авторефераты диссертаций БЕСПЛАТНАЯ БИБЛИОТЕКА РОССИИ

КОНФЕРЕНЦИИ, КНИГИ, ПОСОБИЯ, НАУЧНЫЕ ИЗДАНИЯ

<< ГЛАВНАЯ
АГРОИНЖЕНЕРИЯ
АСТРОНОМИЯ
БЕЗОПАСНОСТЬ
БИОЛОГИЯ
ЗЕМЛЯ
ИНФОРМАТИКА
ИСКУССТВОВЕДЕНИЕ
ИСТОРИЯ
КУЛЬТУРОЛОГИЯ
МАШИНОСТРОЕНИЕ
МЕДИЦИНА
МЕТАЛЛУРГИЯ
МЕХАНИКА
ПЕДАГОГИКА
ПОЛИТИКА
ПРИБОРОСТРОЕНИЕ
ПРОДОВОЛЬСТВИЕ
ПСИХОЛОГИЯ
РАДИОТЕХНИКА
СЕЛЬСКОЕ ХОЗЯЙСТВО
СОЦИОЛОГИЯ
СТРОИТЕЛЬСТВО
ТЕХНИЧЕСКИЕ НАУКИ
ТРАНСПОРТ
ФАРМАЦЕВТИКА
ФИЗИКА
ФИЗИОЛОГИЯ
ФИЛОЛОГИЯ
ФИЛОСОФИЯ
ХИМИЯ
ЭКОНОМИКА
ЭЛЕКТРОТЕХНИКА
ЭНЕРГЕТИКА
ЮРИСПРУДЕНЦИЯ
ЯЗЫКОЗНАНИЕ
РАЗНОЕ
КОНТАКТЫ


Pages:     | 1 |   ...   | 2 | 3 || 5 | 6 |

«САБИР А.АЛИЕВ РАЗМЫТИЕ ФАЗОВЫХ ПЕРЕХОДОВ В ПОЛУПРОВОДНИКАХ И ВЫСОКОТЕМПЕРАТУРНЫХ СВЕРХПРОВОДНИКАХ БАКУ – 2007 САБИР ...»

-- [ Страница 4 ] --

Необходимо отметить, что флуктуационный механизм и образование зародышей новой фазы для ФП1 иФП2 рода существенно отличаются. Требование термодинамической устойчивости приводит к непрерывности соответствующего термодинамического потенциала при ФП. Это означает, что в точке ФП либо может появиться бесконечно малое количество новой фазы с существенно новыми свойствами, либо само новое состояние бесконечно мало отличается от старого [208]. В первом случае рождение новой фазы связано с флуктуационно возникающими зародышами, которая, чтобы отказаться термодинамически выгодными, должны быть достаточно велики, либо имеется поверхностная энергия на границе раздела фаз.

Поэтому возможны перегрев и переохлаждение - появления метастабильной однородной фазы. Это и есть ФП 1 рода.

Во втором случае поверхностная энергия отсутствует. Новое состояние (фаза) появляется сразу во всем объеме, что соответствует ФП II в этом случае изменение фазы сразу во всем макроскопическом объеме должно быть своевременно подготовлено. Разных флуктуационно возникающих областей невыгодной фазы, радиус которого rc, по мере приближения к точке ФП должен неограниченно возрастать. В теории Ландау это происходит по закону 1/ T rc ~.

(T T0 ) Пока радиус корреляции мал по сравнению с радиусом взаимодействия, имеет место обычные термодинамические rc, соотношения в рамках теории Ландау. Если термодинамическая теория может весьма существенно искажаться благодаря координационным эффектам [36].

Необходимо отметить, что сказанное имеет силу только в случае идеальных монокристаллов. В полукристаллических образцах радиус корреляции флюктуаций существенно ограничен геометрией кристаллов.

§4.3. Экспериментальные результаты и методика определения термодинамических параметров Исследование термодинамических параметров в области размытых ФП является первостепенной задачей физики РФП. Именно с помощью этих данных можно выявить природу фазовых переходов.

В термодинамической теории любой ФП рассматривается как точечное явление, протекающее при одной, строго определенной температуре Т0. Поэтому в схеме классической классификации ФП записываются условиями Ф(Т)= 1(T) при TT0 и (T)=2(T)= 1(T)+[ 2(T)- 1(T)]= 1(T)+ (T), если Т Т0. Эти условия можно представить в более компактном виде, если ввести функцию включения L, которая в точке ФП скачкообразно меняется от нуля до единицы:

0, T T L(T ) (4.14) 1, T T Для точечных ФП удается построить точный вид термодинамического потенциала для перехода любого порядка. Если функция включения представляется не через -функцию, как это делается для точечных ФП, а через другую функцию, соответствующую, например, не скачкообразному переходу между значениями «0» и «1», а плавному изменению. Такое обобщение соответствует РФП и в этом случаях (T ) = 1 (T ) + ( n ) (T0 )(T T0 ) n L(T ) = 1 (T) + (T) L(T ) n!

(4.15) где основная задача сводится к нахождению явного вида функции включения [36]. В случае РФП L(T) плавно изменяется от нуля до единицы в некотором интервале температур. Если эта функция известна, то можно найти поведения различных величин в области РФП. Например, для энтропии S, объема V, изобарической теплоемкости CP и коэффициента термического расширения имеет вид S= = S1 + SL = S1 + SL (4.16) T T L = V1 + VL + = V1 + VL V= (4.17) T T S L CP = T = C P1 + C P L + TS (4.18) T T 1 V V L = = 1 + L + (4.19) V T V T В (4.19) и (4.17) учтено, что (T0)=0, поэтому последними членами можно пренебречь. В (4.16) -(4.19) члены, содержащие функцию L и ее производное, характеризуют аномальную часть соответствующей термодинамической величины при РФП.

Следовательно, для аномальных частей термодинамических параметров получено S a = S.L Va = V.L (4.20) L C Pa = C P.L + T.S (4.21) T V L a =.L + (4.22).

V T Из (4.20)- (4.22) для РФП, образовавшегося в результате размытия ФП1 (CP==0) получено S S Sa = C Pa = TV n Va (4.23) V V а в случае размытия ФПII (S==0) C P C Pa = a (4.24) Формулы (4.23) и (4.24) определяют связь между эффективными скачками и аномальными частями рассматриваемых величин. Из приведенных формул следует, что все задачи термодинамического формализма РФП могут быть восполнены, если будет найдена функция включения L(T), исходя только из общих физических соображений, без привлечения микроскопических понятий о структуре системы и механизма перехода. В предыдущей главе подробно описана методика определения L(T) и для халькогенидов серебра была определена температурная зависимость L(T) и ее производная dL/dT. Однако, как видно из формул (4.20) (4.24), для определения изменения приведенных термодинамических параметров необходимо знать и некоторые дополнительные данные.

Это объем фазовой флюктуации V, теплота ФП-Q, изменение удельной изобарической теплоемкости CP, коэффициент расширения и др.

Среди них наиболее важными являются теплота ФП Q и объем фазовых флюктуаций V. Методике определения теплоты ФП посвящен ряд работы [216-221]. Они основаны на данных дифференциально-термического анализа DTA. Свое время наиболее перспективным считается метод Берга, основанная на том, что величина теплового эффекта при ФП пропорциональна произведению площади, изменяющейся части Ty(T) при ФП, на коэффициент теплопередачи Q, где k-коэффициент теплопередачи, S-площадь DTA в области ФП.

На наш взгляд, недостатком данного метода является, то, что коэффициент теплопередачи k зависит от многих факторов – теплопроводности, формы и размера тигеля. Поэтому определение k нуждается в дополнительном исследовании. Видимо, учитывая это, Берг Л.Г. /22/ предложил определить теплоту ФП путем сравнения отношении площади двух сопоставляемых веществ с отношением соответствующих теплот ФП, то есть, теплота превращения одного из этих веществ должна быть известна.

При равных экспериментальных условиях, когда форма и размеры тигелей, массы образца и эталона, степень их набивки и дисперсность одинаковы, коэффициент теплопроводности и температуропроводности близки, можно допустить, что k для этих двух веществ будет близкими. Поскольку, с повышением температуры меняется теплопроводность и температуропроводность, то фазовые переходы сопоставляемых веществ должны происходить в близких друг к другу температурах. Тогда тепловой эффект определяется из соотношения Q1 S =k 1 (4.25) Q2 S где Q1, Q2-теплоты фазовых переходов, сопоставленных веществ, одна из которых известен, S1, S2 площади под пиком DTA в области ФП, k-пересчетный коэффициент. Данная методика тоже не лишена недостатка. Возникает сразу вопрос, откуда взять эталон, на сколько точно измерен эталон (с каким методом)? Если он измерен предыдущими методами, то она содержит те погрешности, которые и привели к созданию метода. Однако данный метод имеет некоторые преимущества, особенно при проведении исследований в области высоких температур.

В работе [108] отмечается, что согласно теории гетерофазных флуктуаций, температурная постоянная ФП связана с Q и V соотношением VQ a = (4.26) k 0T где V-объем фазовой флюктуаций, T0-температура ФП, Q-теплота ФП в единице объема, k - постоянная Больцмана.

Поэтому V рассматривается, как минимальный объем, в котором происходит ФП, или как объем частиц новой фазы внутри старой.

Количество тепла, выделяемого или поглощаемого в процессе фазового перехода можно определить по данным ДTA Tу(T), как khbM Q= (4.27) m где h и b-высота, и ширина перехода, на половине высоты, произведение которых и соответствует площади пика области ФП, M молекулярная масса, v-скорость нагревания, m-масса образца.

Параметры, выходящие в (4,27) известны, поэтому определение Q по этой формуле, причем с более высокой точностью, целесообразнее, чем другими методами. Зная Q и 0 из выражения (4.13) легко вычислить и минимальный объем V, в котором происходит ФП.

Исходя из выше изложенного для определения изменения термодинамических параметров при ФП, можно остановится на конкретных выводах теории РФП. Используя имеющиеся данные о DTA авторы [2,3,24,26] определили изменение некоторых термодинамических параметров Ag2Te и Ag2Se. В частности, энтропия превращения и удельная теплоемкость в условной точке T могут быть определены из соотношения (4.16), (4.18), где CP=Q/mTx. Изменение энтальпии Н при ФП приравнивается к количеству тепла на один моль, вычисленному на основе DTA в единицах кал/моль. Для вычислений были привлечены данные Ty, a0, T0, L0(T) и dL0/dT для Ag2Te и Ag2Se.

Как отмечалось в предыдущей главе аналогичные исследования РФП проводилось и в тройных халькогенидах серебра типа AgFeX2, но дифференциально-термический анализ проводился в двух из них – AgFeTe2 и AgFeSe2 и в каждым из них обнаруживались дополнительные ФП с поглощением значительно меньшего количества тепла, чем в основном структурном ФП. Поэтому в работах [25, 142, 175, 176] аналогичные расчеты изменения термодинамических параметров в области ФП произведены и для этих кристаллов.

И в случае AgFeTe2, AgFeSe2 были получены данные о Q, S, CP, H, 1/f. Значение всех этих параметров в точке ФП-Т представлены в таблицах.

Эти данные позволяют заключить, что в этих кристаллах фазовый переход из моноклинной -фазы в пик -фазу сопровождается дополнительными ФП I и I. Отношение термодинамических параметров основного I I перехода к параметрам соответствующих переходов I и I соответствуют 5-8 раз. Это находится в соответствии с общим представлением о структурном ФП [222], согласно которому при переходе кристалла низкой симметрии в кристалл высокой симметрии, основному переходу могут соответствовать переходы типа смещения.

Из этих фактов вытекает и то, что в кристаллах, в которых при ФП происходит резкое изменение кристаллической структуры, без разрыва существующих связей низкотемпературная -фаза не может переходить в высокотемпературную -фазу и наоборот. Из данных S получено, что в областях I и I SRln2, что соответствует ФП типа смещения [212-216], при которых атомы в решетке слегка смещаются от их первоначальных положений, но не приводят к значительному изменению, симметрии кристаллической структуры.

Иногда такие переходы причисляют к ФП II рода. Однако в халькогенидах серебра значения S и H в точке Т0 I и I переходов отличны от нуля, что указывает на их принадлежности к ФП I рода. Данные S в области I I удовлетворяют условию SRln2 подтверждающий принадлежность его ФП Термодинамические параметры Ag2Te в области фазовых переходов Переход V,1020 cm Образец Т0,DTA,К Q, cal/g Т0,,К а,К- 1 2 3 4 2, 0, 0, Ag2Te 0, 3, 0, 2, 0, 0, 1, 1, 0, Ag2Te+0,75 0, 3, 0, ат.%Те 2, 1, 0, 1, 1, 0, Ag2Te+0,25 0, 4, 0, ат.%Те 2, 1, 0, cal /mol.K /mol.K Cp, Cp, S, Переход S,cal/ mol.K H,cal/mol Образец /mol.K cal cal 6 7 8 9 47, 0, 42, 0, Ag2Te 163, 0, 44, 3, 45, 0, 44, 0, 65, 0, 41, 0, Ag2Te+0,75 167, 0, 44, 3, ат.%Те 49, 0, 45, 0, 69, 0, 42, 1, Ag2Te+0,25 176, 0, 44, 3, ат.%Те 52, 0, 45, 0, реконструктивного (структурного) типа [223-22] эти данные находятся в соответствии структурными исследованиями [228].

Поскольку вопросы, рассмотренные в данном параграфе связаны с влиянием фазового превращения на структуру кристаллической решетки в твердых телах, то целесообразно рассмотреть состояние данного вопроса с точки зрения статистического формализма РФП.

Термодинамические параметры AgFeTe2, AgFeSe2 и Ag2Se в области ФП Cp, S, Cp, S,cal/ mol.K V, 10-20sm H,cal/mol Переходы Q, kal/mol Образцы /mol.K /mol.K /mol.K Т0К cal cal cal AgFeTe2 406413 -0.35 3 99 0.2 35 0.015 10. 413430 3.2 0.5 670 1.75 37 0.15 AgFeSe2 395402 -0.3 2 100 0.17 30 0.012 402420 4 0.3 690 1.80 35 0.18 Ag2Se 399407 -0.2 3.2 110 0.19 33 0.016 407423 2.5 0.7 750 2.2 40 0.25 §4.4. Связь между структурой вещества и размытостью фазовых переходов Связь структуры вещества и размытия ФП является одним из важных вопросов физики ФП. Для выявления сущности этой связи следует привлечь определенные представления о механизме и кинетике рассматриваемого ФП.

Любой ФП в веществе связан с некоторой перестройкой структурных элементов, как в координатном пространстве, так и в пространстве скоростей. Во всяком случае, всегда можно выделить такую подсистему соответствующих структурных элементов, которая чувствительна относительно рассматриваемого ФП. Если в случае точечных ФП перестройка всегда происходит скачкообразно, то для РФП имеется определенный интервал температур или других термодинамических параметров, в котором осуществляется перестройка. В настоящее время общепризнанным является положение о том, что размытие ФП связано с флюктуацией физического состояния вещества. Поэтому флюктуация должна проявляться и в структуре вещества. Ввиду того, что рассматривается область значений параметров системы, близких к их значениям в точке ФП-Т0, то данные флюктуации по существу являются фазовыми. Большой экспериментальный и теоретический материал для самых различных типов РФП в конденсированных системах убедительно показывают, что фазовые флюктуации проявляются в определенном объеме. Это минимальный объем, в котором может существовать каждая из фаз независимо от того, что происходит в соседних объемах системы. Размеры, меньше минимальных, не допускаются структурными характеристиками вещества, которые часто зависят от технологии изготовления образцов.

Минимальный объем, в котором происходят фазовые флюктуации, характеризуют элементарную подсистему (ЭП) соответствующего фазового перехода. Таким образом, каждая ЭП характеризуется определенным объемом, формой и размерами, которые зависят от конкретного характера ФП, то есть, изменения его структуры и других условий.

Если в системе происходит РФП, то в заданной температуре некоторые ЭП будут находиться в первой, а остальные во второй фазе.

Ввиду того, что каждая ЭП является макроскопической с атомной точки зрения (ЭП содержит большое число элементарных ячеек), то ее можно рассматривать как подсистему, которая может находится либо в одной, либо в другой фазе. Именно, поэтому подсистему называют элементарной. Отсюда следует, что в окрестности РФП, соответствующую физическую систему можно рассматривать как некоторую совокупность ЭП.

Понятно, что в общем случае ЭП могут иметь разные объемы и формы, и в системе распределены статистически по объемам, по размерам или по другим признакам. Поэтому для выяснения сущности РФП во многих случаях удобно оперировать со средним объемом ЭП V = ( )d (4.28) где ()-статическая функция распределения ЭП по объему;

V-объем всей системы.

В заданном объеме – V системы число ЭП со средним объемом равна N=V/, где предполагается, что функция () не меняется. Если через mi обозначить массу i-й ЭП, то функцию включения можно получить как m L0 (T ) = (T ) (4.29) M m -средняя масса ЭП, M-общая масса системы.

где В идеализированном случае, когда все mi=m0..

n L 0 (T ) = (T ) (4.30) N Равенство (4.30) придает физический смысл функции включения, выраженной не через число структурных элементов, а через относительное число ЭП в новой фазе.

Представление об ЭП в случае РФП позволяет дать общую модель для них. Если рассматривать основные модели не взаимодействующих их ЭП, то можно найти их общие черты:

1. Изучение сосуществование фаз в конечном интервале Т;

2. За точку ФП принимается- Т0, при которой L(T0)-1/2;

3. На первом этапе происходит идеальный ФП I или ФП II рода в небольшой области ЭП;

4. На втором этапе происходить изменение число этих областей ЭП в первой и второй фазах.

Рассматриваемая система содержит долю L высокотемпературной фазы и (1-L0) низкотемпературной.

Получение функциональной зависимости L0 от различных параметров, в первую очередь от температуры, является центральным моментом, как в модельных теориях, так и в статистическом формализме размытых фазовых переходов в целом.

Выведение общих черт у конкретных моделей позволяет создать некоторую обобщенную модель РФП. Это в свою очередь, дает возможность изучить общие закономерности размытых фазовых переходов, не конкретизируя тип ФП. В соответствии с обобщенной моделью в области РФП система разбивается на множество ЭП, в которых происходит идеальный точечный фазовый переход определенного рода. Каждая ЭП рассматривается как минимальный в статистическом смысле комплекс частиц (структурных элементов) образующий новую фазу в старой и характеризующий переход от свойств индивидуальных частиц к макроскопическим свойствам фазы.

Такая обобщенная модель РФП носит название модель ЭП.

Конкретное практическое применение этой модели связано с конкретным выбором ЭП. Размытие соответствующего ФП существенно зависит от величины объема ЭП: чем меньше объем ЭП, тем легче возникают фазовые флюктуации и тем более размыт ФП.

Таким образом, статистический формализм модели ЭП связан со статистическими свойствами совокупности ЭП. Проще всего получить статистику для невзаимодействующих ЭП, что соответствует приближениям, использованным при рассмотрении основных моделей. В общем случае следует учесть эффекты взаимодействия и корреляции ЭП. Разбиение физической системы на ЭП является существенным моментом в теории модели ЭП и не столь необычным, как это может показаться сначала. В большинстве случаев ФП в конденсированных системах одна из фаз обладает доменной структурой. Разбиение новой фазы на домены продиктованы, стремлением понизить энергию собственного внутреннего поля (магнитного, электрического, упругого) системы.

Следует считать, что в ряде случаев это и является причиной разбиения на ЭП, хотя подобному эффекту могут привести и некоторые другие физические ограничения. Из-за возможной неоднородности физического состояния ЭП могут иметь некоторое распределение по размерам, которое может привести к дополнительному размытию ФП. Отметим, что представления, аналогичные ЭП, используются теперь также для объяснения поведения физических величин в теории критических явлений.

Простейшие предположения о свойствах подсистем приводят к определенным выводам о связи между различными термодинамическими функциями вблизи точки ФП. Модель вещества при этом не слишком конкретизируется. Системы делятся на ячейки с объемом V. Энергия взаимодействия таких ячеек весьма мала по сравнению с энергией малых ячеек (поверхностная энергия мала по сравнению с объемной).

Исключив взаимодействие, получим некоторую совокупность невзаимодействующих ячеек конечного объема. Термодинамические функции конечной системы (ячейки) не имеют особенностей, поэтому происходит и размытие ФП. Согласно упрощенной схема на кривой равновесия при включенном взаимодействии, каждая ячейка может быть заполнена веществом либо в первой фазе, либо во второй.

Включение взаимодействия приводит к корреляции соседних объемов, что эквивалентно замене объема –V бесконечно большим объемом, а термодинамические функции бесконечной системы, как известно, могут иметь особенности.

Согласно модели ЭП, для любой произвольно выбранной ЭП термодинамический потенциал i можно представлять в виде:

L = i1 + ( i 2 + i1 )wi = i1 i + i i wi (4.31) где i1 и i2 термодинамические потенциалы отдельной ЭП в первой и второй фазах соответственно, которым соответствуют химические потенциалы i1 и i2;

= i2-i1, wi-вероятность, которая в точке ФП равна нулю, если ЭП находится в первой фазе, и единице, если ЭП находится во второй фазе;

i-объем одной ЭП.

Ввиду того, что для термодинамического потенциала соблюдается аддитивность, для единицы объема вещества получается = i0 = i1 i + i i wi (4.32) Для упрощенных расчетов можно предположить, что все ЭП имеют одинаковый объем, т.е. i=0 и тогда вместо (4.32) будем иметь:

(n) = N 0 + 0 wi = 1 + 0 n (4.33) где 0 = 0 ( 0 = 0 ) -химический потенциал одной ЭП, N полное число ЭП, перешедших в новую (вторую) фазу. Выражение (4.32) дает термодинамический потенциал ФП для некоторого заданного числа ЭП, обозначенного через n. С учетом фазовых флюктуаций для получения термодинамических характеристик вещества следует усреднить (4.32) по всем возможным числам n. Так как N-очень большое число, но приближенно можно считать, что возможные значения величины n образуют квазинепрерывный спектр с плотностью вероятности (n). Вероятность нахождения число ЭП во второй фазе в интервале от n до n+dn равна w(n) = (n)dn (4.34) Так как функция нормирована и (n)=, =N0, то = 1 L (4.35) n L= где (4.36) N Выражение (4.35) совпадает с формулой для термодинамического потенциала в области РФП, выраженного через функцию включения в термодинамическом формализме (3.2).

Таким образом, модель ЭП так же дает статистическую интерпретацию для функции включения.

Из (4.33) и (4.36) можно получить:

N n (n)dn L= (4.37) Откуда можно получить функцию включения при заданной (n). Функцию (n) можно найти, используя U ( ) dW ( ) = C exp d (4.38) kT где -параметр;

С- постоянная, U()-потенциальная энергия, связанная с отклонением параметра от равновесного значения.

В случае РФП в качестве параметра можно принять число ЭП, перешедших в новую фазу, т.е. число n, а в качестве -U-энергию активации перехода одной фазы ЭП в новую фазу 0nN-1. Тогда dW (n) = Ce nx dn (4.39) и (n) = Ce nx x= где kTN Нормируя распределение (n) получено xe nx (n) = (4.40) 1 e Nx Для функции включения L тогда, согласно (4.37) получим x 1 N ne nx dn = L= + (4.41) 1 e Nx xN 1 e Nx Функция (n) дает возможность определить вероятность w(n) состояния, в котором и ЭП находится в новой фазе:

1 e nx n W (n) = (n)dn = (4.42) 1 e Nx При малых значениях величины x, что имеет место вблизи точки ФП, разлагая экспоненты в ряд, получено n W ( n), (4,43) N что можно интерпретировать как геометрическую вероятность перехода, так как вблизи точки РФП в нулевом приближении L0 равна n n L0 = = = (4.44) N N 1 + exp[a 0 (T T0 ] Отсюда следует, что функция включения приближенно равна вероятности распределения ЭП по температурам вблизи точки ФП-Т0.

Для учета фазовых флюктуаций в модели ЭП была введена функция распределения (n) для ЭП. Можно предположить, что причиной фазовых флюктуаций является отклонение начения некоторых внутреннего параметра от его среднего значения для всей системы.

ГЛАВА V РАЗМЫТИЕ ФАЗОВЫХ ПЕРЕХОДОВ В ВЫСОКОТЕМПЕРАТУРНЫХ СВЕРХПРОВОДНИКАХ При сплавлении элементов друг с другом возможно образование неупорядоченных сплавов типа твердых растворов и упорядоченных сплавов типа интерметаллических соединений. Характер образования сплава зависит от структурного фактора, размерного фактора и химического фактора. Условием высокой взаимной растворимости переходных металлов является близость положения в периодической таблице, а следовательно, минимальные различия в их электроотрицательностях, изомерность кристаллических структур и небольшие различия в размерах атомов-компонент сплава. Во всех остальных случаях сплавленные переходные металлы склонные к образованию интерметаллических соединений [228]. Иногда сплавы могут быть сверхпроводящими, даже если они образованы из двух металлов, не являющихся сверхпроводниками (например, сплавы Bi Pd). Широкий круг сплавов образованы также на основе интерметалидов и различных химических соединений.

Экспериментальное изучение интерметаллических твердых растворов показало, что за счет образования сплавов можно в значительной мере увеличить температуру сверхпроводящего ФП сплава по сравнению с температурами перехода Тс компонент этого сплава [229-230].

Аналогичная ситуация наблюдается также и у сплавов химических соединений [231]. Образование сплава в отдельных случаях качественно изменяет все физические свойства сверхпроводника и переводит его из сверхпроводника первого рода в сверхпроводник второго рода и наоборот [232]. Вероятно, что образование сплавов является одним из возможных путей повышения температуры сверхпроводящего ФП, так как гипотеза конструирования органических веществ, обладающих сверхпроводимостью при более высоких температурах, считается теоретическим предположением.

Наиболее важной проблемой при изучении сверхпроводимости являлось выявление основных критериев, определяющих температуру сверхпроводящего ФП, при этом температура ФП в общем случае зависит от трех параметров: 1) средней фононной частоты (пропорциональной дебаевской температуре), 2) плотности состояний нормальных электронов на поверхности Ферми, 3)параметра взаимодействия в теории Бардина Купера-Шриффера [233]. В отдельных случаях все три параметра или часть из них являются функцией эффективного числа электронов на один атом. Наблюдается строгое выполнение правила Маттиаса [234], согласно которому имеются предпочтительные плотности электронов для явления сверхпроводимости. Однако не всегда электронная концентрация выступает в качестве единственного универсального критерия. Электронная плотность является средней характеристикой системы, получаемой из предположения обобществления электронов всех компонент, не учитывающего перераспределения электронов из за разницы в электроотрицательностях элементов системы. В общем случае необходимо учитывать среднюю фононную частоту и параметр взаимодействия. Анализ концентрационной зависимости этих трех параметров системы в рамках макроскопического рассмотрения представляется сложной задачей. По этой причине особого внимания заслуживают простые методы термодинамического описания [235].

Анализ экспериментальных данных [236-237] по изучению температуры сверхпроводящего ФП в сплавах в зависимости от концентрации примесей показал, что всё многообразие наблюдаемых зависимостей может быть условно разделено на две группы: линейная и нелинейная зависимость температуры сверхпроводящего ФП от концентрации примеси. Это наблюдается и в сегнетоэлектрических твердых растворах, получивших свое теоретическое описание в [36].

термодинамике сегнетоактивных твердых растворов Термодинамика построена на основе модифицированной теории Ландау в предположении, что коэффициенты разложения являются не только функциями температуры, давления, а также и концентрации примеси. В рамках такого рассмотрения все физические характеристики системы однозначно определяются коэффициентами термодинамического разложения [36].

Получается что, физические свойства системы существенно зависят и от концентрации. При отсутствии внешнего магнитного поля все результаты теории [235] могут быть без изменения использованы для описания различных сверхпроводящих сплавов. В качестве примера рассмотрим концентрационную зависимость температуры сверхпроводящего ФП, которая может быть представлена в виде Т0(х)= Т01(1-х)+Т02х- к/01х(1-х) (4.1) где Т01 и Т02 – температура сверхпроводящего ФП для чистой первой и второй компоненты, х - концентрация примеси (состава 0х1), к - параметр, определяемая экспериментально, 01 связана с коэффициентом разложения при квадрате параметра упорядочения (= 01(Т-Т01) для чистой первой компоненты.

В отдельных случаях концентрационная зависимость сверхпроводящего перехода линейна (к=0) и соотношение (4.1) упрощается. Существуют сложные сплавы [238];

когда не для всех значений концентрации имеет место явление сверхпроводимости.

§5.1. О размытии фазовых переходов в сверхпроводниках первого рода.

Экспериментальные исследования низкотемпературных сверхпроводников показывают, что образование нормальной фазы влиянием магнитного поля или при пропускании электрического тока происходит не при строго определенном значении поля или тока, а растянут в довольно широком интервале, в котором равновесно существуют сверхпроводящие и нормальные фазы. Такое промежуточное состояние или область сосуществования двух нормальной и сверхпроводящей фаз и означает размытие ФП в СП I рода. Такое явление хорошо себе представить, рассмотрев в качестве примера сверхпроводящий шар в однородном внешнем магнитном поле. Экранирующие токи в тонком приповерхностном слое препятствуют проникновению магнитного поля внутрь шара. На равномерное внешнее магнитное поле накладывается магнитное поле, создаваемое экранирующими токами, и система находится в суммарном поле, превышающем для сверхпроводника напряженность приложенного поля. В результате выталкивания магнитного поля происходит перераспределение поля в системе и повышается напряженность поля у поверхности шара в области его экватора. При постепенном увеличении прилагаемого магнитного поля наступает момент, когда суммарное поле на экваторе сверхпроводящего шара достигает критического значения, при котором разрушается сверхпроводимость. Однако весь шар сразу перейти в нормальное состояние не успевает, так как в этом случае поле проникло бы во внутрь шара и было бы равно приложенному внешнему полю.

Отсутствие экранирующих токов приводит к отсутствию составляющей магнитного поля, вызываемой этими токами, которые меньше критического. Возникла бы парадоксальная ситуация полностью нормального тела в магнитном поле, меньше критического. Это противоречие можно разрешить, допустив равновесное сосуществование сверхпроводящих и нормальных областей в системе.

Таким образом, убеждаемся, что имеются межфазные границы между нормальной и сверхпроводящей фазами. Поскольку, образование межфазных границ требует затрат энергии, слои нормальной и сверхпроводящей фаз не могут быть сколь угодно тонкими. Система должна перейти в такое состояние при котором сосуществующие сверхпроводящие и нормальные области будут иметь максимально возможные в данных условиях размеры. Это выполняется требованиями минимума термодинамического потенциала системы. Аналогичная картина наблюдается при пропускании электрического тока в сверхпроводник. Существует максимальный ток, который может протекать по массивному сверхпроводнику без сопротивления (критический ток). Все токи в сверхпроводнике протекают вблизи поверхности в тонком слое, равном глубине проникновения магнитного поля -. Плотность тока уменьшается от некоторой величины на поверхности системы до нуля на глубине проникновения магнитного поля.

Ток, текущий по поверхности сверхпроводника, имеет две составляющие. Это ток от некоторого источника (ток переноса) и экранирующие токи, циркулирующие по поверхности сверхпроводника для уничтожения магнитного потока внутри системы, если система помещена в магнитное поле.

Это поле на поверхности связано с плотностью поверхностного тока. Если полный ток достаточно интенсивен и его плотность достигает критического значения, то связанная с ним напряженность магнитного поля на поверхности также критическая. В сверхпроводнике возникает нормальная фаза, когда в любой точке поверхности полная напряженность магнитного поля, обусловленная током переноса и приложенным полем, превышает напряженность критического значения поля. Чем сильнее приложенное магнитное поле, тем меньше критической ток. Критическое поле существенным образом зависит от температуры, уменьшаясь с ее ростом и достигая нуля при температуре сверхпроводящего ФП [231].

Распределение нормальных и сверхпроводящих областей в системе весьма сложно и зависит как от геометрии системы, ее основных физических характеристик, так и от направления и напряженности действующего на систему магнитного поля. Поэтому точный анализ внутренней структуры промежуточного состояния является весьма сложной теоретической задачей, дающей ответы лишь в наиболее простых случаях, когда сделаны определенные предположения о геометрической форме нормальных и сверхпроводящих областей системы.

Экспериментально внутренняя структура промежуточного состояния сверхпроводника изучалась многими исследователями.

Например, для таких сверхпроводников, как свинец или олово было найдено, что диск толщиной 1 см в перпендикулярном магнитном поле, напряженность которого близка к критическому, размер сверхпроводящей области 10-2. Если же поле падает и составляет лишь 1/10 напряженности критического поля, то размер сверхпроводящий области достигает 10-1.

Уместно напомнить, что первые экспериментальные данные о размытии ФП, были получены при измерении теплоемкости сплава никель-медь, а также при переходе талия в сверхпроводящее состояние в магнитном поле. В них теплоемкость в точке ФП-Т проходил через конечный максимум. Электрическое сопротивления свинца при переходе в сверхпроводящее состояние показало, что ФП происходит в конечном интервале Т, на много превосходящем погрешность измерения температуры. При исследовании олова было обнаружена зависимость точки СП ФП-Тс и Т СП перехода от плотности, пропускаемого тока.

Автор этих и других работ обнаруживали конечное значения теплоемкости в окрестности ФП и различные значения интервала температур СП Т и его зависимость от внешнего магнитное и электрического полей.

Долгое время существовало мнение о точечной природе ФП в сверхпроводниках І рода. Однако в последствии многие авторы в том числе [239-241] отмечали, что ФП в сверхпроводниках всегда наблюдающиеся в некотором интервале температур, давления, магнитного, электрического полей и др. параметров, независимо от степени идеальности исследуемой системы. В работе [249] отмечается, что часто экспериментаторы не обращают должного внимания на величина развития СПФП, а критическую точку перехода cверхпроводимость-нормальная фаза выбирают как некоторою среднею точку всей размытого ФП достаточно произвольным образом. На этот факт обращали внимание и авторы [239-243].

В рамках такой концепции любой ФП в сверхпроводнике следует рассматривать как размытие ФП. Различия проявляется лишь в количественной характеристике степени этого развития-тысячные доле градуса или десятки градусов. Примером такого ФП может служить кристалл галлия с чистотой 99,9999%, в котором интервал размытия ФП-порядка 2·10-5К, а в ультратонкой нити ртути со средним диаметром 22, получаемые вдавливанием жидкой ртути в естественные каналы матрицы монокристалла горизонтального асбеста, переход из сверхпроводящего в нормальные размывается в интервале 2,510К.

Таким образом, можно заключить, что ФП сверхпроводник нормальное состояние в общем случае переменного параметра (внешнее магнитное поле или величие электрического тока для сверхпроводников первого рода) является размытым переходом, причем размытие наблюдается в широком интервале параметров.

Так, например, для сверхпроводника в форме шара интервал ФП (или величина размытия) по магнитному полю составляет одну треть критической величины магнитного поля [231].

§5.2. Смешанное состояние сверхпроводников второго рода Появление нормальной области в сверхпроводнике изменяет энергетический баланс системы за счет, как энергии нормальной области, так и поверхностной энергии между фазами. Для сверхпроводников первого рода поверхностная энергия положительна, для второго рода отрицательна, т.е. при образовании границы происходит выделение энергии. Это означает, что в СП ІІ рода образование нормальное фазы приводит к понижению общей энергии, если ее рост будет меньше, чем ее падение за счет поверхностной энергии. Если последняя является достаточно большой при наложении магнитного поля, то в системе возникает большое число нормальных областей, стремящихся свести к минимуму общую энергию системы. Получается смесь из мелких сверхпроводящих и нормальных областей, границы которых параллельных направлению приложенного поля. Такое состояние носит название смешанного состояние [231], оно является внутренним свойством сверхпроводников второго рода и наблюдается независимо от геометрии размеров системы. Физическая картина смешанного состояния может быть приближенно представлена как на совокупность нормальных областей -нитевидной формы радиусом, заключенным в сверхпроводящую матрицу.

Таким образам, для сверхпроводника второго рода, помещенного во внешнее магнитное поле, может оказаться энергетически боле выгодным перейти в смешанное состояние. Этот переход возможен лишь при определенной минимальной напряженности приложенного поля -нижнее критическое поле. Для полного перевода сверхпроводника в нормальное состояние необходимо более высокое поле. Магнитное поле, до которого в системе сохраняется смешанное состояние, называется верхним критическим полем. Процесс ФП в из сверхпроводникового в нормальное состояние размыт по полю в широком интервале от нижнего до верхнего критических полей. Следовательно, в смешанном состоянии, благодаря наличию нормальных областей в системе, магнитный поток проникает в сверхпроводник. Поскольку любое отличное от нуля магнитное поле вызывает появления в сверхпроводнике экранирующего тока, то в смешанном состоянии токи текут и в толще сверхпроводника. Эти токи должны быть замкнуты, так как только тогда состояние системы будет стационарным. Однако сверхпроводящие токи по своей стороны сами изменяют распределение магнитного поля и существенным образом влияют на внутреннюю структуру всей системы. Возможными оказываются только вполне определенные конфигурации тока и магнитного поля [245]. Теоретический расчет [244] показал, что области нормальной фазы (нити) образуют правильную конфигурацию-плотно упакованную треугольную решетку, а магнитный поток, пронизывающий этом сверхпроводник, расщепляется на отдельные кванты потока. Другими словами, сверхпроводник пронизан нитями магнитного потока, содержащим, как правило, один элементарный квант потока и расположенными по углам равносторонних треугольников. С ростом внешнего магнитного поля расстояние между нитями потока уменьшается [245]. Такая картина смешанного состояние с такими, цилиндрическом формы, нормальными областями пронизывающими сверхпроводник, хотя и является достаточно хорошим приближением но не описывает детали структуры системы. Дело в том, что границы нормальной и сверхпроводящей областей четко не определяются: переход между ними размыт на расстоянии, примерно равным длине когерентности.

Кроме того, магнитный поток, связанный с каждой областью, проникает в окружавший материал (сверхпроводник на расстояние, равное глубине проникновения). Учитывая, что размер нити мал и приближается к длине когерентности, становится трудно определять радиус нити вследствие размытости границ. Поскольку нельзя точно определит объем и площадь поверхности такой нити, то не представляется возможным представить свободную энергию в виде двух составляющих - объемной и поверхностной энергий.

Макроскопический анализ смешанного состояния [231] показал, что свойства материала периодически изменяется с координатами. При приближении к центру в каждой нити концентрация сверхпроводящих электронов падает до нуля. Центр каждой нити представляет собой очень тонкую нить нормального материала. Ширина области падения концентрации сверхпроводящих электронов равна приблизительно двум длинам когерентности. Создаваемая приложенным магнитным полям плотность магнитного потока достигает максимальной величины в нормальных нитях, а на расстоянии, равном, примерно, глубине проникновения от центра нити, понижается до небольшой величины. Кроме того, теоретический анализ показал [231], что каждая нить может содержать только целое число квантов магнитного потока. С увеличением поля расстояние между нитями уменьшается.

Одновременно уменьшается и средняя плотность куперовских пар.

Если внешнее магнитное поле лишь немного слабее верхнего критического поля, то нити нормальной фазы сближаются до расстояния порядка двух длин когерентности. Поэтому вследствие сильного перекрытия система сверхпроводящих круговых экранирующих токов уже бессмысленно говорить об отдельных вихрях магнитного потока, а необходимо рассматривать всю систему в целом с сильным размытием всех основных физических характеристик по координате.

Интересно отметит, что в общем случае распределение нитей нормальной фазы в сверхпроводнике зависит от параметров элементарной решетки и наличия дефектов причем часто наблюдается эффект прилипания нитей к дефектам структуры (пининг), что используется в технике для получения так называемых жестких сверхпроводников. В идеальной системе центры нитей не закреплены и могут смешатся.

Следовательно, ФП сверхпроводник-нормальное состояние в зависимости от внешнего магнитного поля является ярко выраженным размытым переходом в интервале от нижнего до верхнего критического поля, где в одновременно сосуществуют области сверхпроводящей и нормальной фазы. Эти сложные понятия о смешенном состоянии сверхпроводников второго рода можно преподнести и значительно понятливее, как это сделано в [246].

В сверхпроводниках второго рода, которые выталкивают магнитное поле значительно слабее, при повышении напряженности внешнего магнитного поля СП второго рода выпускает поле во внутрь, одновременно сохраняя сверхпроводимость. Это происходит при полях, на много меньшей НС и в СП самопроизвольно появляются вихревые токи. Вихревые состояние СП второго рода теоретически предсказал А.А.Абрикосов (в 1957 г). Токовые вихри можно уподобит длинным соленоидам с толстыми обмотками, только ток в них течем не по проводам, а прямо в толще СП не растекаясь в стороны и не меняя своей силы. Как в любой катушке из провода, в таком вихре создается магнитное поле, т.е. в толще СП как бы создается нормальный канал, вбирающий в себя струйки потока магнитного поля. В СП второго рода вихри ориентированны параллельно внешнему полю, они появляются, когда включается внешнее магнитное поле. Если увеличить напряженность внешнего поля, то размеры каждого из вихрей и величина патока магнитного поля, которую они проводят, не увеличиваются. Просто возрастает количество вихрей и уменьшается расстояние между ними. Вихри небезразличны друг к другу. Текущие в них токи создают взаимные помехи, и поэтому параллельные вихри отталкиваются. Они стараются держаться подальше друг от друга, но когда их число становится много то процесс отталкивания идет со всех сторон, подобно атомам кристалла, вихри образуют правильную решетку.

Если смотреть вдоль направления магнитного поля, как бы с торца цилиндриков (вихрей), то получается картина треугольной решетки.

Вихри возникают если напряженность внешнего магнитного поля достигает некоторой критической величины, которая называется нижним критическим полем НС1. В момент, когда поле достигает величины НС1 в СП проникают первые вихри. При дальнейшем увеличении поля количества вихрей увеличивается, и расстояние между ними уменьшается, т.е. магнитное поле как бы сжимает решетку вихрей, пока она не разрушится, вихри сливаются, и происходит переход в нормальное состояние. В отличие от СП первого рода, это в сверхпроводниках второго рода происходит при достижении верхнего критического поля НС2, значение которого гораздо больше НС1НС2.

Вне вихрей магнитное поле равно нулю, сердцевина вихря находится в нормальном состоянии. Можно для каждого СП первого рода рассчитать или экспериментально определить некоторое среднее поле, которое внутри СП равно нулю, а в СП второго рода отлично от нуля. То, что НС1 горазда меньше НС, в тоже время НС2 горазда больше НС становится чрезвычайно важным свойствам для практического применения СП второго рода. Все это означает, что СП второго рода значительно трудно разрушить магнитным полем.

Вихрь, как целое может передвигается в толще СП. Движение вихря происходит с трением: при пропускании по СП транспортного тока он начинает взаимодействовать с вихрями и двигать их. На трение вихря при их движении затрачивается энергия. Это означает возникновение сопротивления. Получается, что критическая плотность тока СП второго рода определяется не только количеством СП электронов и не количеством вихрей, а их способностью к движению. Ток без сопротивления течет только, когда вихри удается как-то закрепить. Это удается сделать с помощью дефектов, так как вихри цепляются за дефекты кристаллической решетки. Удерживать на себе вихри способны не единичные атомы решетки, а лишь «протяженные» дефекты-искажения кристаллической решетки. Создается парадоксальная ситуация: для обеспечения протекания большого тока без сопротивления необходимо данное вещество специально «портить»-создать в нем дефекты. Все эти особенности сверхпроводников второго рода говорят в пользу того, что фазовые переходы в них должны быть более размыты, чем в СП первого рода, причем под действием внешнего магнитного поля степень размытия в них должна возрастать намного сильнее и своеобразнее.

Парадокс, о котором идет речь, оказался закономерностью для открытия нового класса веществ, получившие название высокотемпературные сверхпроводники ВТСП.

В октябре 1986 г с публикации Г.Беднорца и К.Мюллера [247] о возможном наблюдении СП при температуре более 30К началась новая эра сверхпроводимости. Вскоре данное сообщение было не только подтверждено, но и улучшено. В начала 1987 г уже в ряде лабораторий было установлено, что в соединении, в состав которого входит четыре химических элемента: лантан, стронций, медь и кислород (Ln-Sr-Cu-O) существует достаточно резкий сверхпроводящий ФП с ТС=36К. Через несколько месяцев было опубликовано сообщение о сверхпроводимости соединения Y-Ba-Cu O c температурой ТС77К, а уже в конце 1987 года удалось получить керамику того же соединения с высоким содержанием кислорода с сверхпроводящей температурой Т90К. Это считалось триумфом физики твердого тела. Все эти сложные соединения, действительно обладали сложной и дефектной структурой которые обеспечивают проникание по ним большого тока без сопротивления.

Конечно, это не означает, что все сложные системы твердых тел должны обладать сверхпроводимости. Следует заметить, что именно после открытия высокотемпературных сверхпроводников, относящихся с СП второго рода, возрос интерес к исследованиям вопросов размытия фазовых переходов (особенно экспериментальному) в твердых телах.

Процесс спаривания двух отрицательно заряженных электронов в сверхпроводящую пару долгое время считался трудно представляемым. Впервые модель связанных электронов была предложена американским ученым Л.Купером и такая пара называется, как известно, куперовским. Считаем, что о механизме образования такой пары полезно напомнить.

В решетке движение свободное электрона мимо ионов приводит их в колебание. Положительно заряженные ионы слегка притянутся к пролетающему электрону (рис 41). Поскольку, ионы гораздо тяжелее электронов их движения очень слабое. Поэтому и возвращение их в исходное положение длится относительно дольше, чем время пролета электрона. Это приводит к тому, что на этом месте образуется (на некоторое время) небольшой избыточный положительный заряд, и уже другой летящий мимо этого места электрон почувствует его и изменит свое движение, притянется к этому месту. Таким способом фононы создают слабое притяжение между электронами. Но притягиваются электроны находящиеся на больших расстояниях. Для того чтобы второй электрон притянулся ионами, первый должен оказаться далеко, иначе е- отрицательный заряд перебьет все притяжение (кулоновское поле). Но на больших расстояниях они притягиваясь к положительно заряженному месту оказываются связанными и между собой (через фонон). На больших расстояниях отталкивание двух электронов не мешает, так как вокруг и между обоими электронами много положительных ионов и других электронов, и все силы притяжения и отталкивания уравновешивается.

Притяжения между электронами приводит их в связанную пары. В куперовской паре электроны находится на расстоянии в тысячи раз больше чем среднее расстояние между свободными электронами. Среднее расстояние между электронами в паре называется длиной когерентности (или корреляции). Это расстояние, на котором электроны чувствуют друг друга и на котором существенно изменяется сверхпроводящие свойства вещества.

Величина для различных сверхпроводящих материалов различна, но для низкотемпературных и высокотемпературных СП отличаются примерно на два порядка. Для алюминия =15000, для олово =2500, а для ВТСП 10.

Таким образом, видно, что длина когерентности является, чуть ли не основным параметром, характеризующий свойства сверхпроводимости в твердых телах. Следовательно, и позволяет понять основные отличительные свойства СП І и СП ІІ рода. Но чтобы это более наглядно представить себе, напомним еще об одном параметре сверхпроводников -глубине проникновения магнитного поля L в сверхпроводник, значение которого в НТСП и ВТСП близки.

Магнитное поле в сверхпроводнике сильно изменяется на длине L, а на длине сильно изменяется число сверхпроводящих электронов -куперовских пар. Особенно наглядно видно это на границе сверхпроводника. На рис 28 схематически показаны: с права сверхпроводник, в глубине которого количество ns сверхпроводящих электронов постоянно, а к границе с нормальной фазой начинает спадать;

слева существует постоянное магнитное поле, которое в сверхпроводнике экранируется и от его границ в глубь спадает.

Рис.28. Граница сверхпроводящей и нормальной фаз.

Зависимость от расстояния поперек границы напряженности магнитного поля Н и количества сверхпроводящих электронов: а сверхпроводник I-рода;

б- сверхпроводник II рода.

Видно, что возможны две ситуации. Первая: длина больше глубины L (рис. 28а). Иметь такую границу невыгодно энергетически, тут образуется целая область, где магнитное поле уже вытеснено (на что требуется энергия), а сверхпроводящих пар мало и сверхпроводящего выигрыша в энергии еще нет. Так выглядит граница СП рода. На образование такой границы нужно затрачивать энергию, поэтому в промежуточном состоянии таких границ возникает не очень много. Да и вообще СП рода легче разрушить.

Совсем другое дело- сверхпроводник рода (рис 28б). Тут длина L больше ( L 2 ). Получается, что магнитное поле спадает плавно, вытесняется медленнее, чем электроны связываются в пары, и возникает сверхпроводящий выигрыш в энергии. Эта ситуация энергетически выгодна, в СП рода таких границ появляется много - в виде вихрей. Вихрь и является такой границей, только свернутая в трубку, в средине которой магнитное поле (нормальное участки в СП).

Рассмотрим два главных свойства СП-отсутствие электросопротивления и эффект Мейснера, как они связаны с описанным механизмом СП.


Действительно, СП пары электронов могут двигаться без трения, поскольку они разделены большим расстоянием и энергии их одинаковы. При взаимодействии с дефектом электрон не может рассеиваться, поскольку его «держит» второй спаренный электрон. В такой ситуации они изменяют лишь направление движения, но не меняют свою энергию, что и означает их движение без трения-без сопротивления.

Электроны, не связанные в пары ведут себя нормально. В СП состоянии некоторое число пар разрушаются под действием температуры, магнитного поля и др. В пары связываются электроны с противоположено направлениями спинами. Такое стремление пар противоречит стремлению магнитного поля выстраивать спины вдоль своего направления. Два эти противоположности совместить никак нельзя. Сильное магнитное поле распаривает электроны и уничтожает СП, слабое же магнитное поле само выталкивается сверхпроводящими электронами. Они подстраиваются и изменяют свое видение так, чтобы экранировать поле. Как видно, СП обусловлена коллективным, а не только парным поведением электронов и взаимосвязаны не только движением двух электронов в паре, но и движением всех пар между собой.

§5.3. Разрушение сверхпроводимости в висмутовых ВТСП магнитным полем В данной главе речь пойдет, в основном о размытии ФП в высокотемпературных сверхпроводниках СП. Известно, что исследованию физических свойств ВТСП, указывающие на безусловное размытия СП при ФП, посвящено множество работ, которых не возможно даже перечислить. Поэтому мы остановимся на некоторых работах посвященных электрическим свойствам, наиболее распространенных среди ВТСП, систем Y-Ba-Cu-O и Bi-Sr-Ca-Cu-O и на влиянии магнитного поля на эти свойства в области ФП. Заметим, что даже этому, казалось бы, узкому вопросу, посвящено множество работ и здесь в основном сошлемся на работы, на основании которых построим сужение о степени размытии ФП в сверхпроводниках (в некоторых случаях приведем пример и из СП первого рода) и влияние на него магнитного и электрического полей [248-314].

Как отмечалось ВТСП относятся ко второму роду СП и для полного разрушения СП в них необходимы высокие магнитные поля.

Интерес к исследованию влияния магнитного поля на электрические свойства в области ФП вызван рядом особенностей, обнаруженных при первых же исследованиях. Это-большая анизотропия высокого критического поля Вс, излом на температурной зависимости Вс(Т), максимум на угловой зависимости Вс(),обнаружение области преждевременного уменьшение (Т) и др.

В начальной стадии исследований эти вопросы наиболее подробно рассмотрены в иттриевых керамиках [248-251] и монокристаллах [252-253], в которых рассматривался только (В). Но в [254] отмечается, что для этих целей исследование термоэдс (В) представляет также интерес и они могут дополнить данные (Т,В).

Поэтому в ней проведено подробное исследование (Т,В), (Т,В) в системе Bi-Sr-Ca-Cu-O. В работе рассмотрены множества вариантов замещение компонентов, получены все фазы висмутовых ВТСП и рассмотрены (Т,В), (Т,В). Здесь ограничимся представлением результатов образцов №29 и №36, в которых начало СП Тн =94К, Тс =84К,То =67К и Т=25К и Тн =96К, Тс =84,5К,То =80К и Т=16К соответственно.

Представляя результаты (Т,В), (Т,В) и их производные по температуре авторы обращают внимание на преждевременное уменьшение (Т,В) и (Т,В), но за начало СП принимают температуру, при которой и начинают резко уменьшается, т.е.

начало завершения линейного уменьшения (Т,В) и (Т,В). В магнитном поле происходит существенное изменение (Т,В) и (Т,В). По этим данным определены температурные зависимости высокого критического поля Вс(Т) при различных значениях В (рис.29) при различных значениях: =0;

=0,2н, =0,5н, =0,9н, = н.

Особо отмечается, что Вс(Т) при =0 в литературе определяется линейной экстраполяцией кривых (Т,В) до пересечения оси Т. Поскольку зависимости (Т) вблизи точки Тс (по оси Т0 имеют явно не линейной ход целесообразно принимают значение Т0 в точках, при которых, действительно, обращается в нуль. Получено, что по мере возрастания доли разрушения сверхпроводимости температурная область Вс(Т) сужается.

Одним из важных вопросов является экспериментальное определение значения высокого критического значения Вс((В)=н).

Попытка определения Вс была сделана в [255] путем экстраполяции линейной части (Т,В) до н. Однако, зависимость (Т,В) в указанной области Т, по их же данным,сильно отличается от линейного характера и охватывает ограниченную область Т. В работе [254] с этой целью при каждой фиксированной Т проводилось экстраполяция (Т,В) до н. Результаты Вс(Т) при =н, полученные из (Т,В) и (Т,В) хорошо согласуется. Из данных Вс(Т) следует, что начиная примерно с В=0,2Тл на зависимостях Вс(Т) происходит сильный излом. Такая немонотонная зависимость четко видно и из данных удельного сопротивления (Т,В).

Немаловажные сведения можно получить и из данных температурной зависимости (В)/(0) при различных Т. На рис. представлены такие зависимости для трех образцов при В=2Тл из которых следует, что в образцах с более низкой температурой перехода Тс зависимость (В)/(0)(Т) вблизи перехода уширяется и значение (В)/(0) значительно меньше, чем в образцах с высокой Тс. Для количественного сопоставления данных удобно рассматривать д(В)/(0)/дТ. Рассчитанные из кривых данные равны: для образца 50 2Тл,1 0 Ом.см 0,9Тл 0,5Тл 0,2Тл 0,1Тл 60 70 80 90 100, Рис.29. Температурная зависимость удельного сопротивления образца №36 BiSrCaCu2OХ [254].

Рис.30. Температурная зависимость термоэдс (Т,В) образца 36 [254].

№36 д(В)/(0)/дТ=14, для №29,5, а для №68,2К-1. Эти данные хорошо коррелируются с шириной перехода Т, т.е., чем больше Т ФП, тем меньше производное д(В)/(0)/дТ.

Из представленных результатов, требующего дополнительного анализа можно выделить такие как: наличие широкого температурного интервала параметров СП (Т0, Тс и Т) в висмутовой системе, уширение (Т,В) в магнитном поле, ее зависимость от Тс и Т, изломы на кривой Вс(Т);

отклонение (Т) от линейного хода перед началом ФП.

Напомним о существовании возможности образования соединений, состав которых выражается общей формулой Bi2Sr2Can 1CunO2n+4. Из данного рода были получены соединения (фазы) с п=1,2,3 сокращенно обозначенные (по отношению компонентов Bi : Sr : Ca : Cu) как 2201, 2212 и 2232, обладающие температурами СП-- Тс в интервалах 10-20;

80-90 и 100-120К, соответственно. Все эти фазы имеют тетрагональную или орторомбическую искаженную структуру с почти одинаковыми параметрами а и различающимися параметрами с (24,30 и 37). Из общей формулы следует, что каждая следующая структура получается из предыдущей добавлением в нее дополнительной пары слоев Ca-CuO2. Многими авторами отмечалось трудность получения состава Bi2Sr2Ca2Cu3O10+. Лишь при частичном замещении висмута свинцам удается получить составы с содержанием этой фазы. Однако не исключена возможность получения этой фазы и при длительном отжиге в потоке кислорода под определенном давлением.

Отмечают и трудность получения однофазных висмутовых ВТСП, обусловливающаяся тем, что с увлечением число компонентов в системе и усложнением структуры, возрастает вероятность возникновения дефектов и, в частности, сбоя в чередовании слоев. В висмутовых керамиках, из-за меньшей разности ионных радиусов кальция и стронция вероятность сбоя в чередовании слоев повышается. Эта является основной причиной, затрудняющий получения высокотемпературной фазы 2223 с Тс=120К. Оценки показывают и некоторую зависимость Тс от параметра решетки с. В пределах каждого класса ВТСП рост Тс сопровождается с уменьшением нормированного среднего расстояния между слоями d=2c/aq, где с и а параметры кристаллической ячейки, а q—число слоев в ячейке [256]. В висмутовых системе с уменьшением d от 1,3 до 1,08 величина Тс возрастает от 4-6К до 90-100К. При меньших значениях d фазы висмутовой системы по-видимому, при нормальных условиях является структурно неустойчивыми. Поэтому для повышения устойчивости прибегают легированию- замена часть атомов Bi атомами Pb или Sb, а также длительному отжигу под определенном давлением кислорода.

Рис.31. Температурные зависимости удельного сопротивления сверхпроводящих керамик Данное суждение подтверждается экспериментальными данными (рис.31). В частности, исходя из данных Тс и Т можно полагать, что в образцах №42 и№45 особенно после отжига, содержание фазы 2201 превалирует над 2212. Это наглядно видно из температурной зависимости (Т) образца №42. Первый скачек на (Т) при 88К обусловлен фазой 2212, объемное содержание которой не достает для полного перехода и начиная с 76К замедляется ход (Т) и только с 55К начинает резкое падение, которое при 10К почти не исчезает.

В образце №45 до отжиге, содержание фазы 2212 несколько больше, чем №42, поэтому переход не срывается (Тс=80К), Т достигает значения до 45К, причем переход в нулевое сопротивление происходит в одной точке (при Т0=63К). Появление сопротивления (при ТТ0 ) говорит в пользу того, что при ТТ0 фаза не может ограничивать протекающий ток. Отжиг в данном случае приводит к возрастанию содержания фазы 2201, что приводит к сдвигу Т0 в сторону низких температур (Т0=30К) и росту Т (Т=70К). К числу явно двухфазных образцов можно отнести и образец №68. В нем первый скачок на (Т) при 45К обусловлен фазой 2223, содержание которой не достаточно для уменьшения (Т) до нуля, а при 80К фазой 2212. Образцы №30, №31, № 36, №48 можно считать наиболее однофазной (с фазой 2212). Образец №29 также представляет интерес для подробного исследования. По многим данным он близок к образцу №68,однако, как упоминалось, в нем ниже Тс хвост кривой (Т) сильно растягивается, т.е. в них Тн и Тс почти совпадает, а Т существенно отличаются (в №68 Т0 =80К, а №29 Т0 =67К). Подобные уширения наблюдается во многих образцах, представленных на рис.31. Как видно Т0 для многих из них близка (80-85К) и соответствует фазе 2212, но Т0 в них меняется в широком интервале температур (от 60 до 80К). Это можно объяснить полифазностью этих образцов. Однако, конкретных фаз, соответствующих подобным переходам не известны, а примесь фазы 2201 видимо должна была действовать подобно образцом №42 и №45. Можно полагать, что смещение Т0 в сторону низких температур в указанных образцах обусловлено различным количеством содержания кислорода.


Следует напомнить о сильном изломе кривой зависимости Вс(Т) при слабых магнитных полях. В литературе этот излом не анализирован, но на нем следует остановится. Безусловно, излом при слабых полях связан с тем, что значительная часть разрушения сверхпроводимости в ВТСП происходит при слабых магнитных полях, особенно вблизи Тс. Это обусловлено действием нижнего критического поля Вс на СП. Как отмечалось в предыдущей параграфе по мере по мере проникновения в СП внешнего магнитного поля в нем образуется несверхпроводящие нити, но пространство между нитями сохраняет свойство СП. С ростом поля (ВВс) число нормальных областей растет (нитей), вихревые нити сближаются, при достижения В только значения Вс2 сверхпроводимость полностью разрушается и вещество переходит в нормальное состояние. Следует напомнить, что в ВТСП значение Вс2 очень большое и достигнуть его из сверхпроводящего состояния практически невозможно. На примере висмутовых ВТСП это становится очевидным, так как для фазы 2212, как видно из данных Вс400Тл. Поэтому при анализе электрических свойств в области ФП, (особенно под действием магнитного поля) эти две области ВВс1 и ВВс2 необходимо выделять. Изломы на Вс2(Т) наблюдается при высоких значениях В, причем для каждого ВТСП оно может изменятся в широком диапазоне. Уширение резистивных переходов приводит к большому различию критических полей, определенных по началу и концу перехода.

Поскольку явление уширения Т(В) в магнитном поле и изломы на Вс2(Т) взаимосвязаны следует их анализировать совместно.

Такие данные получены для иттеревых и других редкоземельных керамиках. Для объяснение этих аномалий привлекаются несколько механизмов, причем некоторые из них могут действовать и одновременно. Среди них можно указать на следующие: влияние флуктуационного спаривания носителей [254,301-303];

анизотропия Вс2 отдельных зерен поликристаллов;

cслоистость структуры ВТСП;

особенности поверхности Ферми;

квазидвумерность сверхпроводимости [261];

неоднородность (по Т0) сверхпроводящих фаз;

неоднородность межгранульных связей и др.

Почти на всех образцах имеет место отклонения (Т)~Т и это, как увидим дальше, связано флуктационным спариванием носителей заряда. Действительно, если за температуру начала сверхпроводимости Тн считать температуру, с которой (Т) отличается от линейного хода, которую (Т) имеет чисто нормальной области Т, Т0, Т—область СП ФП достигает больших значений.

Эксперименты показывают, что действие магнитного поля на область отступления от линейного хода (Т) почти незаметное. Поэтому за начала СП принято считать температуру, с которого начинается интенсивное (спонтанное) падение (Т) и в области, где удается распаривать электроны магнитным полей. Поэтому при анализе вопросов, связанных с уширением перехода и изломом на Вс2(Т) данной областью не пренебрегают. Конечно не исключается влияние на Т и излом на Вс2(Т) и поверхности Ферми, но они на керамиках и поликристаллах также ничтожны.

Много говорилось о других фазах в висмутовых ВТСП, обдающие с отличающимся температурами СП Тс. Этот факт имеет место в рассмотренных выше образцах. Поэтому для подробного исследования данного вопроса рассмотрим наиболее однофазный образец-- №36(2212), явно двухфазный образец №68 с фазами 2212 и 2223 и образец с основной фазой 2212 и с небольшой примесью, но конкретно неопределенной фазой --№29. Эксперименты показали, что значения Т(В)= Тн Т0 при =0,2 н для образцов №36 и № близки, а в образце №68 почти на 50%больше. Сопоставление кривых Вс(Т) также показывает, что производное дВс2/дТ в одной и той же области в образце №68 почти в 2,7 раза меньше, чем в №36.

Безусловно, это связано полифазностью образца №68 (рис.32).

= 2, = 0,2 n Вс2, Тл = 0,5 n = 0,9 n 1, 1, 0, 0, 55 60 65 70 75 80 85, Рис.32.Температурные зависимости критических магнитных полей образца №36.

Для образца №29 характер выпуклости на (Т) (ниже Тс) сохраняется и в магнитном поле. Авторы [268] указывали, что магнитное поле на высокотемпературную фазу висмутовых ВТСП сильнее сказывается. Магнитное поле высокотемпературную фазу приводит к низкотемпературной фазе, как бы уничтожает ее, доводит до некоторых размеров, в результате чего растет сопротивления.

Однако на экспериментах, представленных выше, это не наблюдается.

Более того они показывают, что уширение Т(В) в магнитном поле происходит не только в какой –то определенной фазе, а во всех фазах в равной степени, в том числе и на монокристалле. Совпадение кривой (Т,В) какого-либо образца с кривой 0(Т) при В=0 другого образца можно считать случайным, поскольку его может дать и результирующая кривая (Т,В). Идея о устранении магнитным полей влияния какой-либо фазы выше приведенные данные не подтвердили.

Вместе с тем заметим, что если Т отдельных фаз не перекрываются, то действие магнитного поля на фазы разграничивается.

Таким образом, Вс2(Т) и Т(В)= Тн Т0 при =0,2н показал, что на уширение Т и излом Вс2(Т) существенное влияние оказывает и неоднородность сверхпроводящих фаз.

Сильное различие производных (дВс2/дТ)0,9 н и (дВс2/дТ)0,1 н наряду с другими механизмами, может быть связанным и с анизотропный Вс2(Т) [257-258]. Учитывая, что висмутовая система ВТСП, также как иттревые и таллиевые, имеют квазислоистую структуру, то по величине размытия кривых сверхпроводящего перехода можно оценить анизотропию верхних критических полей Вс(Т) / Вс(Т)=2(дВс/дТ)0,9 н · (дВс/дТ)0,5 =3,4-4 (5.2) Это несколько меньше, чем аналогичные значения анизотропии для YBa2Cu3O6+ (6) [249] b Tl- Ba-Ca-Cu-O (5-8) [259].

Согласно [257] в полукристаллических образцах в случае сильной кристаллической анизотропии сдвиг начала перехода определяется магнитным полем, параллельным слоям:

(дВс2/дТ) =н= дВс/дТ, (5.3) а значение дВс/дТ можно получит из простого соотношения (дВс2/дТ) =0=6 дВс/дТ (5.4) Если в отсутствие магнитного поля из-за влияния неоднородностей химического состава переход размытые на величину Т, то соотношение (4.4) выполняется в сильном поле В Т· дВс/дТ.

В слабом поле (дВс2/дТ) =2дВс2/дТ (5.5) Если воспользоваться соотношением Вс Вс 2 (Т = 0 ) = 0,7 Т с (5.6) Т которые справедливо для сульфидов молибдена с свинцам [259], то для образца №36 получим Вс(Т0)=100Тл;

Вс(Т0)=400Тл.

Аномалии наблюдаемого типа в [261] связывались с переходом к квазидвумерной сверхпроводимости. Авторы моделируют ее ситуацией, когда вихревая решетка в магнитном поле занимает конфигурацию с расстоянием между цепочками сердцевин, соответствующим двукратному расстоянием между сверхпроводящими слоями. Допустимость такой версии для ВТСП определяется соотношением поперечной длины когерентности (Т) и расстояния между сверхпроводящими слоями d. Длина когерентности в слоях II(Т) и в направлениях перпендикулярном слоям (Т) могут быть вычислены на основании теории Гинзбурга Ландау для слоистых сверхпроводников II(Т)= II0 (Т/Тс–1)1/2 (5.7) II0=(Ф0/2)1/2(-дВс/дТ·Т0)-1/2 (5.8) II По данным =16 и =3,9.

Когда (Т) становится сравнимой с d, должен сказывать неоднородный характер распределения электронной плотности, что и оказывает влияние на Вс(Т). При d=15 условие квазидвумерной сверхпроводимости (Т) d/ 2 и в случае висмутовых ВТСП должен выполнятся ТТс10К.

Таким образом, полученные данные позволяют предполагать, что в висмутовых керамиках, так же как и иттриевых ВТСП, имеет место квазидвумерная сверхпроводимость.

Одним из важных результатов, привлекающее внимание, является преждевременное уменьшение сопротивления (за 15- градусов до начала СП ФП) с температурой. Подобные результаты для Tl2Ba2Ca2Cu3O10+ и ErBa2Cu3O0.9 получены в [259]. В этой работе отмечается, что в принципе, наблюдаемая нелинейность (Т) может быть вызвано: флуктуационными эффектами [260, 263, 269];

примесными фазами с более высокими Тс;

негомогенностью состава в пределах одной фазы и влиянием двойников, вблизи которых возможно локальное повышение Tc [264].

Из перечисленных механизмов, обусловливающих уменьшение вблизи Т(1-1,5)Тс наиболее тривиальным можно считать наличие фаз с более высокой Тс. Действительно, как было видно из представленных выше результатов, в висмутовых системах вероятность наличия других фаз весьма высока и в образце № наблюдается влияние фазы с Тс=105К, а в принципе может оказаться в ней и фаза с большей Тс (~120-126К). Указывалось, что на других образцах также есть вероятность нахождения фаз с высокой Тс.

Однако следует отметить, что характер действия более высокотемпературной фазы на (Т) происходит скачкообразно, причем начиная с определенной Т. А в анализируемых образцах уменьшение (Т) происходит постепенно и в каких-то образцах начиная с Т1,1Тс, а в каких –то в интервале Т=(1,1-1,5) Тс. время действие магнитного поля в этой области отличается от действия в двухфазной системе. Поэтому следует, более подробно остановится на анализе механизма флуктуационного спаривания электронов и сопоставлении данных с результатами расчета по этой модели.

В соединениях с трехмерной сверхпроводимостью вклад дополнительной проводимости мал. Однако он может сильно возрастать в ВТСП с малой длиной когерентности и малой удельной проводимостью. В то же время на возрастание может оказать влияние и слоистость структуры. В теории[262] для двумерного и трехмерного случая описывается как T e 2 D = (5.9) T 16hd c e2 1 T 3 D (T ) = (5.10) 32h (0) Tc где е- заряд электрона, d-характерный размер двумерной системы, (0)-длина когерентности при Т0.

На рис.33 представлены температурные зависимости (Т), определенные как разность между (Т)~Т (линейной частью) и экспериментом. Как видно в области Т=(1-1.05)Тс соответствует степенной зависимости ~Т-х (с х=1/2), указывающие на трехмерный характер сверхпроводимости. Из этого рисунка также видно, что при Т1.15Тс наблюдается более крутое падение.

обр. обр.36 (2.2Тл) обр. ln (m cm ) - - - - -4 -3 -2 -1 ln(T-Tc)/Tc Рис.33. Зависимость нормированной избыточной проводимости от относительной температуры для образца №36 и №41.

Причины такого расхождение, как отмечается в [259] может быть связан с неприменимостью теории [262] в дали от Тс и квазислоистой структурой в висмутовых ВТСП.

Следует обратить внимание и на влияние магнитного поля на. Как видно, магнитное поле заметно уменьшает долю флуктационного спаривания носителей. Данный вопрос рассмотрен в [259];

в которой флуктационная парапроводимость ls(T,B) в слоистых СП, находящихся в магнитном поле, определяется в виде:

HL = AL(Т,В) + MT(Т,В), (5.11) где (2 + 4 + 3 2 ) b 2 +.....

e2 AL (T, B ) = 16hd (1 + 2 ) 12 4(1 + 2 ) 5 (5.12) есть флуктационная парапроводимость Асламазова-Ларкина;

а 1 + + 1 + 2 ln 1 + + 1 + 2 е МТ (В, Т ) = 2 8hd (1 )t 1+ в 1+ 2 +...

(1 + 2 ) 2 (1 + 2 ) 2 3 (5.13) парапроводимость Маки-Томсона, обусловленная взаимодействием неспаренных носителей заряда с флуктационных куперовскими парами [260-259];

d-расстояние между слоями;

= (Т-Тс)/Тс;

= 2 II (0) b = (2e (0) / h) B ;

;

d k T = (16 / ) II (0) 2 B h ;

II(0) и (0) - значения длины 2 d когерентности для направлений параллельно и перпендикулярно оси с;

КБ-постоянная Больцмана, ф- характерное время сбоя фазы параметра порядка.

Анализ формул (4.12) и (4.13) показывает, что во всем интервале температур от 1,005Тс, до 1,5Тс (при 5·10-3 теория [265] неприменима из-за расходимости выражений для ) МБ(Т,В=0) по сравнению с АL(T,B=0) значительно слабее зависит от Т.

Поскольку при Т(1,03-1,06)Тс экспериментальные данные хорошо описывается выражением (5.12), которые в этой области Т эквивалентно зависимости (5.10), можно заключить, что для висмутовый системы вблизи Тс взаимодействие неспаренных электронов с куперскими парами не должно оказывать существенного влияния на АL(T,B=0).

Как видно, в магнитном поле при Т1,03Тс характер зависимости (Т) практически не изменяется. Это указывает, но то, что в указанном интервале температур магнитное поле не оказывает влияние на двумерный характер проводимости.

Следует заметить, что исследование и анализ данных образцов 2212, уступающих по качеству наилучшим из них, заведомо известных, что они двухфазны, а также фазы 2201 с очень низкой сверхпроводящей температурой оказалось весьма полезными для выявления деталей, рассматриваемых вопросов в целом.

Резюмируя изложенный в данном параграфе результаты можно заключить:

1. Получены керамические образцы висмутовый системы Bi Sr-Ca-Cu-O с фазами 2201, 2212, 2223. Показано, что наиболее устойчивой является фаза 2212 и полифазных образцах она составляет основную долю. Установлено, что независимо от исходных значений индексов компонент, в формирование фаз существенную роль играет содержание кислорода.

2. Обнаружено, что в образцах фазы 2212, несмотря на близость температуры начала СП Тн и середины ФП Тс, температура начала нулевого сопротивления Т0 некоторых образцов значительно различается (от 80 до 60К).

Считается, что смещение Т0 в сторону низких температур обусловлено недостатком в них количества кислорода.

3. Определены основные параметры СП ФП висмутовых BсII, критические поля Bc2 (0), BcII (0), коэффициент ВТСП:

Т анизотропии BcII (Т ) / Вс2, поперечные и продольные длины когерентности 0, 0II.

4. Обнаружены уширение Т в магнитном поле и изломы на температурной зависимости критического поля Вс(Т). Первый излом происходит при слабых полях (~0.2Тл) и обусловлен действием нижнего критического поля на СП. Анализ данных Т(В) и Bc 2 T позволил заключить, что наблюдаемые факты связаны с наличием в висмутовых ВТСП неоднородностей, анизотропией Вс(Т) и квазидвумерным механизмом сверхпроводимости.

5. Обнаружен эффект «преждевременного» уменьшения электросопротивления при ТТс. Показано, что оно обусловлено дополнительной парапроводимостью. Вблизи Тс(1-1.06) проводимость носит трехмерный, а в области Тс(1.06-1.15)- двумерной характер.

Установлено, что в висмутовых ВТСП вблизи Тс взаимодействие неспаренных электронов куперовскими парами, на (Т,В) не оказывает существенного влияния.

6. Сопоставление (Т,В=0) и (Т,В=2Тл) позволило заключить, что магнитное поле практически не оказывает влияние на двумерную сверхпроводимость.

Приведенные выше результаты подробного исследования (Т,Н) интерпретированы в рамках теорий создаваемых до 1989 года.

Они охватывают основные и необходимые моменты влияния магнитного поля на резистивные переходы в ВТСП. Но после года эти вопросы развивались, уточнялись, появилось много интересного и многие измерения нашли отражения в обзорной статье Г.Г. Сергеевой (1992г)[256].Она посвящена анализу экспериментальных исследований резистивного перехода РП в магнитном поле в основном в иттриевых и висмутовых ВТСП.

Обсуждаются некоторые феноменологические модели, описывающие механизмы диссипации при РП. Считаем, что вопросы РП непосредственно связаны с размытием ФП в сверхпроводниках и некоторые фрагменты статьи соответствуют задачам преследуемой в данной главе. Поэтому полезно будет ими дополнить выше приведенные суждения.

Прежде всего заметим, что для иттриевых и висмутовых ВТСП экспериментальные данные о физических свойствах в магнитном поле качественно согласуются с фазовой диаграммой вихревого состояния (рис 34), предложенный в работе [267]. Известно, что фазы вихревого состояния в сверхпроводниках второго рода определяются температурой, величиной и направлением внешнего магнитного поля Н, плотностью тока i, электронными свойствами и механизмами пининга (эффектом прилипания вихрей к дефектам структуры). Напомним, что в слоистых СП в окрестности СП перехода при Н=0 характеризуется следующими значениями температур: Т С 0 - температура перехода в теории среднего поля, Тfi температура границы флуктуационной области;

Тcr- температура размерного кроссовера от трехмерного характера флуктуации к двумерному и Рис.34. Диаграмма вихрового состояния монокристаллов со структурой YBCO и BSCCO в поле Н II с [266,267].

ТБКТ- температура перехода Березинского-Костерлица-Таулесса (БКТ).

Воздействие магнитного поля Н 0 приводит к появлению еще одной 0 характерной температуры Т СН - температуры Т С 0, перенормированной магнитным полем. Вихревое состояние определяется двумерными “тепловыми” вихрями, индуцированными тепловыми флуктуациями, и “магнитными” вихрями, индуцированным внешним магнитным полем Н Н С1, где Н С1 нижное критическое поле.

Электронные свойства ВТСП при переходе в СП состояния определяются флуктуациями параметра порядка (ФПП) и соотношениями между границей флуктуационной области Тfi, где ФПП сравнимы с его средним значением, и другими характерными температурами, в первую очередь Тcr. Температура размерного кроссовера определяется степенью анизотропии слоистого сверхпроводника и определяет область трехмерных флуктуаций Т Тcr от двухмерных Т Тcr. При Н=0 сверхпроводящие свойства в области двумерных флуктуаций описываются теорией БКТ [269,270], а диссипация при Т ТБКТ в нулевом магнитном поле и при Н НС определяется движением “заряженных тепловых” вихрей с двумя направлениями циркуляции тока. При Н НС1 поле индуцирует свободные вихри одного “знака”. Такое состояние системы вихрей “заряженных” и нейтральных пар называют вихревой плазмой, граница которой на рис 32, обозначена линией Н Х ). Как видно, (Т существование вихревой плазмы может существенно влиять на процессы диссипации в полях ~ НС1. Диссипация, связанная с движением таких вихрей, наблюдалась в тонких пленках низкотемпературных СП [271,272] и ВТСП [273], а также в монокристаллах BSCCO [264,275].

Вихревой фазе в магнитных полях Нх(Т)H НС2(Т) в “идеальном” сверхпроводнике II рода, хорошо описываемом теорией БКТ, соответствует решетка Абрикосова. Однако уже при изучении вихревых состояний в НТСП было замечено, что такие отклонения от теории БКТ, как учет нелинейного взаимодействия флуктуаций [276,277] или наличие случайно распределенных центров слабого пиннинга [278], приводит к отступлению дального порядка в системе вихрей и сохранению при Т TCH лишь ближнего порядка. В низкотемпературных СП дальний порядок отсутствует лишь в конечной области вблизи TCH, что обусловлено узостью флуктуационной области и малой концентрацией центров слабого пиннига.

Вопрос о дальнем порядке в вихревой системе ВТСП все еще остается открытым, а имеющиеся экспериментальные данные указывают на его отсутствие в окрестности СП перехода. Поэтому на диаграмме –(Н,Т) низкотемпературная фаза Т TC( H ) системы вихрей названа вихревой конденсированной средой (ВКС), (H ) высокотемпературная Т TC –вихревой жидкостью (ВЖ). Линия TC( H ) разделяющая эти фазы, имеет несколько названий: линия Алмейда-Таулесса [279], линия необратимого движения магнитного поля;

линия определяющая область критических флуктуаций от области резистивного движения магнитного поля [280];

линия плавления вихревой решетки. Самым общим названием, не противоречащим процессам, отраженным перечисленными названиями, может быть линия конденсации и вихревой жидкости [266].



Pages:     | 1 |   ...   | 2 | 3 || 5 | 6 |
 





 
© 2013 www.libed.ru - «Бесплатная библиотека научно-практических конференций»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.