej
temperatury
krytycznej
oraz
wykazywa
ę
w
zewn
ħ
trznym
polu
magnetycznym
idealny
diamagnetyzm
(zerowa indukcja magnetyczna wewn
Ģ
trz nadprzewodnika). Nale
Ň
y tu podkre
Ļ
li
ę
,
Ň
e nadprzewodnik nie jest to
Ň
samy z hipotetycznym idealnym przewodnikiem o zerowym oporze
elektrycznym (niesko
ı
czonej przewodno
Ļ
ci elektrycznej) gdy
Ň
ten ostatni mo
Ň
e zachowa
ę
wewn
Ģ
trz indukcj
ħ
magnetyczn
Ģ
, w zale
Ň
no
Ļ
ci od drogi, po której osi
Ģ
gany jest stan
nadprzewodz
Ģ
cy.
I.1. Krótki wst
ħ
p historyczny
W roku
1911
holenderski fizyk
Heike Kamerlingh Onnes
badaj
Ģ
c elektryczn
Ģ
oporno
Ļę
czystych
metali zauwa
Ň
ył,
Ň
e opór elektryczny rt
ħ
ci
gwałtownie spada do zera gdy próbka została
schłodzona poni
Ň
ej 4,2 K - temperatury bliskiej
temperaturze wrzenia ciekłego helu pod ci
Ļ
nieniem
normalnym (rys.1). To nowe, fascynuj
Ģ
ce zjawisko
fizyczne nazwał
nadprzewodnictwem.
Krótko po
swoim odkryciu Onnes zauwa
Ň
ył,
Ň
e zewn
ħ
trzne
pole magnetyczne, a wi
ħ
c i pr
Ģ
d elektryczny o
wystarczaj
Ģ
co
du
Ň
ym
nat
ħŇ
eniu,
powoduj
Ģ
znikanie nadprzewodnictwa w badanej próbce.
Istniej
Ģ
wi
ħ
c,
obok
temperatury
krytycznej,
Rys.1. Opór elektryczny rt
ħ
ci w funkcji temperatury,
przy przej
Ļ
ciu poni
Ň
ej temperatury krytycznej (z
pracy Kammerlinga Onnesa, Lejda).
dodatkowo
dwa
jeszcze
parametry
krytyczne,
1
magnetyczne pole krytyczne
H
c
oraz pr
Ģ
d krytyczny,
I
c
.
W nast
ħ
pnych latach odkryto nadprzewodnictwo w wielu
innych metalicznych pierwiastkach: np. w roku 1913
stwierdzono
nadprzewodnictwo
ołowiu
(Pb)
z
temperatur
Ģ
krytyczn
Ģ
T
c
=7.2 K, a w roku 1930 odkryto
nadprzewodnictwo
w
niobie
(Nb)
z
temperatur
Ģ
krytyczn
Ģ
T
c
=9.2 K (patrz tak
Ň
e rys.5).
W roku
1933
dwaj fizycy niemieccy,
Meissner
i
Ochsenfeld
, odkryli drug
Ģ
podstawow
Ģ
cech
ħ
stanu
nadprzewodz
Ģ
cego-
idealny diamagnetyzm.
Rys. 2. Linie pola magnetycznego usuwane
s
Ģ
z wn
ħ
trza nadprzewodnika gdy ozi
ħ
biany
jest on poni
Ň
ej temperatury T
c
.
Zauwa
Ň
yli
oni,
Ň
e strumie
ı
magnetyczny
B
jest wypychany z
wn
ħ
trza próbki, kiedy zostaje ona schłodzona poni
Ň
ej
temperatury krytycznej,
T
c
, w słabym zewn
ħ
trznym polu magnetycznym (rys. 2). Zjawisko to nosi
nazw
ħ
efektu Meissnera-Ochsenfelda
, jest podstaw
Ģ
wszelkich praktycznych zastosowa
ı
nadprzewodników zwi
Ģ
zanych z lewitacj
Ģ
.
W roku
1934
bracia
Fritz i Heinz Londonowie
, w celu wytłumaczenia efektu Meissnera-
Ochsenfelda, podali teori
ħ
opart
Ģ
na elektrodynamice (równaniach Maxwella). Z modelu tego
wynika,
Ň
e istnieje pewna
gł
ħ
boko
Ļę
wnikania
l
L
, charakterystyczna gł
ħ
boko
Ļę
, na któr
Ģ
strumie
ı
magnetyczny wnika do nadprzewodnika. Je
Ļ
li nadprzewodnik jest czystym metalem, to strumie
ı
magnetyczny jest całkowicie wypychany z jego wn
ħ
trza i próbka wykazuje idealny diamagnetyzm.
Istnieje jednak pewien strumie
ı
magnetyczny w warstwie powierzchniowej o grubo
Ļ
ci
l
L
a warto
Ļę
indukcji zwi
Ģ
zanej z tym strumieniem maleje wykładniczo ze wzrostem odległo
Ļ
ci od powierzchni
nadprzewodnika.
Rys.3. a) Namagnesowanie w funkcji pola magnetycznego dla nadprzewodnika I-go rodzaju. Wyst
ħ
puje tu pełny efekt
Meissnera. Powy
Ň
ej pola krytycznego H
c
próbka staje si
ħ
normalnym przewodnikiem. Ujemna warto
Ļę
magnetyzacji M
odpowiada polu magnetycznemu wytworzonemu przez indukowane pr
Ģ
dy nadprzewodz
Ģ
ce, gdy przykłada si
ħ
zewn
ħ
trzne pole magnetyczne H. b)-Krzywa namagnesowania dla nadprzewodnika II-go rodzaju. Strumie
ı
indukcji
magnetycznej zaczyna wnika
ę
do nadprzewodnika przy polu H
c1
(pierwsze pole krytyczne). Pomi
ħ
dzy polem H
c1
a H
c2
próbka znajduje si
ħ
w stanie mieszanym i a
Ň
do pola H
c2
(drugie pole krytyczne) wykazuje nadprzewodz
Ģ
ce wła
Ļ
ciwo
Ļ
ci
elektryczne. Parametry
x
oraz
l
L
s
Ģ
odpowiednio długo
Ļ
ci
Ģ
koherencji i gł
ħ
boko
Ļ
ci
Ģ
wnikania dla danego
nadprzewodnika.
2
W roku
1957 A. Abrikosow
, analizuj
Ģ
c zachowanie nadprzewodników w zewn
ħ
trznym polu
magnetycznym, odkrył, i
Ň
nale
Ň
y rozró
Ň
ni
ę
dwa rodzaje nadprzewodników: nadprzewodniki I i II
rodzaju.
Nadprzewodniki I rodzaju
wypychaj
Ģ
całkowicie ze swego wn
ħ
trza strumie
ı
magnetyczny (pełny efekt Meissnera-Ochsenfelda), natomiast
nadprzewodniki II rodzaju
zachowuj
Ģ
si
ħ
w taki sposób,
Ň
e powy
Ň
ej krytycznego
pola magnetycznego (tzw. pierwszego, lub dolnego, pola
H
C1
) pole magnetyczne wnika do wn
ħ
trza
nadprzewodnika w postaci nici wirowych, z których
ka
Ň
da zawiera w sobie kwant strumienia magnetycznego
f
0
(rys. 3). Kwant strumienia magnetycznego dany jest
poni
Ň
sz
Ģ
zale
Ň
no
Ļ
ci
Ģ
:
Rys.4. Schematyczny obraz wnikania nici
wirowych strumienia magnetycznego w
nadprzewodniku II rodzaju. Wewn
Ģ
trz nici
wirowej
Wiry tworz
Ģ
tzw.
sie
ę
Abrikosowa
w przedziale pól
normalny.
(za
istnieje
stan
magnetycznych
H
C1
<
H
<
H
C2
; powy
Ň
ej pola
H
C2
, tzw.
drugiego
(lub
górnego)
pola
magnetycznego,
stan
nadprzewodz
Ģ
cy znika (rys.3). Dzi
ħ
ki takiemu zachowaniu, tzn. utworzeniu
stanu mieszanego
(rys.4), niektóre nadprzewodniki II rodzaju pozostaj
Ģ
nadprzewodnikami nawet w polach
magnetycznych o indukcji wi
ħ
kszej ni
Ň
np. 100 Tesli. Z tego wzgl
ħ
du nadprzewodniki II rodzaju
mog
Ģ
by
ę
wykorzystane w urz
Ģ
dzeniach wysokoenergetycznych.
W roku
1957 J. Bardeen, L. Cooper
i
R. Schrieffer
zaproponowali
mikroskopow
Ģ
teori
ħ
nadprzewodnictwa nazwan
Ģ
teori
Ģ
BCS
.
Podstawowym zagadnieniem rozwa
Ň
anym w tej teorii
jest oddziaływanie gazu elektronów przewodnictwa z
drganiami sieci krystalicznej. Zazwyczaj elektrony
odpychaj
Ģ
si
ħ
wzajemnie na skutek oddziaływa
ı
kulombowskich. Jednak
Ň
e, je
Ļ
li mamy do czynienia z
nadprzewodnikiem,
w
dostatecznie
niskich
temperaturach wypadkowe oddziaływanie pomi
ħ
dzy
elektronami mo
Ň
e by
ę
przyci
Ģ
gaj
Ģ
ce i w jego wyniku
dwa elektrony utworz
Ģ
stan zwi
Ģ
zany
-
tzw.
par
ħ
Rys.5. Historyczne odkrycia
nadprzewodnictwa w niektórych materiałach
Coopera
. W uproszczeniu mo
Ň
na to sobie wyobra
Ň
a
ę
3
w ten sposób, i
Ň
jeden elektron poruszaj
Ģ
c si
ħ
poprzez sie
ę
deformuje j
Ģ
powoduj
Ģ
c zag
ħ
szczenie
dodatnich jonów sieci wokół toru swojego ruchu. To zag
ħ
szczenie dodatnich jonów oddziałuje z
kolei na inny elektron o przeciwnie skierowanym p
ħ
dzie. W rezultacie tego przyci
Ģ
gaj
Ģ
cego
oddziaływania, poni
Ň
ej temperatury krytycznej powstaje kondensat zło
Ň
ony z par elektronów, które
s
Ģ
ze sob
Ģ
silnie skorelowane. Wszystkie
pary Coopera
poruszaj
Ģ
si
ħ
ruchem spójnym
,
tak wi
ħ
c
lokalne zaburzenie, na przykład domieszka, nie mo
Ň
e spowodowa
ę
rozproszenia pojedynczej pary.
Je
Ļ
li wprawimy w spójny ruch zespół takich wzajemnie skorelowanych "super-elektronów", ruch
ten b
ħ
dzie kontynuowany bez strat energii. W
1986
roku
G. Bednorz
i
K.A. Müller
, naukowcy z
laboratorium IBM w Ruschlikon (Szwajcaria), odkryli nadprzewodnictwo (
T
c
~30 K) w
ceramicznych próbkach LaBaCuO. W lutym
1987
roku dwie grupy naukowców z Alabamy i
Houston, kierowane przez
M.-K. Wu
oraz
P. Chu
, odkryły ceramik
ħ
Y
1
Ba
2
Cu
3
0
7
o temperaturze
krytycznej
T
c
=92 K, po raz pierwszy otrzymano nadprzewodnik o temperaturze krytycznej wy
Ň
szej
ni
Ň
temperatura wrzenia ciekłego azotu, cieczy, która jest o
Ļ
rodkiem chłodz
Ģ
cym du
Ň
o ta
ı
szym od
ciekłego helu. W latach nast
ħ
pnych odkryto jeszcze wiele innych zwi
Ģ
zków ceramicznych opartych
na tlenkach miedzi a wykazuj
Ģ
cych stan nadprzewodz
Ģ
cy w temperaturach rz
ħ
du 150 K (rys. 5).
Rozpocz
ħ
to tez produkcje drutów i ta
Ļ
m z tych materiałów na skale przemysłow
Ģ
.
Na podstawie ró
Ň
nych kryteriów mo
Ň
na wydzieli
ę
ró
Ň
ne grupy nadprzewodników:
Ze wzgl
ħ
du na wła
Ļ
ciwo
Ļ
ci fizyczne:
•
nadprzewodniki I rodzaju
, w których przy okre
Ļ
lonym krytycznym polu magnetycznym
B
C
dochodzi do zniszczenia stanu nadprzewodz
Ģ
cego,
o
nadprzewodniki II rodzaju
, w których przy okre
Ļ
lonym polu magnetycznym
B
C1
dochodzi do
wnikania pola magnetycznego do nadprzewodnika i utworzenia stanu mieszanego, a powy
Ň
ej
pola
B
C2
zachodzi zniszczenie stanu nadprzewodz
Ģ
cego.
o
Ze wzgl
ħ
du na skład chemiczny i budow
ħ
:
•
niektóre pierwiastki (np. Hg, Cd, Pb, Zn, Al., Sn, itp), inne przechodz
Ģ
w stan nadprzewodnictwa
tylko pod bardzo wysokim ci
Ļ
nieniem (np. O, P, S). Nie s
Ģ
nadprzewodnikami Cu, Ag, Au, gazy
o
szlachetne.
stopy i zwi
Ģ
zki mi
ħ
dzymetaliczne, takie jak na przykład NbTi,
o
zwi
Ģ
zki organiczne, w tym odmiany alotropowe w
ħ
gla (fulereny, nanorurki),
o
tlenkowe zwi
Ģ
zki miedzi i
Ň
elaza o strukturzew postaci ceramik, jak i monokryształów.
o
Ze wzgl
ħ
du na stosowan
Ģ
metod
ħ
opisu:
•
nadprzewodniki konwencjonalne, które daj
Ģ
si
ħ
dobrze opisa
ę
teori
Ģ
BCS,
o
4
nadprzewodniki niekonwencjonalne, które jeszcze
o
posiadaj
Ģ
nie
ogólnie
akceptowanej
teorii
tłumacz
Ģ
cej
w
zadowalaj
Ģ
cy
sposób
ich
wła
Ļ
ciwo
Ļ
ci.
Ze wzgl
ħ
du na temperatur
ħ
przej
Ļ
cia w stan
nadprzewodnictwa:
•
nadprzewodniki
niskotemperaturowe
,
o
o
temperaturze przej
Ļ
cia w stan nadprzewodnictwa
poni
Ň
ej temperatury wrzenia ciekłego azotu (77 K),
Rys. 6. Stan nadprzewodz
Ģ
cy istnieje tylko dla
warto
Ļ
ci temperatury, pola magnetycznego i
pr
Ģ
du transportu poni
Ň
ej warto
Ļ
ci krytycznych
Tc, Bc i Ic .(poni
Ň
ej zaznaczonej powierzchni).
nadprzewodniki
wysokotemperaturowe,
o
o
temperaturze przej
Ļ
cia w stan nadprzewodnictwa
powy
Ň
ej temperatury wrzenia ciekłego azotu.
I.2. Pr
Ģ
d krytyczny w nadprzewodnikach II rodzaju.
Jak wspominano wy
Ň
ej, stan nadprzewodz
Ģ
cy niszczony jest przez temperatur
ħ
, pole magnetyczne i
elektryczny pr
Ģ
d transportu o odpowiednich warto
Ļ
ciach, zwanych krytycznymi. Aby stan
nadprzewodnictwa w danym materiale istniał w sposób stabilny, musz
Ģ
spełnione by
ę
nast
ħ
puj
Ģ
ce
warunki: temperatura
T
<
T
c
(
B
,
I
), pole magnetyczne
B
<
B
c
(
T
,
I
) oraz pr
Ģ
d elektryczny
I
<
I
c
(
T
,
B
). Parametry te w sposób istotny wzajemnie od siebie zale
ŇĢ
. Schematycznie przedstawione
zale
Ň
no
Ļ
ci tych parametrów krytycznych pokazane s
Ģ
na rys. 6.
Je
Ň
eli do nadprzewodnika II rodzaju, znajduj
Ģ
cego si
ħ
w stanie mieszanym, doprowadzimy
elektryczny pr
Ģ
d transportu
J
(np. z zewn
ħ
trznego zasilacza) na nici wirowe strumienia
magnetycznego zacznie działa
ę
siła Lorentza
F
L
dana wzorem
G
C
C
F
L
=
B
×
J
gdzie
B
=
n
f
0
jest wektorem indukcji magnetycznej,
n
-g
ħ
sto
Ļ
ci
Ģ
nici
wirowych
w
nadprzewodniku.
Sytuacja ta pokazana jest schematycznie na rys. 7.
Pod wpływem siły Lorentza nici wirowe zaczynaj
Ģ
si
ħ
porusza
ę
, co z kolei generuje pole elektryczne
C
×=
), a wi
ħ
c pojawia si
ħ
opór elektryczny i w
obecno
Ļ
ci pola elektrycznego
E
, pr
Ģ
d
J
rozprasza
energi
ħ
C
C
E
v
B
(
Rys. 7. Nadprzewodnik II-go rodzaju z pr
Ģ
dem
transportu J w zewn
ħ
trznym polu magnetycznym
E
·
J
(straty
energetyczne). Teoretycznie
pr
Ģ
dy krytyczne w idealnych nadprzewodnikach II
5
[ Pobierz całość w formacie PDF ]
