Надпровідники другого роду

Принципова відмінність надпровідника другого роду від надпровідника першого роду починає проявлятися в той момент, коли магнітне поле на поверхні досягає значення Вc1 . При цьому надпровідник переходить у змішаний стан. Проникнення магнітного поля в обсяг надпровідника приводить до того, що в цих умовах транспортний струм розподіляється рівномірно по всьому перетині, не зайнятому вихровими нитками. Таким чином, на відміну від надпровідників 1 роду, у яких струм протікає по тонкому поверхневому шарі, у надпровідники 11 роду транспортний струм проникає у всім обсязі

Відомо, що між струмом і магнітним полем завжди існує сила взаємодії, що називають силою Лоренса. Стосовно до змішаного стану надпровідника ця сила буде діяти між абрикосовскими вихрами й транспортним струмом. Можливості транспортного перерозподілу токи обмежені кінцевими розмірами провідника, і, отже, під дією сили Лоренса вихрові нитки повинні переміщатися

Взаємодія електронів з фотонами. Раніше було показано, що перехід об нормального до свехпроводящему стану пов’язаний з певним упорядочиванием в електронній системі твердого тіла. На підставі цього можна припустити, що перехід у надпровідний стан обумовлений взаємодією електронів друг сдругом.

У принципі можна припустити різні механізми такої взаємодії. Були спроби пояснити впорядкування системи за допомогою механізму кулоновского відштовхування електронів. Розглядалася магнітна взаємодія електронів, які, пролітаючи через ґрати з більшими швидкостями, створюють магнітне поле й за допомогою його взаємодії між собою. Однак ці й інші підходи не дозволяють побудувати теорію надпровідності й пояснити електричні, магнітні й теплові властивості надпровідників

Конструктивною основою для створення такої теорії стала ідея про взаємодію електронів через коливання ґрат, сформульована в 1950-51 гг. практично незалежно друг від друга Г. Фрелихом і Дж. Бардіним. Такий розгляд дозволило вже в 1957 р. Дж. Бардіну, Л. Куперові й Дж. Шифферу створити мікроскопічну теорію надпровідності, що одержала назву БКШ ( по початкових буквах прізвищ авторів).

Розглянемо якісно механізм межелектронного взаємодії через коливання ґрат. Як відомо, іони в кристалічній структурі роблять коливання біля положень рівноваги. Якщо в такі ґрати помістити всього два електрони й зневажити всіма іншими, то позитивно заряджені іони, розташовані поблизу цих електронів, будуть притягатися до них. Утворяться дві області поляризації ґрати, тобто скупчення позитивного заряду іонів поблизу роблять поляризующее дію негативно заряджених електронів. Другий електрон і поляризована їм область ґрат можуть реагувати на поляризацію, викликану першим електроном. При цьому другий електрон випробовує притягання до місця поляризації першого електрона, а отже, і до нього самому

Розглянута вище модель має досить істотний недолік – вона є статичною. Реально електрони в металі мають дуже більші швидкості (порядку 106 м/c) . Тому можна припустити, що електрон, переміщаючись по кристалі, притягає іони й створює область надлишкового позитивного заряду. Така динамічна поляризація є щодо стійкої, оскільки маса іонів значно більше, ніж маса електронів. Таким чином, другий електрон, пролітаючи крізь ґрати, притягається до цього згустку позитивного заряду, а отже, і до першого електрона. Відзначимо, що при високих температурах ( більше критичної) інтенсивний тепловий рух вузлів кристала робить поляризацію ґрат слабкої, а отже, практично неможливим взаємодія між електронами

Енергетичні щілини. Для розвитку динамічної моделі будемо думати, що другий електрон рухається по поляризованому сліді першого електрона. При цьому можливі дві ситуації: перша – імпульси електронів однакові по величині й напрямку, тобто вони утворять пару часток з подвоєним імпульсом, друга – імпульси електронів однакові по величині й протилежні по напрямку. Таку кореляцію електронів також можна розглядати, як пари з нульовим імпульсом. Якщо електрони, крім того, будуть мати протилежні спини, то така пари буде мати унікальні властивості

Надзвичайно цікавим з погляду розуміння механізму надпровідності є питання про процеси енергообмена у свехпроводящем стані. У принципі ясно, що ці процеси пов’язані з руйнуванням куеперовских пара й енергетичні переходи в системі вільних електронів, причому як перше, так і друге визначається сукупністю вільних станів, у які можуть перейти електрони. Складність розглянутого завдання пов’язана з тим, що утворення куперовских пара приводить до зміни квантово – механічних станів неспарених електронів

Розподіл електронів у нормальному металі описується функцією Ферми-Дирака

(function(){