HTS-temperatura.pdf

Wydział Mechaniczno-Energetyczny

Laboratorium Kriogeniki

Pomiar charakterystyk pr Ģ dowo-napi ħ ciowych oraz wyznaczanie pr Ģ dów

krytycznych w funkcji temperatury w ta Ļ mach z nadprzewodników

wysokotemperaturowych

Zjawisko nadprzewodnictwa

Nadprzewodnictwo jest kwantowym zjawiskiem fizycznym polegaj Ģ cym na całkowitym zaniku

oporu elektrycznego gdy dany materiał jest ochłodzony poni Ň ej pewnej charakterystycznej dla

niego temperatury, zwanej temperatur Ģ krytyczn Ģ , T c . Materiał uwa Ň any za nadprzewodz Ģ cy tj.

nadprzewodnik musi spełnia ę jednocze Ļ nie dwie wyró Ň niaj Ģ ce go cechy: zerowy opór poni Ň ej

temperatury

krytycznej

oraz

wykazywa ę

zewn ħ trznym

polu

magnetycznym

idealny

diamagnetyzm (zerowa indukcja magnetyczna wewn Ģ trz nadprzewodnika). Nale Ň y tu podkre Ļ li ę ,

Ň e nadprzewodnik nie jest to Ň samy z hipotetycznym idealnym przewodnikiem o zerowym oporze

elektrycznym (niesko ı czonej przewodno Ļ ci elektrycznej) gdy Ň ten ostatni mo Ň e zachowa ę

wewn Ģ trz indukcj ħ magnetyczn Ģ , w zale Ň no Ļ ci od drogi, po której osi Ģ gany jest stan

nadprzewodz Ģ cy.

I.1. Krótki wst ħ p historyczny

W roku 1911 holenderski fizyk Heike Kamerlingh Onnes badaj Ģ c elektryczn Ģ oporno Ļę czystych

metali zauwa Ň ył, Ň e opór elektryczny rt ħ ci

gwałtownie spada do zera gdy próbka została

schłodzona poni Ň ej 4,2 K - temperatury bliskiej

temperaturze wrzenia ciekłego helu pod ci Ļ nieniem

normalnym (rys.1). To nowe, fascynuj Ģ ce zjawisko

fizyczne nazwał nadprzewodnictwem. Krótko po

swoim odkryciu Onnes zauwa Ň ył, Ň e zewn ħ trzne

pole magnetyczne, a wi ħ c i pr Ģ d elektryczny o

wystarczaj Ģ co

du Ň ym

nat ħŇ eniu,

powoduj Ģ

znikanie nadprzewodnictwa w badanej próbce.

Istniej Ģ

wi ħ c,

obok

temperatury

krytycznej,

Rys.1. Opór elektryczny rt ħ ci w funkcji temperatury,

przy przej Ļ ciu poni Ň ej temperatury krytycznej (z

pracy Kammerlinga Onnesa, Lejda).

dodatkowo

dwa

jeszcze

parametry

krytyczne,

magnetyczne pole krytyczne H c oraz pr Ģ d krytyczny, I c .

W nast ħ pnych latach odkryto nadprzewodnictwo w wielu

innych metalicznych pierwiastkach: np. w roku 1913

stwierdzono

nadprzewodnictwo

ołowiu

(Pb)

temperatur Ģ krytyczn Ģ T c =7.2 K, a w roku 1930 odkryto

nadprzewodnictwo

niobie

(Nb)

temperatur Ģ

krytyczn Ģ T c =9.2 K (patrz tak Ň e rys.5).

W roku 1933 dwaj fizycy niemieccy, Meissner i

Ochsenfeld , odkryli drug Ģ podstawow Ģ cech ħ stanu

nadprzewodz Ģ cego- idealny diamagnetyzm.

Rys. 2. Linie pola magnetycznego usuwane

s Ģ z wn ħ trza nadprzewodnika gdy ozi ħ biany

jest on poni Ň ej temperatury T c .

Zauwa Ň yli

oni, Ň e strumie ı magnetyczny B jest wypychany z

wn ħ trza próbki, kiedy zostaje ona schłodzona poni Ň ej

temperatury krytycznej, T c , w słabym zewn ħ trznym polu magnetycznym (rys. 2). Zjawisko to nosi

nazw ħ

efektu Meissnera-Ochsenfelda , jest podstaw Ģ wszelkich praktycznych zastosowa ı

nadprzewodników zwi Ģ zanych z lewitacj Ģ .

W roku 1934 bracia Fritz i Heinz Londonowie , w celu wytłumaczenia efektu Meissnera-

Ochsenfelda, podali teori ħ opart Ģ na elektrodynamice (równaniach Maxwella). Z modelu tego

wynika, Ň e istnieje pewna gł ħ boko Ļę wnikania

l L , charakterystyczna gł ħ boko Ļę , na któr Ģ strumie ı

magnetyczny wnika do nadprzewodnika. Je Ļ li nadprzewodnik jest czystym metalem, to strumie ı

magnetyczny jest całkowicie wypychany z jego wn ħ trza i próbka wykazuje idealny diamagnetyzm.

Istnieje jednak pewien strumie ı magnetyczny w warstwie powierzchniowej o grubo Ļ ci

l L a warto Ļę

indukcji zwi Ģ zanej z tym strumieniem maleje wykładniczo ze wzrostem odległo Ļ ci od powierzchni

nadprzewodnika.

Rys.3. a) Namagnesowanie w funkcji pola magnetycznego dla nadprzewodnika I-go rodzaju. Wyst ħ puje tu pełny efekt

Meissnera. Powy Ň ej pola krytycznego H c próbka staje si ħ normalnym przewodnikiem. Ujemna warto Ļę magnetyzacji M

odpowiada polu magnetycznemu wytworzonemu przez indukowane pr Ģ dy nadprzewodz Ģ ce, gdy przykłada si ħ

zewn ħ trzne pole magnetyczne H. b)-Krzywa namagnesowania dla nadprzewodnika II-go rodzaju. Strumie ı indukcji

magnetycznej zaczyna wnika ę do nadprzewodnika przy polu H c1 (pierwsze pole krytyczne). Pomi ħ dzy polem H c1 a H c2

próbka znajduje si ħ w stanie mieszanym i a Ň do pola H c2 (drugie pole krytyczne) wykazuje nadprzewodz Ģ ce wła Ļ ciwo Ļ ci

elektryczne. Parametry x

oraz l L s Ģ odpowiednio długo Ļ ci Ģ koherencji i gł ħ boko Ļ ci Ģ wnikania dla danego

nadprzewodnika.

W roku 1957 A. Abrikosow , analizuj Ģ c zachowanie nadprzewodników w zewn ħ trznym polu

magnetycznym, odkrył, i Ň nale Ň y rozró Ň ni ę dwa rodzaje nadprzewodników: nadprzewodniki I i II

rodzaju. Nadprzewodniki I rodzaju wypychaj Ģ całkowicie ze swego wn ħ trza strumie ı

magnetyczny (pełny efekt Meissnera-Ochsenfelda), natomiast nadprzewodniki II rodzaju

zachowuj Ģ si ħ w taki sposób, Ň e powy Ň ej krytycznego

pola magnetycznego (tzw. pierwszego, lub dolnego, pola

H C1 ) pole magnetyczne wnika do wn ħ trza

nadprzewodnika w postaci nici wirowych, z których

ka Ň da zawiera w sobie kwant strumienia magnetycznego

f 0 (rys. 3). Kwant strumienia magnetycznego dany jest

poni Ň sz Ģ zale Ň no Ļ ci Ģ :

Rys.4. Schematyczny obraz wnikania nici

wirowych strumienia magnetycznego w

nadprzewodniku II rodzaju. Wewn Ģ trz nici

wirowej

Wiry tworz Ģ tzw.

sie ę Abrikosowa

w przedziale pól

normalny.

(za

istnieje

stan

magnetycznych

H C1 < H < H C2 ; powy Ň ej pola

H C2 , tzw.

http://www.supraconductivite.fr).

drugiego

(lub

górnego)

pola

magnetycznego,

stan

nadprzewodz Ģ cy znika (rys.3). Dzi ħ ki takiemu zachowaniu, tzn. utworzeniu stanu mieszanego

(rys.4), niektóre nadprzewodniki II rodzaju pozostaj Ģ nadprzewodnikami nawet w polach

magnetycznych o indukcji wi ħ kszej ni Ň np. 100 Tesli. Z tego wzgl ħ du nadprzewodniki II rodzaju

mog Ģ by ę wykorzystane w urz Ģ dzeniach wysokoenergetycznych.

W roku 1957 J. Bardeen, L. Cooper i R. Schrieffer

zaproponowali

mikroskopow Ģ

teori ħ

nadprzewodnictwa nazwan Ģ teori Ģ BCS .

Podstawowym zagadnieniem rozwa Ň anym w tej teorii

jest oddziaływanie gazu elektronów przewodnictwa z

drganiami sieci krystalicznej. Zazwyczaj elektrony

odpychaj Ģ si ħ wzajemnie na skutek oddziaływa ı

kulombowskich. Jednak Ň e, je Ļ li mamy do czynienia z

nadprzewodnikiem,

dostatecznie

niskich

temperaturach wypadkowe oddziaływanie pomi ħ dzy

elektronami mo Ň e by ę przyci Ģ gaj Ģ ce i w jego wyniku

dwa elektrony utworz Ģ stan zwi Ģ zany - tzw. par ħ

Rys.5. Historyczne odkrycia

nadprzewodnictwa w niektórych materiałach

Coopera . W uproszczeniu mo Ň na to sobie wyobra Ň a ę

w ten sposób, i Ň jeden elektron poruszaj Ģ c si ħ poprzez sie ę deformuje j Ģ powoduj Ģ c zag ħ szczenie

dodatnich jonów sieci wokół toru swojego ruchu. To zag ħ szczenie dodatnich jonów oddziałuje z

kolei na inny elektron o przeciwnie skierowanym p ħ dzie. W rezultacie tego przyci Ģ gaj Ģ cego

oddziaływania, poni Ň ej temperatury krytycznej powstaje kondensat zło Ň ony z par elektronów, które

s Ģ ze sob Ģ silnie skorelowane. Wszystkie pary Coopera poruszaj Ģ si ħ ruchem spójnym , tak wi ħ c

lokalne zaburzenie, na przykład domieszka, nie mo Ň e spowodowa ę rozproszenia pojedynczej pary.

Je Ļ li wprawimy w spójny ruch zespół takich wzajemnie skorelowanych "super-elektronów", ruch

ten b ħ dzie kontynuowany bez strat energii. W 1986 roku G. Bednorz i K.A. Müller , naukowcy z

laboratorium IBM w Ruschlikon (Szwajcaria), odkryli nadprzewodnictwo ( T c ~30 K) w

ceramicznych próbkach LaBaCuO. W lutym 1987 roku dwie grupy naukowców z Alabamy i

Houston, kierowane przez M.-K. Wu oraz P. Chu , odkryły ceramik ħ Y 1 Ba 2 Cu 3 0 7 o temperaturze

krytycznej T c =92 K, po raz pierwszy otrzymano nadprzewodnik o temperaturze krytycznej wy Ň szej

ni Ň temperatura wrzenia ciekłego azotu, cieczy, która jest o Ļ rodkiem chłodz Ģ cym du Ň o ta ı szym od

ciekłego helu. W latach nast ħ pnych odkryto jeszcze wiele innych zwi Ģ zków ceramicznych opartych

na tlenkach miedzi a wykazuj Ģ cych stan nadprzewodz Ģ cy w temperaturach rz ħ du 150 K (rys. 5).

Rozpocz ħ to tez produkcje drutów i ta Ļ m z tych materiałów na skale przemysłow Ģ .

Na podstawie ró Ň nych kryteriów mo Ň na wydzieli ę ró Ň ne grupy nadprzewodników:

Ze wzgl ħ du na wła Ļ ciwo Ļ ci fizyczne:

•

nadprzewodniki I rodzaju , w których przy okre Ļ lonym krytycznym polu magnetycznym B C

dochodzi do zniszczenia stanu nadprzewodz Ģ cego,

nadprzewodniki II rodzaju , w których przy okre Ļ lonym polu magnetycznym B C1 dochodzi do

wnikania pola magnetycznego do nadprzewodnika i utworzenia stanu mieszanego, a powy Ň ej

pola B C2 zachodzi zniszczenie stanu nadprzewodz Ģ cego.

Ze wzgl ħ du na skład chemiczny i budow ħ :

•

niektóre pierwiastki (np. Hg, Cd, Pb, Zn, Al., Sn, itp), inne przechodz Ģ w stan nadprzewodnictwa

tylko pod bardzo wysokim ci Ļ nieniem (np. O, P, S). Nie s Ģ nadprzewodnikami Cu, Ag, Au, gazy

szlachetne.

stopy i zwi Ģ zki mi ħ dzymetaliczne, takie jak na przykład NbTi,

zwi Ģ zki organiczne, w tym odmiany alotropowe w ħ gla (fulereny, nanorurki),

tlenkowe zwi Ģ zki miedzi i Ň elaza o strukturzew postaci ceramik, jak i monokryształów.

Ze wzgl ħ du na stosowan Ģ metod ħ opisu:

•

nadprzewodniki konwencjonalne, które daj Ģ si ħ dobrze opisa ę teori Ģ BCS,

nadprzewodniki niekonwencjonalne, które jeszcze

posiadaj Ģ

nie

ogólnie

akceptowanej

teorii

tłumacz Ģ cej

zadowalaj Ģ cy

sposób

ich

wła Ļ ciwo Ļ ci.

Ze wzgl ħ du na temperatur ħ przej Ļ cia w stan

nadprzewodnictwa:

•

nadprzewodniki

niskotemperaturowe ,

temperaturze przej Ļ cia w stan nadprzewodnictwa

poni Ň ej temperatury wrzenia ciekłego azotu (77 K),

Rys. 6. Stan nadprzewodz Ģ cy istnieje tylko dla

warto Ļ ci temperatury, pola magnetycznego i

pr Ģ du transportu poni Ň ej warto Ļ ci krytycznych

Tc, Bc i Ic .(poni Ň ej zaznaczonej powierzchni).

nadprzewodniki

wysokotemperaturowe,

temperaturze przej Ļ cia w stan nadprzewodnictwa

powy Ň ej temperatury wrzenia ciekłego azotu.

I.2. Pr Ģ d krytyczny w nadprzewodnikach II rodzaju.

Jak wspominano wy Ň ej, stan nadprzewodz Ģ cy niszczony jest przez temperatur ħ , pole magnetyczne i

elektryczny pr Ģ d transportu o odpowiednich warto Ļ ciach, zwanych krytycznymi. Aby stan

nadprzewodnictwa w danym materiale istniał w sposób stabilny, musz Ģ spełnione by ę nast ħ puj Ģ ce

warunki: temperatura T < T c ( B , I ), pole magnetyczne B < B c ( T , I ) oraz pr Ģ d elektryczny I < I c ( T ,

B ). Parametry te w sposób istotny wzajemnie od siebie zale ŇĢ . Schematycznie przedstawione

zale Ň no Ļ ci tych parametrów krytycznych pokazane s Ģ na rys. 6.

Je Ň eli do nadprzewodnika II rodzaju, znajduj Ģ cego si ħ w stanie mieszanym, doprowadzimy

elektryczny pr Ģ d transportu J (np. z zewn ħ trznego zasilacza) na nici wirowe strumienia

magnetycznego zacznie działa ę siła Lorentza F L dana wzorem

F L

gdzie B = n

f 0 jest wektorem indukcji magnetycznej,

n -g ħ sto Ļ ci Ģ

nici

wirowych

nadprzewodniku.

Sytuacja ta pokazana jest schematycznie na rys. 7.

Pod wpływem siły Lorentza nici wirowe zaczynaj Ģ

si ħ porusza ę , co z kolei generuje pole elektryczne

C ×= ), a wi ħ c pojawia si ħ opór elektryczny i w

obecno Ļ ci pola elektrycznego E , pr Ģ d J rozprasza

energi ħ

(

Rys. 7. Nadprzewodnik II-go rodzaju z pr Ģ dem

transportu J w zewn ħ trznym polu magnetycznym

E · J (straty

energetyczne). Teoretycznie

pr Ģ dy krytyczne w idealnych nadprzewodnikach II

Plik z chomika:

Inne pliki z tego folderu:

Inne foldery tego chomika: