4057005163

A. A. Abrikosow - Nadprzewodniki drugiego rodzaju i sieć wirów

—47tM =

spowodować, że sieć kwadratowa jest energetycznie korzystniejsza. Ze względu na swoją strukturę stan mieszany bywa nazywany „fazą sieci wirów”.

Rys. 2. Linie prądu dla sieci kwadratowej, pokrywające się z liniami stałej wartości 1^1

\

W mikroskopowej teorii Bardeena Coopera--Schrieffera (3CS), jak również w teorii GL, która -jak wykazał Gor’kow [6] - jest granicznym przypadkiem teorii BCS dla T —► T_c, istnieją dwie charakterystyczne odległości: mniejsza - „długość koherencji” £, która określa rozmiary pary Cc opera, i większa - „głębokość wnikania” A. Parametr GL k jest w istocie określony przez ich stosunek. Dla czystego nadprzewodnika przy T -* T_c

k = 0,96^,    (13)

gdzie Al = (mc²/Arnie²)¹/² oznacza londonowską głębokość wnikania (n - gęsteść elektronów), a £o = 0,18(hv/T_c) - długeść koherencji w T = 0 (v - prędkość elektronów). Dla k » 1, czyli A » £ (skrajny przypadek nadprzewodnika II rodzaju, czyli nadprzewodnik typu Londona), każdy wir ma „rdzeń” o promieniu £, w którym parametr porządku gwałtownie się zmienia. Na zewnątrz rdzenia w odległości A pole magnetyczne maleje do zera. Zgodnie ze wzorem (6) w pobliżu osi wiru parametr porządku rośnie liniowo z odległością od osi wiru. Znikanie 4* w środku rdzenia jest konieczne ze względu na jednoznaczność określenia $ . Przy odległościach większych od £ parametr porządku osiąga swoją równowagową wartość, jaką ma w zerowym polu magnetycznym. Profile parametru porządku i natężenia pcla magnetycznego w wirze zilustrowano na rys. 3.

Teoria umożliwiła także określenie charakterystyk makroskopowych, mianowicie zależności namagnesowania od natężenia pola magnetycznego. Zależność tę pokazano na rys. 4 dla różnych wartości k.

Dla k < l/y/2 zależność jest „trójkątna”, cc odzwierciedla idealny diamagnetyzm poniżej H_cm i brak namagnesowania w fazie normalnej. Dla większych wartości k pojawia się faza wirów; wraz ze wzrostem k obniża się dolna granica tej fazy, a rośnie górna. Graniczną wartość namagnesowania w pobliżu górnego pola krytycznego określa wzór

Hc2 - Ho (2*²-l )0_A^m

Porównałem teoretyczne przewidywania przebiegu krzywych namagnesowania z wynikami doświadczalnymi dla stopów Pb Tl otrzymanymi w 1937 r. przez Lwa W. Szubnikowa i jego współpracowników [7]. Zgodność była bardzo debra.

Rys. 3. Zmiany pola magnetycznego (linia ciągła) i |^| (linia przerywana) w wirze

Rys. 4. Zależność namagnesowania od natężenia pola magnetycznego dla różnych wartości parametru k

Chciałbym teraz krótko omówić stan badań doświadczalnych. Namagnesowanie stopów nadprzewodzących po raz pierwszy mierzyli w reku 1935 de Haas i Casimir-Jonker [8]. Otrzymali oni stopniowe przejście ze stanu nadprzewodzącego do normalnego z dwoma polami krytycznymi. Wytłumaczyli takie zachowanie niejednorodnością próbki. Szubnikow, który pracował poprzednio z de Haasem, postanowił przygotować lepsze próbki stopów. Jego grupa wygrzewała je długo w temperaturze bliskiej temperatury topnienia. Badania rentgenowskie przeprowadzone w temperaturze pokojowej nie wykazywały żadnej niejednorodności. Ponieważ autorzy nie mogli sobie wyobrazić żadnej innej przyczyny stopniowego przechodzenia do stanu normalnego, napisali w swojej pracy, że widocznie muszą się pojawiać wytrącenia innej fazy w niskiej temperaturze. Niestety, Szubnikowa oskarżono o próbę zorganizowania „antyradzieckiego spisku”; został on aresztowany i stracony przez KG3 w tym samym roku. Jestem

202

POSTĘPY FIZYKI TOM 55 ZESZYT 5 ROK 2004