Основы теории Бардина-Купера

12.3. Элементы зонной теории сверхпроводимости Бардина–Купера–Шриффера.
Куперовские пары
У проводников в нормальном состоянии, если пренебречь наличием периодического поля решетки
(модель Зоммерфельда), состояние свободных электронов в зоне проводимости можно описать
потенциальной ямой с гладким дном, заполненной до уровня Ферми F (рис. 12.9).
Рис. 12.9. Состояние свободных электронов в зоне проводимости: I – нулевой уровень; II –
уровень Ферми; III – дно потенциальной ямы
Кинетическая энергия электронов в зоне проводимости:
2 2
p2
k
E

(12.6)
2m 2m ,
где p − импульс электрона, k − волновое число, m − масса электрона.
При включении электрического поля E распределение электронов по состояниям меняется: они
перебрасываются из левой области распределения в правую (рис. 12.10). Это соответствует переходу части
электронов из области отрицательных волновых чисел в область положительную. Такие переходы в
металле возможны, т. к. над уровнем Ферми находится огромное число незаполненных уровней.
E k
Рис. 12.10. Зависимость энергии электрона от волнового числа   в отсутствие внешнего
поля − верхний рисунок и при наличии возмущающего действия электрического поля −
нижний рисунок
Если бы не действовали никакие ограничивающие факторы, то за время t под влиянием поля E
импульс электронов зоны, расположенной над уровнем Ферми (зоны проводимости), увеличился бы на
pE  k  eEt ,
(12.7)
где e − заряд электрона; eE  F – сила, действующая на электроны со стороны поля; F t – импульс силы.
При этом в проводнике возник бы ток, плотность которого j  enD , где  D − дрейфовая скорость
электрона под действием поля, а n − концентрация электронов. Тогда
eE
e2 n
(12.8)
j  en
t 
E t
m
m
.
Из выражения (12.8) видно, что плотность тока росла бы неограниченно с течением времени, и это
соответствовало бы бесконечной электропроводности:
e2 n
lim   lim
t  
t 
m
t 
.
Однако в действительности этого не наблюдается. Факторами, мешающими бесконечному росту тока,
являются процессы рассеяния электронов на тепловых колебаниях кристаллической решетки – фононах,
которые присутствуют в ней при любых температурах выше абсолютного нуля. Процессы рассеяния
eE F
D 
m (  F − время релаксации электронов), а
ограничивают скорость дрейфа электронов до величины
плотность тока до
e 2 E F
j
(12.9)
m .
При этом электропроводность уменьшается до значения
e 2 n F

(12.10)
m .
Оказывается, можно построить такую модель энергетического спектра, которая предотвращала бы
протекание процессов рассеяния. Такая модель отличается от приведенной выше наличием энергетической
E
щели щ , в середине которой расположен уровень Ферми, и сходна с зонной структурой полупроводника
при температуре T  0 K .
Поскольку металл сохраняет высокую проводимость и при температуре, близкой к 0 K , то, в отличие от
полупроводников, где энергетическая щель не меняет своего положения под действием внешнего поля E,
энергетическая щель в металле должна двигаться под действием поля E вместе с электронным
распределением.
За время t волновой вектор электронов увеличивается на
p
eE t
k   
(12.11)
,
и щель смещается вправо на k.
Рассмотрим все потенциальные возможности рассеяния электрона, находящегося на верхнем уровне
правой полузоны (рис. 12.11):
•
•
•
упругое рассеяние с изменением волнового вектора k на k ;
переходы на левые нижние уровни;
переходы на верхние левые уровни.
Рис. 12.11. Щелевой характер зависимости энергии от волнового числа в сверхпроводниках
При наличии энергетической щели переходы 1 запрещены, т. к. ведут в область запрещенных энергий
Eщ
; переходы типа 2 запрещены согласно принципу Паули, поскольку на этом энергетическом уровне уже
находятся два электрона с противоположными спинами; переходы 3, хотя и разрешены, но требуют
E
дополнительных затрат энергии, равных щ .
  Eщ , то эти переходы не
Если температура достаточно низкая, так что энергия фонона
реализуются. Таким образом, в металле, зонная структура которого обладает такой энергетической щелью,
процессы рассеяния в определенных условиях протекать не будут. Поэтому металл может приобрести
идеальную проводимость, свойственную сверхпроводникам.
В настоящее время разработан целый ряд методов, позволяющих не только обнаружить
энергетическую щель в сверхпроводящих металлах, но и измерить ее ширину. Один из них основан на
изучении поглощения электромагнитных волн далекой инфракрасной области.
Если на сверхпроводник направить поток электромагнитных волн и непрерывно менять их частоту ,
E
то до тех пор, пока энергия кванта ћ этого излучения остается меньше ширины щели щ , энергия
c  Eщ , начинается
излучения не поглощается. При некоторой критической частоте c , для которой
интенсивное поглощение излучения, которое возрастает до его значений в нормальном металле. Измерив
E
критическую частоту c , можно определить ширину энергетической щели щ .
Из табл. 12.3 [74] видно, что между шириной щели и критической температурой Tc наблюдается
E
непосредственная связь: чем выше Tc , тем шире энергетическая щель щ .
Таблица 12.3
Ширина энергетической щели для некоторых металлов
Вещество
Al
Sn
Hq
V
Pb
Nb
Ещ 10-3 эВ
3,26
11,0
16,4
17,3
21,4
22,4
Т с, К
1,19
3,72
4,15
5,46
7,2
9,3
Теория
Бардина–Купера–Шриффера приводит к следующему приближенному
E
связывающему критическую температуру Tc с шириной энергетической щели щ :
выражению,
Eщ  3,5  k BTc
(12.12)
.
Формула (12.12) достаточно хорошо подтверждается опытом.
Явление сверхпроводимости не является свойством отдельных атомов, в частности, экспериментальные
результаты показывают, что серое олово является полупроводником, а белое − металлом с температурой
перехода в сверхпроводящее состояние Tc=3,72 K. Разные кристаллические модификации лантана имеют
разные значения критической температуры Tc=4,8 K (-La), Tc=5,95 K (-La). Налицо зависимость свойств
сверхпроводимости от кристаллической структуры материала.
Очень странным казалось, что такие хорошие проводники, как медь, золото, серебро, не становятся
сверхпроводниками ни при каких температурах. Это приводит к выводу, что для возникновения
сверхпроводимости необходимо сильное взаимодействие электронов с решеткой, т. е. ситуация, когда
электроны испытывают со стороны решетки сильное сопротивление своему движению под действием
электрического поля.
Итак, между носителями сверхпроводящего тока существует жесткая фазовая корреляция. Купером
было показано, что носителями сверхпроводящего тока являются частицы с зарядом, равным удвоенному
заряду электрона 2е, которые получили название куперовских пар.
Свободный электрон зоны проводимости, двигаясь сквозь решетку и взаимодействуя с ионами, слегка
«оттягивает» их из положения равновесия, создавая в «кильваторе» своего движения избыточный
положительный заряд (рис. 12.12).
Рис. 12.12. Свободный электрон, двигаясь между положительно заряженными ионами
кристаллической решетки, вызывает их смещения из положения равновесия, в результате
чего возникает локальный избыточный положительный заряд
Избыточный положительный заряд может притянуть другой электрон. В результате в металле, помимо
кулоновского отталкивания между электронами, может возникать косвенная сила притяжения, связанная с
наличием решетки положительных ионов. Если эта сила оказывается больше силы отталкивания, то
энергетически выгодным становится объединение электронов в пары.
Куперовская пара состоит из двух электронов, движущихся вокруг индуцированного ими же
положительного заряда (рис. 12.13). В какой-то мере такая конфигурация напоминает атом гелия. Однако, в
отличие от него, положительный заряд здесь не является постоянным и строго фиксированным. Кроме того,
энергия связи в паре на много порядков ниже энергии связи в атоме гелия. Для куперовских пар энергия
2
3
связи равна 10  10 эВ , тогда как в атоме гелия она 24,6 эВ. Расчет показывает, что эффективный
7
6
3
диаметр куперовской пары L  10  10 м (длина когерентности). В объеме L , занимаемом парой, таким
6
образом размещаются центры масс еще около 10 других пар. Поэтому куперовские пары нельзя
рассматривать как пространственно разделенные квазимолекулы.
Рис. 12.13. Куперовская пара
Физическая причина появления связанного состояния электронов, которая приведена выше, может
служить только в качестве довольно грубой модели реального положения вещей. Доказательство этого
состояния было проведено в 1956 году Купером и является квантово-механической задачей, которая здесь
рассматриваться не будет. Отметим лишь, что возникающее огромное перекрытие волновых функций
электронных пар усиливает квантовый эффект спаривания электронов до его макроскопического
проявления. Такие эффекты называют коллективными. Таким образом, в образовании пар участвуют как
весь коллектив электронов Ферми, так и атомы решетки.
12.4. Эффекты Джозефсона
В 1962 году Джозефсоном был теоретически предсказан эффект слабой сверхпроводимости. Этот
эффект, позднее обнаруженный на опыте, еще раз подтвердил тот факт, что сверхпроводимость является
квантовым эффектом. Под термином «слабая сверхпроводимость» понимаются сверхпроводящие явления в
системах со слабо связанными сверхпроводниками, т. е. когда в сверхпроводящей цепи имеется участок, в
котором тем или иным способом сверхпроводимость подавлена (своеобразное «слабое звено»).
Джозефсон проанализировал ситуацию, когда сверхпроводящий ток способен течь через контакт между
двумя сверхпроводниками, разделенными очень тонким слоем диэлектрика. Обнаруженный впоследствии
на практике, этот эффект был назван эффектом Джозефсона.
Различают стационарный и нестационарный эффекты Джозефсона. Первый из них состоит в
возможности протекания постоянного тока через туннельный контакт между сверхпроводниками,
заполненный диэлектриком толщиной 1–2 нм. Существенно то, что сверхпроводящий ток в этом случае
протекает через барьер, характеризующийся нулевой разностью потенциалов.
Если исходить из хорошо известного квантово-механического выражения для плотности тока
ie
(12.13)
j
(    )
2m
i
и учесть, что волновая функция  является в общем случае комплексной величиной, т. е.    e ( −
фаза волновой функции), то легко найти, что j  . В реальных металлах мы не наблюдаем (в отсутствие
внешнего поля) макроскопического тока по причине того, что значения фазы у различных электронов
являются случайными величинами и разброс фазы приводит к тому, что среднее значение плотности тока
оказывается равным нулю.
Сверхпроводники, характеризуются электронной упорядоченностью, фазовой когерентностью. При
этом все электронные пары в данном сверхпроводнике характеризуются волновыми функциями,
имеющими одинаковую фазу, и ток отсутствует (   0 ). Однако, если образовать туннельный контакт,
состоящий из двух различных сверхпроводников, то через такой контакт, даже в отсутствие разности
потенциалов V=0, потечет ток, зависящий от разности фаз   1  2 (рис. 12.14). Плотность этого тока
(тока Джозефсона) описывается следующим простым соотношением:
j  j0 sin  .
(12.14)
Рис. 12.14. Схематическая иллюстрация эффекта Джозефсона, когда прямой
сверхпроводящий ток (вплоть до величины Iс) течет через слой диэлектрика без
сопротивления [90]
Это явление непосредственно определяется такой фундаментальной квантово-механической
характеристикой, как фаза волновой функции.
Вид типичной вольт-амперной характеристики контакта металл−диэлектрик− сверхпроводник вблизи
критической температуры и при переходе в сверхпроводящее состояние приведен на рис. 12.15, а на рис.
12.16 изображены вольт-амперные зависимости контакта сверхпроводник−диэлетрик−сверхпроводник при
нескольких температурах. На рис. 12.16 видно, что при температуре 1,3 К вольт-амперная характеристика
соответствует обычному проводнику. При понижении температуры до 1,2 К на графике появляется
характерный перегиб, увеличивающийся при дальнейшем понижении температуры. При температуре 0,3 К
ток через контакт появляется скачкообразно при напряжении около 3,8 В.
Рис. 12.15. Вид вольт-амперной характеристики контакта металлдиэлектрик
сверхпроводник при 0 К и вблизи критической температуры [90]
Рис. 12.16. Типичная вольт-амперная характеристика контакта А1-Аl2О3-А1
(сверхпроводникдиэлектриксверхпроводник) [90]
Нестационарный эффект Джозефсона проявляется в том случае, когда к туннельному контакту
прикладывается постоянная разность потенциалов. Обнаружено, что в этом случае через такой контакт
потечет переменный сверхпроводящий ток. Этот переменный ток так же, как, например, ток в
колебательном контуре, будет излучать электромагнитные волны, и это излучение наблюдается на опыте. В
1965 году в Харькове Янсоном, Свистуновым и Дмитриенко впервые было обнаружено джозефсоновское
электромагнитное излучение.
Куперовские пары, переходя через слой диэлектрика, приобретают энергию 2eU (U − разность
потенциалов, приложенная к контакту). В обычном металле эта энергия была бы необходима для
преодоления сил сопротивления. При протекании же сверхпроводящего тока не требуется затрат энергии, и
полученная электронной парой энергия 2eU излучается в виде кванта с энергией   2eU . На опыте
действительно наблюдалось излучение с частотой   2eU / . Поскольку излучать энергию может только
переменный ток, то именно такой ток и течет через контакт Джозефсона.
Конечно, при температуре, отличной от абсолютного нуля, через контакт, кроме сверхпроводящего
тока, может течь нормальный ток, создаваемый неспаренными электронами. Однако, пока напряжение мало
(ниже некоторого порогового значения), величина этого тока ничтожна.
Итак, нестационарный эффект Джозефсона позволяет создавать переменные токи с помощью
постоянной разности потенциалов. Большой интерес представляет использование этого эффекта в
сверхпроводящих квантовых генераторах с широким диапазоном частот.
Эффект Джозефсона используется в различного рода интерференционных устройствах (СКВИДах).
Схематическое изображение одного из них, предназначенного для точного определения величины
магнитного потока, приведено на рис. 12.17.
Рис. 12.17. Схематическое изображение сверхпроводящего квантового интерференционного
устройства для определения величины замкнутого магнитного потока [90]
12.5. Высокотемпературная сверхпроводимость
Практическое применение эффекта сверхпроводимости ограничено из-за необходимости низких
температур, существования критических полей и критического тока. Преодоление этих препятствий
требует больших материальных затрат. Однако в некоторых областях сверхпроводники все же получили
распространение. С помощью сверхпроводников создаются огромные магнитные поля для удержания
плазмы в установках по управляемому термоядерному синтезу. Эффект Джозефсона используют для
создания сверхбыстродействующих ЭВМ.
В течение достаточно большого промежутка времени усилия многих ученых, работающих в области
сверхпроводимости, были направлены на поиск материалов с высокой критической температурой. Такие
сверхпроводники были получены в середине 80-х годов прошлого века и названы высокотемпературными
сверхпроводниками (ВТСП).
В 1986 году Беднорц и Мюллер установили, что керамика LaBaCuO переходит в сверхпроводящее
состояние при температуре, близкой к 85 К. Фазой, ответственной за сверхпроводимость, была La2x  0, 2 . Далее
xBaxCuO. Критическая температура Тс здесь является функцией состава и максимальна при
на пути создания сверхпроводящих материалов была обнаружена фаза иттриевых купратов YBa2Cu3O7-8 ,
переходящая в сверхпроводящее состояние при Tc  92 K , причем темпемпература сверхпроводящего
перехода в иттриевой керамике меняется в широких пределах в зависимости от содержания кислорода. Вид
элементарной ячейки соединения YBa2Cu1O7 и зависимость удельного сопротивления от температуры при
различном содержании кислорода в соединении YBa2Cu3O7-x приведены на рис. 12.18.
Рис. 12.18. а − структура YBa2Cu1O7; б − зависимость удельного сопротивления от
температуры ρ(T) для YBa2Cu3Oy , полученного в различных условиях, с содержанием
кислорода в диапазоне 0y1 [39]
Наиболее высокотемпературным сверхпроводником считается керамика Tl-Ba-Ca-Cu-O ( Tc  125 K ).
В настоящее время к ВТСП относятся соединения, основанные на оксидах меди и имеющие
температуру сверхпроводящего перехода в области азотных (выше 77 К) температур. Учитывая такой
состав ВТСП, их называют часто металлооксидами, или купратами. Сейчас известно более двух десятков
высокотемпературных сверхпроводников, которые являются купратами различных металлов. По основному
металлу они соответственно называются иттриевыми (например, YBa 2Cu 3O7-x , с температурой
Tc  90 K ), висмутовыми ( Bi 2Sr2CaCu 2O8 , Tc  95 K ), таллиевыми
сверхпроводящего перехода
( Tl2 Ba 2CaCu 2O8 , Tc  110 K ), ртутными ( HgBa 2CaCu 2O6 , Tc  125 K ) ВТСП. В состав оксидных
сверхпроводников входит обычно 4−5 различных сортов атомов, а в элементарную кристаллографическую
ячейку до 20 атомов. Практически все ВТСП обладают слоистой структурой типа перовскита с плоскостями
из атомов меди и кислорода. На рис. 12.19 показаны кристаллические структуры типичных широко
распространенных сверхпроводников.
Рис. 12.19. Кристаллическая структура сверхпроводящих соединений: а − La 2CuO4 ;
б − Bi 2Sr2CuO6 и Tl2 Ba 2CuO6 ; в − Bi 2Sr2CaCu 2O8 и Tl2 Ba 2CaCu 2O8 [111]
Эффект высокотемпературной сверхпроводимости можно охарактеризовать следующими общими
свойствами и явлениями:
1. Высокотемпературной сверхпроводимостью обладают оксиды металлов в соединениях с ионной связью,
в отличие от обычных сверхпроводников, которые в нормальном состоянии представляют собой
металлы или их сплавы.
2. В нормальном состоянии при T  Tc ВТСП соединения имеют удельное сопротивление намного
большее, чем у обычных металлов.
3. Все изученные металлооксиды имеют слоистую структуру с ромбической или тетрагональной
симметрией и с чередованием слоев вдоль оси с (рис. 12.19). Для самого высокотемпературного
сверхпроводника Tl2Ba2Cu3O10 и YBa2Cu3Oy общим является слой CuO2 – купратный слой.
На рис. 12.19 приведены примеры кристаллических структур ВТСП соединений La 2CuO4 (рис. 12.19, а,
атомы кислорода находятся в вершинах выделенных октаэдров), Bi 2Sr2CuO6 и Tl2 Ba 2 CuO6 (рис. 12.19, б)
с одним купратным слоем, структура Bi 2Sr2CaCu 2O8 и Tl2 Ba 2CaCu 2O8 (рис. 12.19, в) с двумя
купратными слоями.
С помощью метода молекулярной эпитаксии создана также метастабильная слоистая система
(Ca1-x Srx )1 y CuO 2
с «бесконечным» числом купратных слоев CuO2, разделенных промежуточными
2+
2+
слоями ионов Ca и Sr , с критической температурой Tc  110 К.
В ряде соединений, кроме купратных слоев, имеются цепочки Cu-O. В зависимости от элементов между
слоями CuO2, т. е. в зависимости от состава промежуточных слоев, ион Cu в купратном слое может
иметь различное число ближайших атомов кислорода. Считается, что слой CuO 2 играет очень важную
роль в возникновении ВТСП.
Слоистость структуры объясняет некоторые анизотропные свойства сверхпроводников.
4. Как следует из данных РСА, кристаллическая структура ВТСП не изменяется при переходе через
критическую температуру Tc .
5. Так же, как и в нормальных сверхпроводниках, в ВТСП обнаружена зависимость критической Tc от
массы атомов (изотопический эффект). Например, замена 16О на 18О в лантановой керамике приводит к
понижению Tc на 0,5 К. Аналогичный эффект наблюдается и для иттриевых сверхпроводников. Такое
поведение ВТСП, возможно, в определенной степени обусловлено особенностями колебаний
кристаллической решетки.
6. Переход к состоянию с нулевым сопротивлением в ВТСП осуществляется в более широком
температурном интервале по сравнению с чистыми сверхпроводниками.
7. В магнитном поле высокотемпературные сверхпроводники ведут себя аналогично нормальным
сверхпроводникам. Здесь также имеет место эффект Мейснера, т. е. ВТСП являются идеальными
диамагнетиками. Сверхпроводимость разрушается под действием магнитного поля, большего некоторой
критической величины. По характеру исчезновения сверхпроводимости ВТСП относят к
сверхпроводникам II рода. Как и в обычных сверхпроводниках, в ВТСП имеются куперовские пары, и
наблюдается квантование магнитного потока.
8. В отличие от обычных сверхпроводников, в ВТСП металлооксидах наблюдается магнитное
упорядочение антиферромагнитного типа. Оно наступает при TN (температуре Нееля) TN  TC и
приблизительно равно 2 К. Наиболее изученным в этом плане является оксид La2-xSrxCuO4. TN здесь
очень сильно зависит от состава. Для x  0 (т. е. La CuO ), TN  240 K , а по электрическим свойствам
2
4
это диэлектрик. При x  0, 06 температура Нееля TN резко падает. Сверхпроводимость и
антиферромагнетизм при этом существуют одновременно.
9. В ВТСП удается осуществить Джозефсоновский туннельный сверхпроводящий ток сквозь тонкий слой
диэлектрика.
10. При T  Tc наблюдается скачок теплоемкости. В области низких температур зависимость теплоемкости
от температуры имеет линейный характер. Его связывают с исчезновением энергетической щели вдоль
части поверхности Ферми.
В табл. 12.4 [111] приведены параметры некоторых высокотемпературных сверхпроводящих материалов.
Таблица 12.4
Параметры некоторых ВТСП материалов
Соединения
Число CuO слоев
Tc , K
40
1
La1,85Sr0,15CuO 4
YBa 2Cu 3O7
95
2
Bi 2Sr2CaCu 2O8
95
2
Bi 2Sr2Ca 2Cu 3O10
115
3
Tl2 Ba 2Ca 2Cu 3O10
122
3
HgBa 2Ca 2Cu 3O8
134
3
Интересен факт существования сверхпроводящих свойств у аморфных пленок. Хилт установил, что
полностью аморфные пленки Sn (олова) имеют Tc  4,5 K , в то время как массивные образцы Sn имеют
Tc  3, 7 K . Следовательно, для возникновения сверхпроводимости наличие упорядоченной структуры не
является обязательным.
В главе 1 в качестве модификаций углеродных веществ были рассмотрены фуллерены и нанотрубки
(рис. 1.25). В лабораторных условиях фуллерены получают из графита. Между графитовыми стержнями
зажигается электрическая дуга, при высоких температурах графитовые слои разрушаются, изгибаются и
сворачиваются в молекулы фуллерена.
В 1991 году удалось ввести в фуллерены атомы калия и синтезировать молекулы типа K 3C60 и K 6 C60 . У
калия, как известно, наружный электрон очень слабо связан с атомом, что превратило фуллерены в
проводники. Кроме того, оказалось, что при температуре 19,5 К соединение K 3C60 становится
сверхпроводником. Дальнейшие исследования показали, что соединения фуллеренов с другими щелочными
металлами также обладают сверхпроводящими свойствами: у молекулы Rb3C60 температура
сверхпроводящего перехода поднялась до 28 К, а у Cs 2C60 − до 33 К. Путем легирования кристалла
фуллерена (фуллерита) молекулами трибромметана Br3CH в 2001 году удалось достичь температуры
Tc  117 К. Находясь в пространстве между молекулами фуллерена, молекула Br3CH увеличивает период
кристаллической решетки до 1,445 нм, что приводит к росту температуры сверхпроводящего перехода Tc до
температуры, характерной для высокотемпературных сверхпроводников.
Исследования нанотрубок показали, что они также обладают уникальными структурными и
электронными свойствами. Им принадлежит рекордное значение модуля упругости, и в то же время
нанотрубки легко изгибаются, не нарушая своей структуры, а при снятии напряжения возвращаются к
исходной форме. Нанотрубки могут обладать полупроводниковыми либо металлическими свойствами и,
кроме того, проявляют свойства квантовых проволок. Их электропроводность очень сильно зависит от
диаметра и угла закручивания гексагональной углеродной решетки вдоль трубки. На электропроводность
углеродных нанотрубок сильно влияет легирование. Так, например, оказалось, что сопротивление
углеродных нанотрубок при введении калия или брома уменьшается при комнатной температуре в 30 раз.
Механизм изменения проводимости в этом случае пока не ясен, но цели таких работ вполне понятны −
поиск сверхпроводимости в нанотрубках.
В конце 1999 года появилось сообщение Цебро, Омельяновского и Моравского об обнаружении
незатухающих токов и захвата магнитного потока в многосвязной углеродной нанотрубной структуре, т. е.
не в отдельных нанотрубках, выделенных, как обычно это делается, из углеродного депозита, а в самой
первоначальной системе. Авторы установили, что образцы фрагментов катодных углеродных депозитов, не
подвергшиеся разрушению в процессе специальной обработки с целью выделения и очистки содержащихся
в них многослойных нанотрубок, могут нести индуцируемые магнитным полем практически незатухающие
даже при комнатной температуре токи.
12.6. Применение сверхпроводников
Вопросы различных применений сверхпроводящих материалов стали обсуждаться практически сразу
после открытия явления сверхпроводимости [39]. Еще Камерлинг-Оннес считал, что с помощью
сверхпроводников можно создавать экономичные установки для получения сильных магнитных полей.
Однако реальное использование сверхпроводников началось в 50-х − начале 60-х годов XX века. В
настоящее время работают сверхпроводящие магниты различных размеров и форм. Их применение вышло
за рамки чисто научных исследований, и сегодня они широко используются в лабораторной практике, в
ускорительной технике, томографах, установках для управляемой термоядерной реакции. С помощью
сверхпроводимости стало возможным многократно повысить чувствительность многих измерительных
приборов. Такие приборы названы сквидами (от англ. Superconducting Quantum Interference Devices). Особо
следует подчеркнуть внедрение сквидов в технику, в том числе и в современную медицину.
Наибольшее применение сверхпроводники нашли в настоящее время в области создания сильных
магнитных полей. Современная промышленность производит из сверхпроводников второго рода
разнообразные провода и кабели, используемые для изготовления обмоток сверхпроводящих магнитов, с
помощью которых получают значительно более сильные поля (более 20 Тл), чем при использовании
железных магнитов. Сверхпроводящие магниты являются и более экономичными. Так, например, для
поддержания в медном соленоиде с внутренним диаметром 4 см и длиной 10 см поля 100 кГс необходима
электрическая мощность не менее 5100 кВт, которую нужно полностью отвести водой, охлаждающей
магнит. Это означает, что через магнит надо прокачивать не менее 1 м3 воды в минуту, а затем ее еще
охлаждать. В сверхпроводящем варианте такой объем магнитного поля создается достаточно просто,
необходимо лишь сооружение гелиевого криостата для охлаждения обмоток, что является несложной
технической задачей.
Другое преимущество сверхпроводящих магнитов состоит в том, что они могут работать в
короткозамкнутом режиме, когда поле «заморожено» в объеме, что обеспечивает практически не
зависящую от времени стабильность поля. Это свойство очень важно при исследованиях веществ методами
ядерного магнитного и электронного парамагнитного резонансов, в томографах и т. п.
Еще одно применение сверхпроводников − создание подшипников и опор без трения. Если над
металлическим кольцом с током поместить сверхпроводящую сферу, то на ее поверхности в силу эффекта
Мейснера индуцируется сверхпроводящий ток, что приводит к появлению сил отталкивания между
кольцом и сферой, и сфера может повиснуть над кольцом. Подобный же эффект может наблюдаться, если
над сверхпроводящим кольцом поместить постоянный магнит. На этом может быть основано создание,
например, новых видов транспорта. Речь идет о создании поезда на магнитной подушке, в котором будут
полностью отсутствовать потери на трение о колею дороги. Модель такой сверхпроводящей дороги длиной
400 м была построенав Японии еще в 1970-х годах. Расчеты показывают, что поезд на магнитной подушке
сможет развивать скорость до 500 км/ч. Такой поезд будет «зависать» над рельсами на расстоянии 2−3 см,
что и даст ему возможность разогнаться до указанных скоростей.
В настоящее время широко используются сверхпроводящие объемные резонаторы, добротность
11
которых может достигать 5 10 . С одной стороны, такие устройства позволяют получать высокую
частотную избирательность. С другой стороны, сверхпроводящие резонаторы широко используются в
сверхпроводящих ускорителях, позволяя существенно уменьшить мощность, требуемую для создания
ускоряющего электрического поля.
Применений сверхпроводимости может привести к созданию сверхбыстрых электронновычислительных машин. Речь идет о так называемых криотронах − переключающих сверхпроводящих
элементах. Такие устройства могут легко сочетаться со сверхпроводящими запоминающими элементами.
Важным преимуществом криотронов перед обычными полупроводниковыми устройствами является
отсутствие потребности в энергии в стационарном состоянии. После создания переходов Джозефсона было
предложено заменить ими криотроны, и оказалось, что время переключения такой системы составляет
около 10-12 с. Именно это и открывает широкие перспективы для создания мощнейших вычислительных
машин, но пока эти разработки являются лишь лабораторными образцами.
Наиболее перспективными направлениями широкого использования высокотемпературных
сверхпроводников считаются криоэнергетика и криоэлектроника. В криоэнергетике уже разработана
методика изготовления достаточно длинных (до нескольких километров) проводов и кабелей на основе
висмутовых ВТСП-материалов. Этого уже достаточно для изготовления небольших двигателей со
сверхпроводящей обмоткой, сверхпроводящих трансформаторов, катушек индуктивности и т. д. На основе
этих материалов созданы сверхпроводящие соленоиды, обеспечивающие при температуре жидкого азота
(77 К) магнитные поля порядка 10000 Гс.
В криоэлектронике разработана методика изготовления пленочных сквидов, которые по своим
характеристикам практически не уступают гелиевым аналогам. Освоена методика получения совершенных
магнитных экранов из ВТСП, в частности, для исследования биомагнитных полей. Из ВТСП созданы
антенны, передающие линии, резонаторы, фильтры, смесители частоты и т. д.
Темп технологических и прикладных исследований очень высок, так что, возможно, промышленность
освоит выпуск изделий из высокотемпературных сверхпроводников раньше, чем будет достоверно
выяснена природа сверхпроводимости в металлооксидных соединениях. Для технологии в первую очередь
важен сам факт существования материалов, сверхпроводящих при достаточно высокой температуре.
Однако направленное и осмысленное движение вперед, в том числе в технологической сфере невозможно
без всестороннего исследования уже известных ВТСП, без понимания всех тонкостей
высокотемпературной сверхпроводимости как интереснейшего физического явления.