Доповідь - Використання надпровідникових матеріалів в електротехніці (укр)

Подождите немного. Документ загружается.

Основною ідеєю теорії БКШ є те, що електрони провідності (вільні носії

заряду) при певних температурах з'єднуються в пари, що називаються

«куперівськими». Зв'язок в таких парах достатньо сильний, і пари, рухаючись

по ґратці, допомагають один одному уникнути розсіювання. Притягування

між від'ємно зарядженими електронами важко уявити, оскільки

загальновідоме Кулонівське відштовхування між однойменно зарядженими

частками. Однак такі відштовхування безумовно виникають між

ізольованими електронами. В ґратці при низьких температурах, коли

коливання атомів у вузлах практично зупинилось, може спостерігатись інше

явище.При русі електрона вздовж атомів кристалічної ґратки виникає

електростатичне відштовхування між ним та від'ємними електронними

оболонками атомів. Ці оболонки деформуються, віддаляючись від електрону,

який вільно рухається. Можна сказати, що атоми поляризуються. Тобто біля

розглядуваного електрону формується позитивний заряд. Цей позитивний

заряд буде рухатись — супроводжувати збуджуючий електрон. До

сформованого таким чином позитивного просторового заряду

притягуватиметься якийсь інший електрон, що теж буде рухатись синхронно

з позитивним зарядом, а, отже, синхронно з першим електроном. Утворилася

так звана «куперівська пара» електронів. Другий електрон в розглянутій парі

сам є збудником іншого позитивного заряду в тій області, де він рухається.

Тим самим, він об'єднується з третім електроном, той — з четвертим і так

далі. Електронний газ (так іноді називають вільні електрони в металі) при

досягненні надпровідності перетворюється в «куперівську рідину».

Розглянуте явище на квантовому рівні можна описати так: електрони

взаємодіють з ґраткою і приводять її в збуджений стан. Зворотній перехід

ґратки в нормальний стан супроводжується випромінюванням енергії, що

поглинається іншими електронами. Або: перший електрон випромінює

фонон, рухаючись в ґратці. Другий електрон цей фонон поглинає. Обмін

фононами і створює притягування між електронами. Які ж електрони мають

здібності об'єднуватися в куперівські пари? Тільки ті, у яких рівні за модулем

( | P1 | = | P2 | ) та протилежні імпульси (P1 = − P2), і у яких протилежні спіни.

Із рівності й протилежності імпульсів одержали, що нова квазічастинка

куперівська пара» має Ркуп. = 0, і спін, рівний нулю. Не слід думати, що в

куперівській парі електрони близько розташовані один від одного. Розмір

пари досить великий 10-6 м = 1 мкм. Якщо врахувати, що між атомами

відстань близько 10 , тобто 1 нм, то одержимо, що між куперівськими

електронами близько 1000 атомних відстаней. Таким чином, куперівська пара

знаходиться в мікрооб'ємі, що є кубом зі стороною в 1000 атомів. В цьому

об'ємі вміщується атомів і стільки ж, а то й більше,

електронів. Куперівські пари перекриваються один з одним в межах

мікрооб'єму — в межах всього кристалу, так, що поведінка всієї куперівської

рідини стає скорельованою. При цьому розсіювання електронів стає

неможливим. Припиняється втрата енергії електронами при розсіюванні, а

також деформація траєкторій руху. Розсіювання — це не обов'язково пряме

зіткнення, це, як правило, відхилення траєкторії під дією яких-небудь

об'єктів кристалічної ґратки. Так наприклад, якщо електрони рухаються мимо

центру розсіювання в складі пари, або краще сказати в складі «куперівської

рідини», то взаємодія електронів з іншими електронами сильніша, ніж

взаємодія з центром розсіювання, і електрони обходять центр розсіювання,

після чого відновлюють попередню траєкторію руху завдяки взаємодії з

іншими електронами. Тобто відбувається рух електронів без розсіювання.

Якщо до такого кристалу прикласти електричне поле, то всі пари електронів

отримають один і той же імпульс і почнуть рухатись в одному і тому ж

напрямку, з деякою дрейфовою швидкістю. При цьому рух всіх куперівських

пар буде строго скорельований. Розсіювання електронів буде відсутнє, тобто

опір провідника дорівнюватиме нулю. Надпровідність – надзвичайно цікаве й

деякою мірою загадкове фізичне явище, яке при практичному застосуванні

має принести людству незліченні здобутки. Надпровідний струм є без

дисипативним, тобто при протіканні постійного струму в надпровіднику не

виникають звичайні резистивні втрати. Це причина, завдяки якій

використання надпровідних пристроїв виявляється одним з найбільш

важливих і перспективних шляхів енергозбереження. Оцінки показують, що

застосування надпровідності дозволить зменшити втрати при генерації,

передачі, трансформації та використанні електроенергії з приблизно 30-35%

до 1-2%, що є рівнозначним побудові кількох нових потужних атомних

електростанцій в Україні.

Поведінка надпровідників в зовнішніх магнітних полях

Магнітні властивості надпровідників характеризуються двома

параметрами: глибиною проникнення L слабкого постійного поля в

внутрішні області надпровідника, яку ввели Лондони і довжиною

когерентності 

, введену Піппардом. В квазімікроскопічній теорії Гінзбурга

-Ландау був введений безрозмірний параметр =L/

. Для чистих металів

( олова, алюмінію, ртуті та інші ) значення  мале. Наприклад, для ртуті

=0,16. Тому в роботі Гінзбурга - Ландау розглядались тільки випадки, коли



 1 2/

.В 1957 році А.А. Абрикосов показав, що з теорії Гінзбурга - Ландау

витікає можливість існування двох груп надпровідників. До першої

відносяться надпровідники із значеннями



2 1

, котрі були названі

надпровідниками першого роду. В них в зовнішньому полі Н<H

середнє

магнітне поле всередині зразка



B 0

. При рості зовнішнього магнітного поля

відбувається скачко подібне ( не більше одного - двох гаусів ) знищення

надпровідності.

До другої групи відносяться надпровідники, у яких в деякому інтервалі

магнітних полів відбувається часткове проникнення магнітного поля в

масивний надпровідник. До цієї групи відносяться надпровідники з

значеннями



2 1

. Це сплави, наприклад свинець - вісмут, свинець - талій,

ртуть - кадмій та деякі нечисті метали, у яких довжина когерентності 

мала.

Надпровідники із значеннями



2 1

називаються надпровідниками другого

роду. Вони характеризуються двома критичними полями Н

с1

. В них зовнішнє

поле непроникна всередину масивного зразка до Н= Н

с1

. При збільшенні

зовнішнього поля від Н

с1

до Н

с2

поле частково проникає всередину зразка так,

що індукція поля зростає і при Н

с2

наближається до значення, характерного

для нормального метала. Електричний опір зразка при наближенні до поля

с2

залишається рівним нулю.

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

нижнім співвідношенням

H H

c c2 1

2



В цих надпровідниках переходи Н

с1

і Н

с2

є фазовими переходами другого

роду. Вони не супроводжуються виділенням теплоти, але для них є

характерним стрибок теплоємності. При намагнічені довгого циліндра в полі,

меншим критичного значення Н

с1

і перпендикулярним осі циліндра, середнє

поле індукції



всередині зразка рівне нулю. При зовнішньому полі Н, яке

задовольняє нерівність H

<H<H

, всередині надпровідника появляється поле



, менше Н, і одночасно існують нормальна і надпровідна фази. Такий стан

Абрикосов назвав змішаним. Ще цей стан називають фазою Шубнікова ,

який спостерігав це явище експериментально. При зовнішньому полі Н H

середнє поле



всередині зразка зрівнюється з зовнішнім полем Н і

надпровідність в об’ємі зникає. Таким чином, надпровідники другого роду

при значеннях зовнішнього магнітного поля Н, які лежать в інтервалі

<H<H

, не є ідеальними діамагнетиками. При таких значеннях поля

спарювання електронів відсутнє вздовж деяких ліній, паралельних

зовнішньому магнітному полю. Послідовну феноменологічну теорію

надпровідності другого роду на основі квазімікроскопічної теорії Гінзбурга

- Ландау розвинув в 1957 році фізик - теоретик А.А. Абрикосов для значень

параметра



2 1

. В цьому випадку справедливе лондоновське локальне

наближення. В магнітних полях, набагато менших H

, хвильова функція

надпровідного стану мала. Встановлено, що при полях Н, більших H

і мало

відмінних від H

, магнітний потік проникає всередину зразка у вигляді

регулярної структури трубок, кожна із яких несе квант магнітного потоку :



2 2 10  



c e/

гс



см

На периферії кожної окремої трубки протікає вихор надструму, який

зжимає в центральній області магнітний поток, рівний одному кванту потоку

. На існування кванта магнітного потоку вперше звернув увагу Ф. Лондон

в 1950 році. Без врахування куперовського спарювання його квант в два рази

перевищував Ф

.Слабкі магнітні поля ( <H

) не проникають всередину

зразка, тобто існує ефект Мейснера. В цьому випадку власна енергія вихра

перевищує магнітну енергію, яка виникає при проникненні одного кванта

магнітного потоку всередену надпровідника. Ця енергія вирівнюється в полі

Н=Н

с1

. При Н>Н

с1

магнітні вихрі починають проникати в надпровідник,

розташовуючись паралельно зовнішньому магнітному полю. Розрахунки

показують, що нитки починають утворюватись, коли напруженість поля

Н>Н

с1

досягає значення:

 







 

При дальшому збільшенні поля проникання магнітного потоку всередину

зразка відбувається у вигляді віддалених одної від одної вихрових ниток,

створюючи структуру типу гратки з дуже великим періодом. В полях,

близьких Н

с2

, в вузлах решітки поле 

рівне нулю, а магнітне поле має

максимальне значення і практично відсутнє в проміжках між нитками

( надпровідна фаза ).

При достатньому віддалені ниток однієї від одної їх можна вважати

незалежними і розглядати одну окрему нитку. По структурі вихрова нитка

складається в основному з двох областей: центральної циліндричної області з

діаметром, приблизно рівним довжині когерентності 

. В цій області густина

надпровідних електронів

 





виростає від нуля до одиниці. Цю

внутрішню область охоплює зовнішня циліндрична область, з радіусом

порядка глибини проникнення L, магнітного поля. В цій області циркулюють

незатухаючі струми, необхідні для створення одного кванту Ф

магнітного

потоку. Структура ізольованої вихрової нитки показана на рис.1

Енергія одиниці довжини нитки визначається виразом:









Випливає, що без врахування взаємодії ниток енергія N вихрових ниток, які

перетинають одиницю площі, рівна N

. Вільна енергія надпровідника

визначається виразом:

 

F N

 

  

4 /

При слабкому зовнішньому полі вільна енергія F додатня і утворення

вихрів невигідно, але при HHФ, де HФ визначено рівністю, вона стає

від’ємною і утворення вихрів вигідно. Якщо в нульовому магнітному полі Fn

- густина енергії нормального стану, а Fs0 - густина енергії надпровідного

змішаного стану надпровідника другого роду, їх різниця визначає так зване

критичне термомагнітне поле за допомогою рівності:

 

F F H

n s cm

 





Для надпровідників першого роду це співвідношення визначає істинне

критичне поле Н

ст

=Н

. Для надпровідників другого роду значення Н

ст

характеризує тільки допоміжну величину.

Умова термодинамічної рівноваги змішаного стану надпровідника другого

роду зводиться до вимоги, щоб поле в його нормальній фазі було рівним

критичному термодинамічному полю Н

ст

. Це поле виражається через

параметри L, 

-0

і Ф

рівністю:

 

H L







0 0

2 2

 

Друге критичне поле Н

с2

надпровідника другого роду пов’язане з полем Н

ст

співвідношенням:

H H

c cm2 0 0

2 2 

 

 /

Для матеріалів з довжиною когерентності 

-0

надпровідність зберігається до

дуже великих значень поля Н

с2

. Наприклад, в сплаві V

Ga при Т=0 критичне

поле Н

с2

=310

гс.В полях Н, які не перевищують друге критичне поле,

магнітне поле не витісняється з циліндричного зразка. Однак, в області полів

Н, які задовольняють нерівності H

<H<H

, на поверхні циліндра

зберігається надпровідність в тонкому шарі (  10

А ). Поле Н

с3

називається

третім критичним полем. За звичай Н

с3

=1,69 H

. По зовнішній і внутрішній

поверхні цього надпровідника протікають в протилежних напрямках

надпровідні струми. При значеннях магнітного поля, близьких H

, в

однорідному надпровіднику другого роду змішаний стан характеризується

правильною двохвимірною граткою Абрикосова. При збільшенні

зовнішнього магнітного поля період гратки зменшується. При наближенні

значення Н до H

період досягає величини порядку 

-0

( вихрьові нитки

доторкуються одна до одної ), відбувається фазовий перехід другого роду із

змішаного стану в нормальний. Якщо надпровідник ІІ роду знаходиться в

змішаному стані і в напрямку, перпендикулярному вихрам, протікає

транспортний струм, створений зовнішнім джерелом, то на вихрі діє сила

Лоренца. Ця сила перпендикулярна струму і магнітному полю вихра. Під

дією сили Лоренца магнітні вихрі переміщаються впоперек транспортному

струмові (рис .2)Рух магнітного поля вихра створює електричне поле,

направлене вздовж вихра, яке викликає гальмування електронів. Виникає

електричний опір, який називається резистивним.

В повністю однорідному зразку навіть при досить малій силі Лоренца

переміщення вихрів пов’язано з втратою енергії зникненням надпровідності.

Таким чином, для абсолютно чистого зразка критичний струм, який руйнує

надпровідність, рівний нулю. В неоднорідних надпровідниках ІІ роду завжди

є дефекти різного роду ( границі зерен, пори, дислокації та ін. ). На цих

неоднорідностях вихрі закріплюються. Явище закріплення визрів називають

пінінгом. Надпровідники з сильним пінінгом називаються жорсткими.

При наявності пінінга необхідний кінцевий транспортний струм для зриву і

руху вихрів. Густина струму, при котрій починається зрив вихрів від центра

пінінга, називається критичною густиною струму. Різні не надпровідні

включення з розмірами порядку кореляційної довжини 

є ефективними

центрами пінінга. Вони характеризуються «силою пінінга»,рівній силі

Лоренца, при котрій починається відрив магнітного вихра. Спеціальною

механічною і термообробкою, а також включеннями не надпровідних

домішок створюються жорсткі надпровідники з багато численними центрами

пінінга. Якщо критичні поля чистих металів не перевищували 0,2 Тл, то

створені на початку 60-х років жорсткі надпровідники, утворені із сплавів

Nb-Ti, Nb-Zr, Nb-Sn та інші., дозволили виготовляти невеликі соленоїди з

критичними полями до 10 Тл при високих густинах транспортного

критичного струму - порядку 10

-10

А/см

. Ці високі значення полів і

струмів були отримані при спеціальній термомеханічній обробці, яка

забезпечує створення великого числа центрів пінінга.

Магнітне поле в надпровіднику показало небачені властивості

Під час експериментів з речовиною в низькотемпературному стані Руслан

Прозоров (Ruslan Prozorov), фізик з лабораторії Еймса (Ames Laboratory),

випадково виявив незвичайну поведінку магнітного поля всередині

надпровідників.Суть несподіваного відкриття полягає в тому, що

конфігурація магнітного поля в надпровіднику істотно залежить від форми

зразка. За словами Руслана Прозорова, якщо узяти пару надпровідних зразків

однакової маси і однакового обєму, то навіть невелика зміна форми одного з

них приведе до різких відмінностей їх поведінки в магнітному полі.Фізикам

давно відомо, що в надпровіднику у відповідь на сильне магнітне поле

утворюються так звані доменні структури Ландау. Вони мають форму

лабіринтів, і внутрішньо магнітне поле повторює їх форму. Проте, працюючи

з свинцевими надпровідними зразками, охолодженими до 7,2 кельвіна,

Прозоров раптом виявив, що всередині провідника утворилися домени зовсім

іншої структури, що формою нагадують мильну піну.Намагаючись

розібратися з цією незрозумілою ситуацією, вчений виявив, що доменна

структура магнітного поля істотно залежить від форми провідника. Так, в

його експериментах використовувалися свинцеві сфери. Проте в колишніх

дослідженнях досліди проводилися з плоскими зразками, тому про інші

структури, окрім доменних структур Ландау, ніхто не підозрював.Як

повідомляє доктор Прозоров, вдалося поспостерігати різні конфігурації

магнітного поля в надпровідниках сферичної, конічної і пірамідальної форм.

Висновок

Надпровідність стає одним з вирішальних факторів науково-

технічного прогресу . Така логіка фізичних досліджень – від

нових відкриттів

до технічних втілень. Фізика надпровідност. – ще одне

підтвердження цьому.

Високотемпературна надпровідність може змінити стан

енергетики.

Наприклад, за прогнозами японських спеціалістів у

прийдешньому сторічч.

очікується здійснення передачі електроенергії без втрат на

великі відстані за

допомогою ВТНП (приблизно 2012р) , ракетопотяги на

магнітних підвісках, які зможуть рухатися зі швидкістю 1100

км/год (приблизно 2014р) , інших

подібних проектів.

Можна сподіватися , що технічне освоєння

високотемпературної

надпровідності помітно вплине на економіку майбутнього.

Передусім через

запуск нових систем енергозабезпечення (адже „Токамаки”

не обходяться без

надпровідних електромагнітів).Медичне обладнання ,

кріоелектроніка та

комп’ютери нового покоління, нові засоби акумулювання і

передачі енергії,

надчутливі метрологічн. прилади та удосконалені засоби

зв’язку,

низькоенергозатратна електротехніка – все це у недалекому

майбутньому

матиме вирішальне значення для людства в умовах не

відновлюваного

виснаження енергоресурсів (нафти та газу). Такі перспективи

ВТНП.

Тривають пошуки матеріалів з ще вищими Тк, щоб у ХХ.

стол.тт.

надпровідність перестала бути галуззю фізики і техніки

низьких температур.

У перші роки після відкриття ВТНП панувало романтичне

піднесення.

Набули розголосу чимало напівфантастичних проектів. У

цьому нема. дивини,адже кожний великий поступ неодмінно

проходить через романтичну стадію,після чого настає

закономірний перехід від романтики до прагматики.

Використана література:

1. Шмидт В.В., Введение в физику сверхпроводников, М.: Наука, 1982

2. Сивухин Д.В. Общий курс физики.Электричество.-Москва: Наука, 1983,

с.332-343.

3. Менде Ф.Ф., Спицын А.И. Поверхностный импеданс сверхпроводников.-

Киев: Наук. думка, 1985, 240с.

4. Менде Ф.Ф., Бондаренко Н.Н.,Трубицын А.В. Сверхпроводящие и

охлаждаемые резонансные системы.-Киев:Наукова думка,1976,272с.

5. Высокотемпературная сверхпроводимость. Фундаментальные и

прикладные исследования. Под ред. проф. Киселева А. А.- Ленинград:

Машиностроение, 1990, с.7-60

6. Ван Дузер Т., Тернер Ч.У. Физические основы сверхпро водниковых

устройств и цепей.- Пер. с англ. М.: Радио и связь, 1984, 344с.

7. Гольдштейн Л.Д., Зернов Н.В. Электромагнытные поля и волны., М.:

Сов.радио, 1971.Coffe, J.R. Clem, Phys. Rev. Latt. , 1991, v.67, 386p.

8. M. Tinkham (1996). Introduction to Superconductivity, вид. 2d ed. (англійська), New York:

McGraw-Hill

9. www.expert.com.ua