Pobieranie prezentacji. Proszę czekać

Pobieranie prezentacji. Proszę czekać

Vitalii Dugaev Katedra Fizyki Politechnika Rzeszowska Semestr letni, rok 2013/2014 FIZYKA CIAŁA STAŁEGO.

Podobne prezentacje


Prezentacja na temat: "Vitalii Dugaev Katedra Fizyki Politechnika Rzeszowska Semestr letni, rok 2013/2014 FIZYKA CIAŁA STAŁEGO."— Zapis prezentacji:

1 Vitalii Dugaev Katedra Fizyki Politechnika Rzeszowska Semestr letni, rok 2013/2014 FIZYKA CIAŁA STAŁEGO

2 Wysokotemperaturowe nadprzewodnictwo Termin nadprzewodniki wysokotemperaturowe został użyty do określenia nowej rodziny materiałów ceramicznych o strukturze perowskitu odkrytych przez J. G. Bednorza i K. A. Müllera w 1986 roku, za odkrycie których otrzymali oni Nagrodę Nobla Odkryli oni nadprzewodnictwo wysokotemperaturowe w związkach La 2 − x Ba x CuO 2 (zwanych krócej w literaturze związkami Ba-La-Cu-O lub po postu LBCO), które występowało w temperaturze 35K Wkrótce, wykorzystując efekty związane z ciśnieniem, początkowa wartość temperatury krytycznej w LBCO (35K) podniesiono do 50K, a w roku 1987 nadprzewodnictwo zaobserwowano w związku YBa 2 Cu 3 O 6 + x w temperaturze 90K, a wiec powyżej temperatury ciekłego azotu. Modyfikując strukturę krystaliczna oraz wykorzystując efekty związane z ciśnieniem otrzymano później nadprzewodniki o temperaturach krytycznych rzędu 160K Fizyka Ciała Stałego, Lekcja 10 Strona 1

3 Fizyka Ciała Stałego, Lekcja 10 Strona 2 Niszczenie nadprzewodnictwa przez pole magnetyczne Dostatecznie silne pole magnetyczne zniszczy nadprzewodnictwo Próg lub wartość krytyczna pola magnetycznego potrzebnego dla zniszczenia nadprzewodnictwa oznacza jest przez H c (T) i jest funkcja temperatury W temperaturze krytycznej pole krytyczne jest równe zeru

4 Zjawisko Meissnera Fizyka Ciała Stałego, Lekcja 10 Strona 3 Meissner i Ochsenfeld wykazali (1933 r.), że jeżeli nadprzewodnik oziębiany jest w polu magnetycznym poniżej temperatury przejścia, to w trakcie przejścia do stanu nadprzewodnictwa linie indukcji magnetycznej B ulegają wypchnięciu na zewnątrz Na podstawie prawa Ohma E = ρj widzimy, że jeżeli opór właściwy ρ = 0 i j ≠ 0, to E = 0 Na podstawie równania Maxwella wynika, że dla zerowego pola właściwego: – strumień magnetyczny przenikający przez metal nie może zmienić się podczas oziębiania metalu do temperatury niższej od temperatury przejścia zjawisko Meissnera przeczy temu

5 nadprzewodnik I rodzaju nadprzewodnik II rodzaju stan normalny przyłożone pole magnetyczne H a stan nadprzwodzący stan mieszany Fizyka Ciała Stałego, Lekcja 10 Strona 4 Namagnesowanie w funkcji przyłożonego pola magnetycznego Pełne zjawisko Meissnera (doskonały diamagnetyzm) występuje w nadprzewodnikach I rodzaju Inne materiały charakteryzują się inną krzywą magnesowania (na rys.) i znane są pod nazwą nadprzewodników II rodzaju Nadprzewodniki II rodzaju wykazują nadprzewodzące właściwości elektryczne aż do pola magnetycznego H c2, zwanego górnym polem krytycznym

6 Fizyka Ciała Stałego, Lekcja 10 Strona 5 Pojemność cieplna C/T stan nadprzewodzący stan normalny gal Ciepło właściwe galu w stanie normalnym (w polu 200 Gs) ma składową elektronową i sieciową Część elektronowa pojemności cieplnej w stanie nadprzewodnictwa ma wykładniczą zależność od 1/T. Ta postać sugeruje, że elektrony są wzbudzane poprzez pewną przerwę energetyczną

7 Fizyka Ciała Stałego, Lekcja 10 Strona 6 Przerwa energetyczna stany wypełnione metal normalny nadprzewodnik Pojemność cieplna galu w stanie nadprzewodnictwa zmienia się jak exp(–Δ/k B T), przy czym Δ ≈ 1,4k B T c. Przerwa energetyczna wynosi E g = 2Δ Wielkość Δ jest często nazywana parametrem przerwy energetycznej (superconductor gap)

8 Fizyka Ciała Stałego, Lekcja 10 Strona 7 Stwierdzono że przejście w zerowym polu magnetycznym ze stanu nadprzewodnictwa do stanu normalnego jest przejściem fazowym drugiego rodzaju

9 Fizyka Ciała Stałego, Lekcja 10 Strona 8 teoria BCS cyna tantal niob

10 Efekt izotopowy Fizyka Ciała Stałego, Lekcja 10 Strona 9 Zauważono, że temperatura krytyczna nadprzewodników zmienia się wraz z masą izotopu Wyniki doświadczalne w obrębie każdego szeregu izotopów można wyrazić związkiem o postaci Często stwierdza się, że α ≈ 0.5 Prędkość dźwięku i temperatura Debye’a θ są proporcjonalne do M -1/2, co oznacza że T c /θ = const Drgania sieci, a stąd i oddziaływania elektron-sieć są związane z nadprzewodnictwem Temperatura przejścia w funkcji średniej liczby masowej dla rozdzielonych izotopów rtęci

11 Fizyka Ciała Stałego, Lekcja 10 Strona 10 Termodynamika przejścia w stan nadprzewodnictwa Przejście między stanem normalnym a stanem nadprzewodzącym jest termodynamicznie odwracalne. Do takiego przejścia możemy zastosować prawa termodynamiki Będziemy zajmowali się tylko nadprzewodnikami I rodzaju, w których występuje czyste zjawisko Meissnera, czyli B = 0 wewnątrz nadprzewodnika Obliczamy pracę wykonaną na nadprzewodniku, gdy przykładamy pole magnetyczne Próbka nadprzewodnika ma kształt długiego walca umieszczonego wewnątrz uzwojenia solenoidu Praca wykonana przez zewnętrzne źródło mocy na wytworzenie pola magnetycznego H a w pustym solenoidzie wynosi

12 Fizyka Ciała Stałego, Lekcja 10 Strona 11 Solenoid zawierający materiał magnetyczny o namagnesowaniu M: Druga zasada termodynamiki: Potencjał termodynamiczny: Dla procesu przebiegającego w stałej temperaturze:

13 Fizyka Ciała Stałego, Lekcja 10 Strona 12 Załóżmy, że stan normalny metalu jest stanem niemagnetycznym. Potencjał termodynamiczny w stanie normalnym: W stanie nadprzewodzącym w tych samych warunkach: ponieważ zjawisko Meissnera oznacza, że B = H a +4πM = 0 czyli M = -H a /4π Potencjały termodynamiczne dwóch faz muszą być równe, jeżeli fazy te mają być w równowadze przy stałych T i H a – bezpośrednia doświadczalna miara gęstości energii stabilizacji nadprzewodnika

14 Fizyka Ciała Stałego, Lekcja 10 Strona 13 GNGN GSGS gęstość energii swobodnej stan nadprzewodzący stan normalny HcHc HaHa Wzdłuż krzywej zależności pola krytycznego H c od T: a zatem wzdłuż krzywej dG N = dG S, tak więc ponieważ entropia Ponieważ stwierdza się, że dH c /dT<0, więc entropia jest zawsze większa w stanie normalnym niż w stanie nadprzewodnictwa

15 Fizyka Ciała Stałego, Lekcja 10 Strona 14 Równanie Londonów Założenie, że opór elektryczny jest równy zeru, prowadzi do równania ruchu lub ponieważ j = env.

16 Całkując po czasie otrzymamy Fizyka Ciała Stałego, Lekcja 10 Strona 15 – równanie dopuszcza rozwiązanie H = H 0, gdzie H 0 jest dowolnym polem w t = 0

17 Fizyka Ciała Stałego, Lekcja 10 Strona 16 F. I H. Londonowie zasugerowali, że w celu wyeliminowania H 0 i wyjaśnienia zjawiska Meissnera powinniśmy zamiast równania wprowadzić jako postulat fundamentalne równanie obowiązujące w nadprzewodnikach Ponieważ z definicji rot A = H, wówczas te równanie przybierze postać równania Londonów

18 Rozwiązaniem równania jest gdzie λ L – stała, i jest miara głębokości wnikania pola magnetycznego, a x jest odległością liczoną od płaskiej powierzchni nadprzewodnika Po podstawieniu do równania otrzymujemy Możemy również zapisać λ L = c/ω p zgodnie z definicją częstości plazmowej Londonowska głębokość wnikania – londonowska głębokość wnikania Fizyka Ciała Stałego, Lekcja 10 Strona 17

19 Fizyka Ciała Stałego, Lekcja 10 Strona 18 Odległość koherencji Zmiana odległości koherencji i głębokości wniknienia w zależności od średniej drogi swobodnej elektronów w stanie normalnym W przestrzennie zmiennym polu magnetycznym parametr przerwy energetycznej Δ może być funkcją położenia Δ(r) Odległość koherencji ξ jest miarą odległości na której przerwa energetyczna nie może ulegać dużej zmianie Równanie Londonów jest równaniem lokalnym, ponieważ wiąże gęstość prądu w punkcie r z potencjałem wektorowym w tym samym punkcie Natomiast odległość koherencji jest miarą efektów nielokalnych Na gruncie teorii BCS: (samoistna odległość koherencji)

20 Fizyka Ciała Stałego, Lekcja 10 Strona 19 Teoria nadprzewodnictwa BCS Podstawą ogólnej kwantowej teorii nadprzewodnictwa stanowiły klasyczne prace Bardeena, Coopera i Schrieffera z 1957 roku Zasadnicze wyniki teorii BCS: Oddziaływanie przyciągające między elektronami może doprowadzić do powstania stanu podstawowego całego układu elektronowego, który jest oddzielony od stanów wzbudzonych pewną przerwą energetyczną Pole krytyczne, właściwości cieplne i większość właściwości elektromagnetycznych są konsekwencją istnienia przerwy energetycznej Oddziaływanie elektron-sieć-elektron jest przyciągające i może przezwyciężyć kulombowskie odpychanie między elektronami Oddziaływanie to prowadzi do pojawienia się przerwy energetycznej o wielkości zgodnej z obserwowaną

21 Fizyka Ciała Stałego, Lekcja 10 Strona 20 Oddziaływanie pośrednie przebiega z grubsza w sposób następujący: jeden elektron oddziałuje z siecią i deformuje ją; drugi elektron „widzi” zdeformowaną sieć i tak się di niej dostosowuje, aby wykorzystać tę deformację do obniżenia swojej energii Zatem w efekcie drugi elektron oddziałuje z pierwszym elektronem za pośrednictwem deformacji sieci lub inaczej mówiąc – za pośrednictwem pola fononowego Częstość Debye’a widma fononowego wchodzi do teorii w sposób naturalny i prowadzi do efektu izotopowego Londonowska głębokość wnikania i pippardowska odległość koherencji pojawjają się jako naturalne konsekwencje stanu podstawowego BCS Równanie Londonów otrzymuje się dla pól magnetycznych, które powoli zmieniają się w przestrzeni Kryterium dla występowania nadprzewodnictwa i dla wielkości temperatury przejścia zawiera elektronową gęstość stanów D(E F ) na poziomie Fermiego oraz oddziaływanie elektron-sieć U.

22 Fizyka Ciała Stałego, Lekcja 10 Strona 21 Dla UD(E F ) << 1 teoria BCS przewiduje gdzie θ jest temperaturą Debye’a Kilka szczególnych efektów dostarczyło dowodu dla poparcia słuszności obrazu BCS nadprzewodzącego stanu podstawowego Przykład: Skwantowanie strumienia magnetycznego przenikającego przez nadprzewodzący pierścień: stwierdzono, że strumień taki jest skwantowany i że efektywną jednostką ładunku jest 2e, a nie e

23 Fizyka Ciała Stałego, Lekcja 10 Strona 22 Stan podstawowy BCS powierzchnia Fermiego o energii nadprzewodnik normalny metal Stan podstawowy gazu Fermiego utworzonego z nieoddziaływających między sobą elektronów jest wypełnionym morzem Fermiego Ten stan dopuszcza dowolnie małe wzbudzenia Teoria BCS wykazuje, że stan podstawowy oddzielony jest energią E g = 2Δ


Pobierz ppt "Vitalii Dugaev Katedra Fizyki Politechnika Rzeszowska Semestr letni, rok 2013/2014 FIZYKA CIAŁA STAŁEGO."

Podobne prezentacje


Reklamy Google