Високотемпературна надпровідність

Ці дві властивості надпровідників дозволяють сподіватися на істотного можливість зниження ваги ряду енергетичних розмірів і пристроїв змінного струму, що може мати велике значення в бортових системах літаків і в аерокосмічних системах. Саме, в основному з метою використання цих властивостей здійснюються в області розробки надпровідних генераторів змінного струму.

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

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

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

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

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

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

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

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

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

			а - мейнерівська фаза б - шубніковська фаза в - нормальна

Фазова діаграма надпровідника ІІ роду.

Таким чином, надпровідники другого роду при значеннях зовнішнього магнітного поля Н, які лежать в інтервалі Hc1<H<Hc2 , не є ідеальними діамагнетиками. При таких значеннях поля спарювання електронів відсутнє вздовж деяких ліній, паралельних зовнішньому магнітному полю.

Посліловну феноменологічну теорію надпровідності другого роду на основі квазімікроскопічної теорії Гінзбурга - Ландау розвинув в 1957 році фізик - теоретик А.А. Абрикосов для значень параметра  . В цьому випадку справедливе лондоновське локальне наближення. В магнітних полях, набагато менших Hc2, хвильова функція надпровідного стану мала. Встановлено, що при полях Н, більших Hc1 і маловідмінних від Hc2, магнітний потік проникає всередену зразка у вигляді регулярної структури трубок, кожна із яких несе квант магнітного потоку

На переферії кожної окремої трубки протікає вихрь надструму, який зжимає в центральній області магнітний поток, рівний одному кванту потоку Ф0. На існування кванта магнітного потоку вперше звернув увагу Ф. Лондон в 1950 році. Без врахування куперовського спарювання його квант в два рази перевищував Ф0.

Слабкі магнітні поля ( <Hc1 ) не проникають всередену зразка, тобто існує ефект Мейснера. В цьому випадку власна енергія вихря перевищує магнітну енергію, яка виникає при проникненні одного кванта магнітного потоку всередену надпровідника. Ця енергія вирювнюється в полі Н=Нс1. При Н>Нс1 магнітні вихрі починають проникати в надпровідник, розташовуючись паралельно зовнішнньому магнітному полю. Розрахунки показують, що нитки починають утворюватись, коли напруженність поля Н>Нс1 досягає значення

При дальшому збільшенні поля проникання магнітного потоку всередену зразка відбувається у вигляді віддалених одної від одної вихрьових ниток, створюючих структуру типу гратки з дуже великим періодом. В полях, близьких Нс2 , в вузлах решітки поле Y2 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 вихрьова нитка складається в основному з двох областей: центральної циліндричної області з діаметром, приблизно рівним довжині когерентності x0. 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 Ф0 магнітного потоку.

Енергія одиниці довжини нитки визначається виразом

 

Випливає, що без врахування взаємодії ниток енергія N вихрьових ниток, які перетинають одиницю площі, рівна NeS. Вільна енергія надпровідника визначається виразом

При слабкому зовнішньому полі вільна енергія F додатня і утворення вихрів невигідно, але при H³HФ, 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:

Для надпровідників першого роду це співвідношення визначає істинне критичне поле Нст=Нс. Для надпровідників другого роду значення Нст 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 Нст. Це поле виражається через параметри L, x-0 і Ф0 рівністю

 

Друге критичне поле Нс2 надпровідника другого роду пов’язане з полем Нст співвідношенням

 

Для матеріалів з довжиною когерентності x-0 надпровідність зберігається до дуже великих значень поля Нс2. Наприклад, в сплаві V3Ga при Т=0 критичне поле Нс2=3×105 гс.

В полях Н, які неперевищують друге критичне поле, магнітне поле не витісняється з циліндричного зразка. Однак, в області полів Н, які задовільняють нерівності Hc1<H<Hc2, на поверхні циліндра зберігається надпровідність в тонкому шарі ( ~ 103 А ). Поле Нс3 називається третім критичним полем. За звичай Нс3=1,69 Hc2. По зовнішній і внутрішній поверхні цього надпровідника протікають в протилежних напрямках надпровідні струми.

При значеннях магнітного поля, близьких Hc2, 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 Hc2 період досягає величини порядку x-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 вихрям, протікає транспортний струм, створений зовнішнім джерелом, то на вихрі діє сила Лоренца. Ця сила перпендикулярна струму і магнітному полю вихря. Під дією сили Лоренца магнітні вихрі переміщаються впоперек транспортному струмові.

Рух магнітної вихрьової лінії при наявності транспортного струму: F - сила Лоренца.

Рух магнітного поля вихря створює електричне поле, направлене вздовж вихря, 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 енергіїі 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 кінечний транспортний струм для зриву і руху вихрів. Густина струму, при котрій починається зрив вихрів від центра пінінга, називається критичною густиною струму.

Різні ненадпровідні включення з розмірами порядку кореляційної довжини x0 є ефективними центрами пінінга. Вони характеризуються «силою пінінга»,рівній силі Лоренца, при котрій починається відрив магнітного вихря. Спеціальною механічною і термообробкою, а також включеннями ненадпровідних домішок створюються жорсткі надпровідникиз багаточисленними 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 105-106 А/см2. Ці високі значення полів і струмів були отримані при спеціалній термомеханічній обробці, яка забеспечує створення великого числа центрів пінінга.

6. Застосування високотемпературних надпровідників

Традиційні надпровідники другого роду (сплави НБ - ти, з'єднання Nb3Sn ) застосовують у надпровідних магнітних системах як композитів з з матрицею нормального метала з високими тепло - і електропровідністю. Наявність пластичній матриці (найчастіше мідної) значно полегшує виготовлення тонких довгомірних провідників волочінням чи прокаткою, тобто надпровідні матеріали відрізняються крихкістю. Стабільність надпровідності - стан щодо стрибків магнітного потоку - досягається шляхом виготовлення провідників з невеликим або окремих діаметром надпровідних ж стрічок з малої завтовшки сверхпроводящего шару. З цих самих причин ВТСП-проводники здебільшого виготовляються у вигляді композитів, мають малу товщину чи діаметр. Додаткова причина застосування нормального металу пов'язана з необхідністю захисту ВТСП-материала вологості й від інших чинників навколишнього середовища, викликають деградацію оксидного надпровідника.   

Найкращі результати отримано під час використання матриці срібної чи обмотки надпровідника: ще, що лише срібло мінімальний ступінь реагує з вихідної ВТСП або його продукції навіть за високої температурі синтезу, срібло вирізняється високою дифузійної проникливістю для кисню, що необхідно при синтезі і випалюванні ВТСП.

Нині всіх зусиль у сфері ВТСП поруч із удосконаленням їх властивостей та способів отримання спрямовані створення виробів з урахуванням ВТСП, придатних до застосування радіоелектронних в системах для детектування, аналогової та обробки сигналів цифрового.

Основною перевагою ВТСП є відсутність втрат постійному та порівняно невеликі втрати на перемінному токах, можливість екранізування магнітних і електромагнітних полів, можливість передачі сигналів з дуже малими спотвореннями.

Питання практичного використання надпровідників виникло 50-х рр, коли було відкрито надпровідники другого роду з високими критичними параметрами як у значенням щільності струму, і за величиною магнітної індукції. Нині використання явища надпровідності практичного значення набуває дедалі більше.

Застосування нових низки надпровідників зажадало рішення завдань, зокрема, інтенсивному розвиткові матеріалознавства у сфері низьких температур. Досліджувалися надпровідники це як власне, й як ізоляційні матеріали і конструкції.

Найбільшого набула поширення з матеріалів надпровідних електротехніці отримали сплав ніобій-титан і інтерметаллід ніобій-олово. Технологічні процеси виготовлення виключно тонких ніобій-титанових ниток досягли стабілізації та його дуже високого рівня розвитку. Під час створення багатожильних провідників з урахуванням ніобій-олова широке застосування знаходить так звана бронзова технологія.

Найбільшого застосування надпровідність знаходить під час створення великих електромагнітних систем. У 1980-х рр у СРСР було здійснено запуск першою у світі установки термоядерного синтезу Т-7 з надпровідними котушками тороідального магнітного поля.

Останніми роками дедалі ширше використання явища надпровідності для турбогенераторів, електродвигунів, уніполярних машин, топологічних генераторів, жорстких і гнучких кабелів, комутаційних струмообмежуючих пристроїв, магнітних сепараторів, транспортних систем та інших.. Слід зазначити важливий напрям на роботах по надпровідності - створення вимірювальних пристроїв для виміру температур, витрат, рівнів, тисків тощо.

На сьогодні є головні напрями у сфері застосування надпровідності. Це насамперед магнітні різного призначення системи і далі - електричні машини (передусім турбогенератори).

Застосування надпровідності в турбогенераторах великої потужності перспективне що саме тут вдається досягти того, чого за інших технічних рішеннях вдіяти не можна, саме, зменшити масу чуток і габарити машини за збереження потужності. У звичайних машинах це завжди пов'язані зменшення втрат з збільшенням перезимувало труднощами і забезпечення високої ККД.