Високотемпературна надпровідність

При відомій величині eext i ein легко подати зв’язок між напруженням зовнішнього Еext і внутрішнього Ein електричного поля. Для циліндра, вісь якого перпендикулярна вектору поля, цей зв’язок має вигляд:

. (1.4.4)

Підставляючи (1.4.2 , 1.4.3) в (1.4.4), отримаємо

, (1.4.5)

де , S=si/sN. Замітимо, що Ein=2 Еext при WS<<1, тобто на низьких частотах поле концентрується в нормальних включеннях. На досить високих частотах

, (1.4.6)

що при si < sN дає ослаблення поля всередені включень. Запишемо вираз для густини струму в основній масі надпровідника

(1.4.7)

і всереднні нормальних електричних включень .

Визначемо середній ефективний струм

. (1.4.8)

Покладаючи зв’язок між jeff i Eext у вигляді

, (1.4.9)

знайдемо

; (1.4.10)

. (1.4.11)

Незначна зміна lL за рахунок нормально провідних включень не представляє інтересу, в той час як seff може сильно перебільшувати sN, що повинно вплинути на величину R. Використовуючи отримані вирази для seff , отримаємо для плівки співвідношення, яка містить нормальні включення

, (1.4.12)

де

. (1.4.13)

З даних розрахунків [ 12 ] отримано, що для неоднорідного надпровідника в інтервалі частот 10-3<W<3×10-2 поверхневий опір змінюється пропорційно W при h=0,03 і пропорційно W1/2 при h=0,1, в той час як для однорідного надпровідника R~w2. Якщо при Т<Tc в експеременті R не пропорційно w2, то це служити вказівкою на неоднорідність зразка. Великий вклад в НВЧ поверхневий опір ВТНП-матеріала при Т<Tc можуть дати і міждоменні стінки при наявності двійникування в епітаксіальній плівці.

При поганій якості технології плівка може представляти собою систему кристалітів, з’єднаних між собою задопомогою контактів, володіючих якостями джозефсонівських слабких зв’язків, і в цьому випадку R помітно збільшується. В експеременті можна відрізнити однорідну плівку від плівки, що містить систему джозефсоновських контактів, поміщаючи зразок в постійне магнітне поле і досліджуючи залежність R(H).

Експериментальнi данi [ 5 ] свiдчать про те, що додатковi втрати також пов'язанi iз захопленим магнiтним потоком. При охолодженнi в момент переходу у надпровiдний стану в надпровiднику може бути захоплений магнiтний потiк, пов'язаний з ненульовим значенням напруженостi магнiтного поля в робочому об'ємi. Домiшки, особливо магнiтнi, викликають локальнi змiни надпровiдної щiлини i призводять до виникнення в околi точок їх розташування iзольованих нормальних областей. Нерiвностi поверхнi навiть мiкроскопiчного масштабу призводять до значних втрат. Гострий виступ на поверхнi надпровiдника викликає вищу напруженiсть магнiтного поля, нiж в середньому поблизу поверхнi, вона може навiть перевищувати її критичне значення.

1.5. Поведінка надпровідників в зовнішніх магнітних полях. Надпровідники другого роду.

Магнітні властивості надпровідників характеризуються двома параметрами: глибиною проникнення L слабкого постійного поля в внутрішні області надпровідника, яку ввели Лондони і довжиною когерентності x0, введену Піппардом.

В квазімікроскопічній теорії Гінзбурга -Ландау був введений безрозмірний параметр c=L/x0. Для чистих металів ( олова, алюмінія, ртуті та інші ) значення c мале. Наприклад, для ртуті c=0,16. Тому в роботі Гінзбурга - Ландау розглядались тільки випадки, коли .

В 1957 році А.А. Абрикосов показав, що з теорії Гінзбурга - Ландау витікає можливість існування двох груп надпровідників. До першої відносяться надпровідники із значеннями , котрі були названі надпровідниками першого роду. В них в зовнішньому полі Н<Hc середнє магнітне поле всередені зразка . При рості зовнішнього магнітного поля відбувається скачкоподібне ( не більше одного - двох гаусів ) знищення надпровідності.

До другої групи відносяться надпровідники, у яких в де-якому інтервалі магнітних полів відбувається часткове проникнення магнітного поля в масивний надпровідник. До цієї групи відносяться надпровідники з значеннями . Це сплави, наприклад свинець - вісмут, свинець - талій, ртуть - кадмій та деякі нечисті метали, у яких довжина когерентності x0 мала.

Надпровідники із значеннями називаються надпровідниками другого роду. Вони характеризуються двома критичними полями Нс1 та ( рис.1.5.1) . В них зовнішнє поле не проника всередену масивного зразка до Н= Нс1. При збільшенні зовнішнього поля від Нс1 до Нс2 поле частково проникає всередену зразка так, що індукція поля зростає і при Нс2 наближається до значення, характерного для нормального метала. Електричний опір зразка при наближенні до поля Нс2 залишається рівним нулю.

В масивних надпровідниках другого роду верхнє критичне поле пов’язане з нижнім співвідношнням

. (1.5.1)

В цих надпровідниках переходи Нс1 і Нс2 є фазовими переходами другого роду. Вони не супроводжуються виділенням теплоти, але для них є характерним стрибок теплоємності.

При намагніченні довгого циліндра в полі, меншим критичного значення Нс1 і перпендикулярним осі циліндра, середнє поле індукції всередені зразка рівне нулю. При зовнішньому полі Н, яке задовільняє нерівність Hc1<H<Hc2, всередені надпровідника появляється поле , менше Н, і одночасно існують нормальна і надпровідна фази. Такий стан Абрикосов назвав змішаним. Ще цей стан називають фазою Шубнікова [ 16 ], який спостерігав це явище експерементально. При зовнішньому полі Н³ Hc2 середнє поле всередені зразка зрівнюється з зовнішнім полем Н і надпровідність в об’ємі зникає.

			а - мейнерівська фаза б - шубніковська фаза в - нормальна фаза