Природа сверхпроводимости

Несмотря на то, что эф­фект све­р­х­­проводимости был открыт в 1911 году голландским фи­зиком Ка­­мер­линг-Оннесом при изучении ТКС ртути, фи­зи­чес­кая при­ро­да сверхпроводимости была разработана лишь в 1957 го­ду. Ми­к­ро­­ско­пи­чес­кая теория этого явления соз­дана аме­ри­ка­н­с­ки­ми уче­ны­ми Бардиным, Купером и Шриффером и, по имени соз­да­те­лей, по­лучила название теория БКШ.

В основе теории БКШ лежит представление о том, что в сверх­­п­ро­водящих металлах и соединениях, имеющих зонную стру­к­ту­ру металла, при температуре, стремящейся к абсолю­т­но­му нулю, эле­­ктроны с энергией, близкой к энергии Ферми, об­ла­дают спо­со­­­бностью образовывать единый коллектив или кон­ден­сат, со­с­то­­ящий из пар электронов, связанных силами при­тя­же­ния. Си­лы при­­тяжения между парами электронов воз­ни­ка­ют в ре­зу­ль­тате эле­­­ктро­ста­ти­чес­кого взаимодействия с поло­жи­те­ль­но заря­жен­ны­ми ионами кристаллической решетки. Элек­т­рон, движущийся в кри­­сталлической решетке, притягивает к себе положительно за­ря­жен­­­ные ионы, не­сколько сближая их. Тем са­мым он соз­да­ет на пу­­ти своего движения избыточный по­ло­жи­те­льный заряд по­ля­ри­зо­ванной решетки. К этому заряду мо­жет быть при­тя­нут дру­гой электрон, но с противоположным на­п­равлением спи­на. Воз­ни­­­ка­ющая пара электронов име­ет нулевое суммарное значение спи­­на и называется ку­перовской па­рой. Ку­пе­ро­­в­ская па­ра яв­ля­ет­ся так называемой бозе-частицей, то есть час­ти­­цей с целым (ну­ле­вым) спином.

Образование ку­пе­ро­в­с­ких пар ил­лю­стрируется рис. 2.8 (на ри­су­н­­ке про­­ти­во­по­лож­ные направления спи­на S услов­но по­­ка­заны сим­­­волами плю­с и минус). Сила при­тя­жения меж­­­ду эле­к­­т­ро­­нами в ку­­перовской па­­­ре от­но­си­тельно ма­ла. По­это­му спа­­­­­ре­н­ные эле­к­т­ро­­­ны не "сли­па­ются" друг с другом и на­хо­дя­тся на рас­с­то­я­­нии око­­­­ло 1×10^-7 м. Сле­дователь­но, эф­­­фек­ти­в­ный диаметр купе­ро­в­­с­кой па­­­­ры ох­­ва­тывает тысячи ячеек кристал­ли­чес­кой ре­­ше­тки. Это рас­­­­с­то­я­ние на­зы­ва­ют длиной не­ко­­­ге­­рен­­т­но­с­ти.

Все пары движутся строго сог­ла­со­­­ванно, то есть центры масс всех пар в металле движутся во внешнем эле­­ктри­чес­ком поле с оди­­­­­на­­ковым им­­­пульсом. С учетом вол­новых свой­ств электрона мо­ж­­­­но сказать, что сверх­­про­­во­дя­­щее состояние описы­ва­­­ется еди­­ной вол­новой фун­к­цией. Это об­­сто­я­тель­ст­во объясняет эффект све­р­х­­­­про­во­ди­мости, для ко­торого вли­­­­я­­ние рассеяния на при­ме­сях, дефек­тах и небольших тепло­вых ко­­­лебаниях кри­­­стал­ли­че­с­кой ре­шет­ки пре­не­брежимо ма­ло.

Причины устойчивости куперовских пар в сверх­про­вод­ни­ке мо­­жно понять, рассматривая зонную диаграмму сверх­­про­во­дя­ще­го металла, представленную на рис. 2.9, б.

При температуре Т =0 максимальная энергия электронов в обы­­­чном проводнике соот­вет­ствует уровню Ферми (рис. 2.9, а).

В сверхпроводнике энер­ге­тически выгодным является об­ра­зо­ва­ние элек­т­рон­но­го конденсата, так как при этом выделяется энер­гия связи W _св. Вследствие этого куперовские пары приобре­та­­ют энергию, уро­­­вень которой расположен ниже перво­на­ча­ль­но­­го уровня Фе­р­­­­ми на величину D= W _св/2 (рис. 2.9, б). Для разру­ше­ния ку­пе­ро­в­ской пары и пе­­­­­рехода электрона из сверх­про­во­дя­ще­го в нор­ма­­ль­ное со­сто­я­ние следует затратить энергию W _св=2D. Этот ин­тер­­вал энергий вы­­полняет роль запрещенной зоны и на­зы­­ва­е­т­ся энер­гетической щелью. Энергетическая щель является об­ластью за­­прещенных эне­р­гети­чес­ких состояний электрона. При темпе­ра­ту­­ре, пре­вы­ша­ю­щей температуру сверх­про­во­ди­мос­ти, ширина эне­р­­ге­ти­чес­кой щели становится равной нулю.

Сверхпроводящее состояние, кроме обращения в нуль элек­т­ри­­ческого сопротивления, характеризуется еще одним эф­фе­к­том. Это эффект вытеснения постоянного магнитного поля из объ­ема сверх­проводника, так называемый эффект Мейсснера.

При этом глубина проникновения магнитного поля в сверхп­ро­­­­­водник составляет всего 1×10^-7 м. В свою очередь, маг­ни­т­ная про­­­ницаемость сверхпроводника становится равной нулю. Сверх­­­­­­про­во­ди­мость разрушается при превы­шении плот­но­с­ти то­ка в свер­х­проводнике величины, равной критической. Кри­ти­чес­кая пло­т­ность тока J _кр для раз­личных сверх­про­во­д­ни­ков со­ста­в­ляет 3×10⁷...3×10⁹ А/м². Ана­ло­гичный эффект дает уве­ли­че­ние на­п­ря­­жен­ности внеш­­него постоянного магнитного по­ля, которое на­во­­дит ЭДС индукции и, как следствие, ток в сверх­про­воднике. Ес­­ли этот ток превышает критический, то сверх­прово­ди­мость так­­же разрушается. Ве­ли­чи­на критического маг­нитного по­ля H _кр, при ко­то­ром разрушается сверх­про­во­ди­мость, со­ставляет 10⁵...10⁶ А/м.

По отношению к влиянию магнитного поля различают две гру­ппы сверхпроводников. Сверхпроводники первого рода теряют свой­ство сверхпро­во­ди­мости уже при слабых магнитных полях, до­стигающих 10⁴...10⁵ А/м, и, соответственно, небольших кри­ти­ческих плотностях то­ка. К сверх­про­водникам первого рода от­но­сятся почти все чис­тые сверхпроводящие металлы. Сверх­про­вод­ни­ки второго рода сохраняют сверхпроводящее состояние при бо­­лее высоких внеш­них магнитных полях, достигающих 1×10⁷ А/м. Ксверх­­проводникам второго рода относятся ниобий, ва­­на­дий, а также все сверхпроводящие сплавы и соединения.

Сверхпроводник первого рода можно перевести в сверхпро­­во­­­дник второго рода путем создания в нем дефектов за счет де­фор­­­­мации, или изготавливая его в виде тонкой пленки. Сверх­про­­­водники с большой концентрацией дефек­тов называют же­с­т­­­кими. В таких сверхпроводниках наряду со сверх_­про­во­дя­щим со­­­­­стоянием присутствует и обычное проводящее. В технике низ­ких температур наиболее ши­­ро­кое применение нашли жесткие сверх­­про­­водники второго рода.