Nadprzewodniki drugiego rodzaju i sieć wirów.pdf
(
951 KB
)
Pobierz
24266528 UNPDF
WYKŁAD NOBLOWSKI 2003
Nadprzewodniki drugiego rodzaju i sie¢ wirów
Aleksiej A. Abrikosow
Materials Science Division, Argonne National Laboratory, Argonne, Illinois, USA
Type II superconductors and the vortex lattice
Nobel Lecture, 8 December 2003, Stockholm
W roku 1950 Witalij Ł. Ginzburg i Lew D. Landau
opublikowali swoj¡ słynn¡ prac¦ na temat teorii nad-
przewodnictwa [1]. Za punkt wyj±cia przyj¦li ogóln¡
teori¦ przej±¢ fazowych drugiego rodzaju, opracowan¡
przez Landaua w roku 1937 [2]. W teorii tej Lan-
dau wprowadził poj¦cie p a r a m e t r u p o r z ¡ d k u,
wielko±ci, która ma sko«czon¡ warto±¢ poni»ej tem-
peratury przej±cia, natomiast równa jest zeru powy»ej
tej temperatury. Ró»ne przej±cia fazowe charaktery-
zowane s¡ za pomoc¡ ró»nych parametrów porz¡dku,
np. dla przej±cia mi¦dzy stanami ferro- i paramagne-
tycznym tak¡ wielko±ci¡ jest spontaniczne namagne-
sowanie. W przypadku przej±cia mi¦dzy stanem nad-
przewodz¡cym i stanem normalnym nie było jednak
wcale oczywiste, jak¡ wielko±¢ fizyczn¡ nale»y przyj¡¢
za parametr porz¡dku. Ginzburg i Landau z genialn¡
intuicj¡ wybrali pewien rodzaj f u n k c j i f a l o w e j.
W tym czasie nie znano jeszcze poj¦cia par Coopera,
tworz¡cych kondensat Bosego–Einsteina, w którym
wszystkie cz¡stki znajduj¡ si¦ w stanie spójnym, tzn.
s¡ opisane t¡ sam¡ funkcj¡ falow¡. Taki wybór pa-
rametru porz¡dku umo»liwił stworzenie nowej teorii,
która potrafiła poradzi¢ sobie z trudno±ciami, na jakie
napotkała stara teoria Fritza i Heinza Londonów [3],
przede wszystkim z wyst¦powaniem dodatniej energii
powierzchniowej. Była ona tak»e w stanie przewidzie¢
krytyczne warto±ci pól magnetycznych w cienkich war-
stwach, krytyczne nat¦»enia pr¡dów w drutach o ma-
łych przekrojach itp.
Wszystkie te przewidywania teorii wymagały do-
±wiadczalnej weryfikacji, wi¦c mój uniwersytecki przy-
jaciel Nikołaj Zawaricki zacz¡ł mierzy¢ pola krytyczne
w cienkich warstwach. Teoria i do±wiadczenie zgadzały
si¦ doskonale, m.in. mo»na było zaobserwowa¢ zmian¦
rodzaju przej±cia: pierwszego rodzaju dla grubszych
warstw, drugiego – dla cie«szych. Wydawało si¦, »e
wszystko jest w porz¡dku, ale szef Zawarickiego, Alek-
sander Szalnikow, ci¡gle nie był zadowolony. Uwa»ał,
»e warstwy badane przez Zawarickiego s¡ złej jako±ci,
poniewa» wytworzono je w temperaturze pokojowej.
Atomy metalu naparowane na szklane podło»e mo-
gły tworzy¢ skupiska i w rzeczywisto±ci warstwa mo-
gła składa¢ si¦ z małych kropel. Aby tego unikn¡¢,
Szalnikow radził, »eby w czasie napylania i pomiaru
podło»e utrzymywa¢ w temperaturze helowej – atomy
metalu nie b¦d¡ wtedy migrowa¢ i warstwa b¦dzie jed-
norodna.
Zawaricki skorzystał z tej rady i wynik był zaska-
kuj¡cy: zale»no±¢ pola krytycznego od grubo±ci war-
stwy lub temperatury (w teorii wyst¦pował iloraz gru-
bo±ci warstwy i gł¦boko±ci wnikania pola magnetycz-
nego, zale»nej od temperatury) nie zgadzała si¦ z prze-
widywaniami teorii Ginzburga–Landaua (GL). Oma-
wiaj¡c otrzymane wyniki z Zawarickim, nie mogli±my
uwierzy¢, »e teoria mo»e by¢ zła – była tak pi¦kna
i tak dobrze opisywała dotychczasowe rezultaty. Zacz¦-
li±my wi¦c szuka¢ wyja±nienia otrzymanych wyników
w ramach samej teorii i znale¹li±my je. Je±li wszyst-
kie wielko±ci wyra»one były w odpowiednich jednost-
kach, to równania teorii zale»ały tylko od jednej bez-
wymiarowej stałej „materiałowej”
, pó¹niej nazwanej
parametrem Ginzburga–Landaua. Warto±¢ parametru
mo»na wyznaczy¢ z warto±ci energii powierzchnio-
wej warstwy oddzielaj¡cej obszar nadprzewodz¡cy od
normalnego. Z kolei energi¦ powierzchniow¡ mo»na ob-
liczy¢, znaj¡c okresowo±¢ obszarów normalnych i nad-
przewodz¡cych w stanie po±rednim. Wyniki otrzymy-
wane dla konwencjonalnych nadprzewodników wska-
zywały na bardzo małe warto±ci
i dlatego obliczenia
w pracy Ginzburga–Landaua były wykonane dla tego
granicznego przypadku. Ustalono równie», »e ze wzro-
stem warto±ci
energia powierzchniowa warstwy mi¦-
dzy obszarami nadprzewodz¡cym i normalnym staje
si¦ ujemna, a poniewa» było to sprzeczne z istnieniem
stanu po±redniego, takiego przypadku nie rozpatry-
wano.
Post
an
owiłem wi¦c zbada¢, co si¦ stanie, kiedy
Wykład noblowski, wygłoszony 8 grudnia 2003 r. w Sztokholmie, został przetłumaczony za zgod¡ Autora i Fundacji
Nobla [Translated with permission. Copyright
c
2003 by the Nobel Foundation].
POSTPY FIZYKI
TOM 55 ZESZYT 5 ROK 2004
199
>
1
/
p
2, tzn. gdy energia powierzchniowa b¦dzie
ujemna. W takim przypadku przej±cie fazowe jest dru-
giego rodzaju niezale»nie od grubo±ci warstwy. Teo-
A.A. Abrikosow – Nadprzewodniki drugiego rodzaju i sie¢ wirów
ria zgadzała si¦ wtedy w pełni z do±wiadczalnymi wy-
nikami Zawarickiego, co doprowadziło nas do wnio-
sku, »e istnieje specjalna grupa nadprzewodników –
nazwali±my je „na
d
przewodnikami drugiej grupy” –
wtedy posta¢
s
−
(0)
n
H
cm
/
4
=
B
2
−
−
B
1 + (2
2
−
1)
A
,
(3)
w których
>
1
/
p
2, a energia powierzchniowa przyj-
muje ujemn¡ warto±¢. Obecnie u»ywamy nazwy „nad-
przewodniki II rodzaju”. Swoje obliczenia opubliko-
wałem [4] w rosyjskim czasopi±mie
Dokłady Akade-
mii Nauk SSSR
w roku 1952. Była to pierwsza praca,
w której pojawił si¦ termin „nadprzewodniki II ro-
dzaju”. Poniewa» jednak czasopismo to nie było ni-
gdy tłumaczone na j¦zyk angielski, istnieje pewne za-
mieszanie dotycz¡ce tej sprawy i najcz¦±ciej spotyka
si¦ ogólne stwierdzenie „istniej¡ dwa rodzaje nadprze-
wodników”. W Rosji idea istnienia nadprzewodników
II rodzaju nie budziła zastrze»e«, lecz takie materiały
uwa»ano za egzotyczne. W tym kontek±cie warto wspo-
mnie¢, »e prawie wszystkie nadprzewodniki odkryte od
wczesnych lat 60. do chwili obecnej to nadprzewodniki
II rodzaju. Nale»¡ do tej grupy nadprzewodniki orga-
niczne, fazy A15, fazy Chevrela, materiały ci¦»kofer-
mionowe, a tak»e fulereny i nadprzewodniki wysoko-
temperaturowe. Mo»na wi¦c powiedzie¢, »e obecnie to
raczej nadprzewodniki I rodzaju stały si¦ egzotyczne.
Po zako«czeniu bada« cienkich warstw posta-
nowiłem sprawdzi¢, jakie s¡ wła±ciwo±ci obj¦to±cio-
wych nadprzewodników II rodzaju. Wiadomo było, »e
w polu magnetycznym przej±cie ze stanu nadprzewo-
dz¡cego do normalnego jest przemian¡ fazow¡ dru-
giego rodzaju, a punkt przej±cia jest okre±lony przez
zaistnienie warunków do powstania stacjonarnego, in-
finitezymalnego zarodka. Takie pole nukleacji było ju»
zdefiniowane w artykule GL. Jego najwi¦ksza warto±¢
w przypadku nadprzewodników II rodzaju odpowiada
tzw. górnemu polu krytycznemu
H
c2
:
n
oznacza energi¦ swobodn¡ metalu w stanie
normalnym w zerowym polu magnetycznym,
B
– in-
dukcj¦ magnet
yc
zn¡ (±rednie pole) mierzon¡ w jed-
nostkach
H
cm
p
2, natomiast
A
=
|
|
2
2
.
(4)
Ta bezwymiarowa stała zale»y tylko od geometrii
układu, tzn. od wzgl¦dnych warto±ci współczynni-
ków
C
n
wyst¦puj¡cych we wzorze (2).
Zgodnie z równaniem (3) nale»y dokona¢ takiego
wyboru, by stała
A
przyjmowała najmniejsz¡ war-
to±¢. Mo»na wykaza¢, »e ta najmniejsza warto±¢ wy-
nosi 1,16 i odpowiada nast¦puj¡cemu zestawowi para-
metrów:
C
n
+4
=
C
n
,
C
0
=
C
1
=
−
C
2
=
−
C
3
oraz
h
i
=
C
exp(
−
2
2
x
2
)
#
3
1; (2
)
1
/
2
i(
x
+ i
y
)
.
(5)
Korzystaj¡c z wła±ciwo±ci funkcji
#
, mo»na wyka-
za¢, »e przy obrocie układu współrz¦dnych o k¡t
/
2
funkcja jest tylko mno»ona przez czynnik fazowy
exp(i
2
xy
). Tak wi¦c
|
|
2
ma symetri¦ sieci kwadra-
towej.
W punktach
x
= (
p
2
/
)(
m
+ 1
/
2),
y
=
p
H
c2
=
H
cm
2
,
(1)
(
p
2
/
)(
n
+ 1
/
2), gdzie
m
oraz
n
s¡ liczbami cał-
kowitymi, funkcja znika. Blisko tych punktów, we
współrz¦dnych biegunowych,
gdzie
H
cm
oznacza pole krytyczne dla przej±cia pierw-
szego rodzaju, które zachodzi w walc
u
wykonanym
z nadprzewodnika I rodzaju (
<
1
/
p
2) umieszczo-
nym w polu magnetycznym skierowanym wzdłu» osi
walca.
W mniejszych polach magnetycznych mo»na so-
bie wyobrazi¢ liniow¡ kombinacj¦ takich zarodków roz-
mieszczonych w ró»nych punktach. Ze wzgl¦du na jed-
norodno±¢ przestrzeni rozwi¡zanie powinno by¢ okre-
sowe. Bior¡c tak»e pod uwag¦ konieczno±¢ renormali-
zacji potencjału wektorowego, otrzymujemy nast¦pu-
j¡ce ogólne wyra»enie na parametr porz¡dku:
|
|
e
i
/
x
+ i
y
=
e
i
'
.
(6)
Faza
=
'
zmienia si¦ wi¦c o 2
wzdłu» konturu wo-
kół miejsca zerowego funkcji . Podobna sytuacja wy-
st¦puje w przypadku sieci trójk¡tnej. Powstaje wi¦c
naturalne pytanie: jak to si¦ dzieje, »e istniej¡ ta-
kie punkty? Wzi¦li±my po prostu liniow¡ kombinacj¦
rozwi¡za« centrowanych na ró»nych punktach i miej-
sca zerowe o fazach ró»ni¡cych si¦ o 2
„pojawiły si¦
same”. Aby to pojawienie si¦ wyja±ni¢, trzeba wzi¡¢
pod uwag¦, »e w równaniach GL pole magnetyczne
jest reprezentowane przez potencjał wektorowy. Je±li
pole magnetyczne ma ±rednio stał¡ warto±¢, to poten-
cjał wektorowy musi rosn¡¢ ze wzrostem współrz¦dnej.
Bezwzgl¦dna warto±¢ parametru porz¡dku nie mo»e
jednak stale si¦ zwi¦ksza¢, wi¦c wzrost potencjału wek-
torowego musi by¢ skompensowany – mo»e tak si¦ sta¢
poprzez faz¦ parametru porz¡dku.
X
"
i
kny
−
1
x
−
kn
2
2
#
=
C
n
exp
2
2
.
(2)
n
=
−1
W tym wzorze i w nast¦pnych współrz¦dne wyra»one
s¡ w jednostkach gł¦boko±ci wnikania
, a
k
– w jed-
nostkach 1/
. Wzór na energi¦ swobodn¡ przyjmuje
200
POSTPY FIZYKI
TOM 55 ZESZYT 5 ROK 2004
gdzie
(0)
|
|
4
k
=
(
p
3)
1
/
2
. Taka funkcja odpowiada sieci trójk¡t-
nej. Troch¦ wi¦ksza warto±¢
A
= 1,18 odpowiada sieci
kwadratowej z jednakowymi współczynnikami
C
n
=
C
oraz
k
=
(2
)
1
/
2
. W tym ostatnim przypadku ła-
twiej jest zilustrowa¢ wła±ciwo±ci rozwi¡zania. Mo»na
je przedstawi¢ za pomoc¡ funkcji
#
:
A.A. Abrikosow – Nadprzewodniki drugiego rodzaju i sie¢ wirów
Je»eli wzi¡¢ pod uwag¦ faz¦, tzn. zapisa¢ =
|
|
e
i
, to
pojawia si¦ w równaniach GL w nast¦-
puj¡cej kombinacji z potencjałem wektorowym:
A
−
hc
Wynika st¡d, »e
Ha
2
=
hc
e
0
.
(10)
2
e
r
.
(7)
Na podstawie tych wzorów mo»na doj±¢ do dwóch
wniosków: a) okres struktury ro±nie ze zmniejszaniem
si¦ pola magnetycznego, b) strumie« pola magnetycz-
nego przechodz¡cy przez jedn¡ komórk¦ elementarn¡
jest stał¡ uniwersaln¡; jest ona nazywana „kwantem
strumienia magnetycznego”. Po raz pierwszy wprowa-
dził j¡ F. London w roku 1950 [5], a jej warto±¢ wynosi
ok. 2,05
·
10
−
7
Oe
·
cm
2
.
Wzrost okresu ze spadkiem nat¦»enia pola ma-
gnetycznego nast¦puje nie tylko w pobli»u
H
c2
, lecz
tak»e przy dowolnej warto±ci pola. Rozumowanie pro-
wadz¡ce do rys. 1 i zwi¡zanych z nim wniosków po-
zostaje przy tym słuszne, tyle »e potencjał wektorowy
nie jest ju» liniow¡ funkcj¡ współrz¦dnych i trzeba ina-
czej sformułowa¢ warunek kompensacji. Prowadzi to
do zast¡pienia pola magnetycznego przez jego ±redni¡
Rozwa»my przebieg funkcji zespolonego parametru po-
rz¡dku na płaszczy¹nie współrz¦dnych (rys. 1). Aby
okre±li¢ faz¦ jednoznacznie, wprowadzamy ci¦cia w tej
płaszczy¹nie, przechodz¡ce przez warto±ci zerowe pa-
rametru porz¡dku i równoległe do osi
y
.
R
a
0
H
d
x
d
y
. Otrzymujemy wi¦c
ten sam wynik co poprzednio, lecz z
B
zamiast
H
.
Na tej podstawie mo»na stwierdzi¢, »e nawet da-
leko od
H
c2
okres struktury ro±nie ze spadkiem na-
t¦»enia pola magnetycznego. Istnieje pewna warto±¢
graniczna
H
c1
, przy której
B
= 0, czyli
a
=
1
, okre-
±laj¡ca granic¦ mi¦dzy czyst¡ faz¡ nadprzewodz¡c¡
i faz¡ cz¦±ciowo przenikan¡ przez pole magnetyczne,
któr¡ nazwałem „stanem mieszanym”. Granic¦ z czy-
st¡ faz¡ nadprzewodz¡c¡ okre±la nast¦puj¡ce nat¦»enie
pola magnetycznego:
Rys. 1. Kropki odpowiadaj¡ miejscom zerowym para-
metru porz¡dku (dla sieci kwadratowej). Linie przery-
wane oznaczaj¡ ci¦cia wprowadzone w celu zapewnienia
jednoznaczno±ci fazy. Gradient fazy ma nieci¡gło±¢ przy
ka»dym ci¦ciu (patrz tekst).
H
c1
=
H
cm
p
2
(ln
+ 0
,
08)
.
(11)
Je±li poruszamy si¦ po lewym brzegu takiego ci¦-
cia, to faza zmienia si¦ zgodnie ze wzorem:
L
(
y
) =
reg
−
y
a
,
gdzie pierwszy człon jest regularny, a drugi – zwi¡zany
z gwałtown¡ zmian¡ fazy w pobli»u miejsca zerowego
funkcji ;
a
oznacza okres. Je±li poruszamy si¦ po pra-
wym brzegu ci¦cia, to faza zmienia si¦ w nast¦puj¡cy
sposób:
Zgodnie ze wzorem (1), ze wzrostem
górne pole kry-
tyczne
H
c2
ro±nie, natomiast dolne pole krytyczne
H
c1
maleje.
Poniewa» odległo±¢ mi¦dzy miejscami zerowymi
funkcji w polu
H
c1
staje si¦ niesko«czona, mo»na
przyj¡¢, »e jest ona bardzo du»a w jego pobli»u
i w zwi¡zku z tym mo»na rozpatrzy¢ tylko jeden taki
punkt. Zgodnie z teori¡ GL g¦sto±¢ pr¡du wyra»a si¦
wzorem
P
(
y
) =
reg
+
y
a
.
Na podstawie tych dwóch wyra»e« mo»na stwierdzi¢,
»e gradient fazy ma nast¦puj¡c¡ nieci¡gło±¢ na ka»dym
ci¦ciu:
j
=
he
m
|
|
2
r
−
2
e
hc
A
.
(12)
@
@y
W pobli»u punktu = 0 mamy
=
'
, a
r
ma tylko
składow¡
'
, równ¡ (1
/
)
@/@'
= 1
/
. Jest wi¦c ona
du»o wi¦ksza ni» drugi składnik we wzorze (12) i pr¡d
tworzy wir. W przypadku ogólnym wiry te tworz¡ sie¢.
Linie, wzdłu» których płyn¡ pr¡dy w pobli»u
H
c2
,
przedstawiono na rys. 2.
Bardzo podobn¡ struktur¦ ma sie¢ trójk¡tna,
która dla układu izotropowego ma nieco mniejsz¡ ener-
gi¦. Poniewa» ró»nica energii jest bardzo mała, w rze-
czywistych układach symetria sieci krystalicznej mo»e
2
a
.
4
=
(8)
Je±li pole magnetyczne jest skierowane wzdłu»
osi
z
i wybieramy
A
y
=
Hx
, to kompensacja wzro-
stu potencjału wektorowego, zgodnie ze wzorem (6),
mo»e nast¡pi¢ wówczas, gdy
Ha
=
hc/ea
, czyli
r
hc
eH
.
a
=
(9)
POSTPY FIZYKI
TOM 55 ZESZYT 5 ROK 2004
201
warto±¢
B
= (1
/a
2
)
R
a
0
A.A. Abrikosow – Nadprzewodniki drugiego rodzaju i sie¢ wirów
spowodowa¢, »e sie¢ kwadratowa jest energetycznie ko-
rzystniejsza. Ze wzgl¦du na swoj¡ struktur¦ stan mie-
szany bywa nazywany „faz¡ sieci wirów”.
Dla
<
1
/
p
2 zale»no±¢ jest „trójk¡tna”, co od-
zwierciedla idealny diamagnetyzm poni»ej
H
cm
i brak
namagnesowania w fazie normalnej. Dla wi¦kszych
warto±ci
pojawia si¦ faza wirów; wraz ze wzrostem
obni»a si¦ dolna granica tej fazy, a ro±nie górna.
Graniczn¡ warto±¢ namagnesowania w pobli»u górnego
pola krytycznego okre±la wzór
−
4
M
=
H
c2
−
H
0
(2
2
−
1)
A
.
(14)
Porównałem teoretyczne przewidywania przebiegu
krzywych namagnesowania z wynikami do±wiadczal-
nymi dla stopów Pb–Tl otrzymanymi w 1937 r. przez
Lwa W. Szubnikowa i jego współpracowników [7].
Zgodno±¢ była bardzo dobra.
Rys. 2. Linie pr¡du dla sieci kwadratowej, pokrywaj¡ce
si¦ z liniami stałej warto±ci
|
|
W mikroskopowej teorii Bardeena–Coopera–
–Schrieera (BCS), jak równie» w teorii GL, która –
jak wykazał Gor’kow [6] – jest granicznym przypad-
kiem teorii BCS dla
T
!
T
c
, istniej¡ dwie charaktery-
styczne odległo±ci: mniejsza – „długo±¢ koherencji”
,
która okre±la rozmiary pary Coopera, i wi¦ksza – „gł¦-
boko±¢ wnikania”
. Parametr GL
jest w istocie okre-
±lony przez ich stosunek. Dla czystego nadprzewodnika
przy
T
!
T
c
Rys. 3. Zmiany pola magnetycznego (linia ci¡gła) i
|
|
(linia przerywana) w wirze
= 0
,
96
L
0
,
(13)
Rys. 4. Zale»no±¢ namagnesowania od nat¦»enia pola
magnetycznego dla ró»nych warto±ci parametru
gdzie
L
= (
mc
2
/
4
ne
2
)
1
/
2
oznacza londonowsk¡ gł¦-
boko±¢ wnikania (
n
– g¦sto±¢ elektronów), a
0
=
0
,
18(
hv/T
c
) – długo±¢ koherencji w
T
= 0 (
v
– pr¦d-
ko±¢ elektronów). Dla
1, czyli
(skrajny
przypadek nadprzewodnika II rodzaju, czyli nadprze-
wodnik typu Londona), ka»dy wir ma „rdze«” o pro-
mieniu
, w którym parametr porz¡dku gwałtownie si¦
zmienia. Na zewn¡trz rdzenia w odległo±ci
pole ma-
gnetyczne maleje do zera. Zgodnie ze wzorem (6) w po-
bli»u osi wiru parametr porz¡dku ro±nie liniowo z od-
legło±ci¡ od osi wiru. Znikanie w ±rodku rdzenia jest
konieczne ze wzgl¦du na jednoznaczno±¢ okre±lenia .
Przy odległo±ciach wi¦kszych od
parametr porz¡dku
osi¡ga swoj¡ równowagow¡ warto±¢, jak¡ ma w zero-
wym polu magnetycznym. Profile parametru porz¡dku
i nat¦»enia pola magnetycznego w wirze zilustrowano
na rys. 3.
Teoria umo»liwiła tak»e okre±lenie charakterystyk
makroskopowych, mianowicie zale»no±ci namagneso-
wania od nat¦»enia pola magnetycznego. Zale»no±¢ t¦
pokazano na rys. 4 dla ró»nych warto±ci
.
Chciałbym teraz krótko omówi¢ stan bada« do-
±wiadczalnych. Namagnesowanie stopów nadprzewo-
dz¡cych po raz pierwszy mierzyli w roku 1935 de Haas
i Casimir-Jonker [8]. Otrzymali oni stopniowe przej±cie
ze stanu nadprzewodz¡cego do normalnego z dwoma
polami krytycznymi. Wytłumaczyli takie zachowanie
niejednorodno±ci¡ próbki. Szubnikow, który pracował
poprzednio z de Haasem, postanowił przygotowa¢ lep-
sze próbki stopów. Jego grupa wygrzewała je długo
w temperaturze bliskiej temperatury topnienia. Bada-
nia rentgenowskie przeprowadzone w temperaturze po-
kojowej nie wykazywały »adnej niejednorodno±ci. Po-
niewa» autorzy nie mogli sobie wyobrazi¢ »adnej innej
przyczyny stopniowego przechodzenia do stanu nor-
malnego, napisali w swojej pracy, »e widocznie musz¡
si¦ pojawia¢ wytr¡cenia innej fazy w niskiej tempera-
turze. Niestety, Szubnikowa oskar»ono o prób¦ zorgani-
zowania „antyradzieckiego spisku”; został on areszto-
wany i stracony przez KGB w tym samym roku. Jestem
202
POSTPY FIZYKI
TOM 55 ZESZYT 5 ROK 2004
A.A. Abrikosow – Nadprzewodniki drugiego rodzaju i sie¢ wirów
pewien, »e gdyby dano mu tak¡ mo»liwo±¢, odkryłby,
»e pojawia si¦ nowa faza i »e istnieje szczególny ro-
dzaj nadprzewodników. Chciałbym w tym miejscu zło-
»y¢ hołd Szubnikowowi, którego wyniki do±wiadczalne
były dla mnie prawdziw¡ inspiracj¡. Nigdy go nie spo-
tkałem, ale słyszałem o nim od Landaua, który był
jego bliskim przyjacielem.
Wykonałem swoje obliczenia dotycz¡ce sieci wi-
rów w roku 1953, lecz ich publikacja została opó¹niona,
poniewa» pocz¡tkowo Landau nie zgadzał si¦ z cał¡
ide¡. Dopiero kiedy R. Feynman opublikował swój ar-
tykuł o wirach w nadciekłym helu [9], Landau zaakcep-
tował ide¦ wirów, zgodził si¦ z moim wyprowadzeniem
i w roku 1957 opublikowałem swoj¡ prac¦ [10]. Nawet
wtedy jednak, pomimo istnienia tłumaczenia angiel-
skiego, praca ta nie wzbudziła zainteresowania. Poja-
wiło si¦ ono dopiero po odkryciu, na pocz¡tku lat 60.,
nadprzewodz¡cych stopów i zwi¡zków o du»ych polach
krytycznych. Eksperymentatorzy wci¡» jednak nie wie-
rzyli w mo»liwo±¢ istnienia sieci wirów niewspółmiernej
z sieci¡ krystaliczn¡. Dopiero gdy sie¢ wirów zaobser-
wowano bezpo±rednio, najpierw metod¡ dyfrakcji neu-
tronów [11], a nast¦pnie metod¡ dekoracji [12] (rys. 5),
w¡tpliwo±ci znikły. W tej chwili istnieje wiele ró»nych
sposobów obrazowania sieci wirów. Poza ju» wymie-
nionymi s¡ to: holografia elektronowa, skaningowa mi-
kroskopia tunelowa (rys. 6) i magnetooptyka.
w polach o wielkiej cz¦sto±ci (razem z I.M. Chałat-
nikowem) [14], wpływ domieszek magnetycznych [15],
a przy tej okazji odkryli±my nadprzewodnictwo z ze-
row¡ przerw¡, rozwi¡zali±my tak»e problem sko«czo-
nego przesuni¦cia Knighta w niskich temperaturach,
wprowadzaj¡c rozpraszanie spin–orbita [16].
Rys. 6. Sie¢ wirów w NbSe
2
zobrazowana za pomoc¡
skaningowego mikroskopu tunelowego (STM)
Rys. 5. Pierwszy obraz sieci wirów otrzymany metod¡
dekoracyjn¡ przez Essmanna i Traublego [12]
Po odkryciu przez Johannesa G. Bednorza i Kar-
la A. Mullera nadprzewodnictwa wysokotemperaturo-
wego w zło»onych, warstwowych układach tlenkowych
na bazie miedzi [17] zainteresowałem si¦ ich wła±ciwo-
±ciami. Pojawiło si¦ wiele ró»nych podej±¢ do tych nie-
zwykłych zwi¡zków i prawie wszystkie zakładały jaki±
egzotyczny mechanizm nadprzewodnictwa. Ja swoje
podej±cie oparłem na teorii BCS, bior¡c pod uwag¦
specyficzne cechy widma elektronów, przede wszyst-
kim jego quasi-dwuwymiarowo±¢ oraz istnienie tzw.
rozci¡głych osobliwo±ci w punktach siodłowych, czyli
„płaskich obszarów” w widmie elektronowym [18]. In-
nym pomysłem była hipoteza istnienia poł¡cze« po-
mi¦dzy warstwami CuO
2
za pomoc¡ rezonansowego
tunelowania, które byłoby odpowiedzialne zarówno za
przewodnictwo, jak i nadprzewodnictwo [19]. Na tej
podstawie potrafiłem wyja±ni¢ wi¦kszo±¢ do±wiadczal-
nych wyników otrzymywanych dla nadprzewodników
wysokotemperaturowych bez dzielenia tych wyników
na „dobre”, o których mówi si¦ przy ka»dej okazji,
i „złe”, o których si¦ nie wspomina. W rezultacie mog¦
stwierdzi¢, »e „tajemnica” nadprzewodnictwa wysoko-
temperaturowego nie istnieje.
Pó¹niej napisałem ju» tylko jedn¡ prac¦ na temat
wirów, mianowicie obliczyłem dolne pole krytyczne dla
cienkich warstw i okre±liłem, jak wygl¡da sie¢ wirów
w jego pobli»u [13].
Chocia» pó¹niej pracowałem w ró»nych dziedzi-
nach fizyki teoretycznej, nadprzewodnictwo było mi
najbli»sze. Na pocz¡tku lat 60. napisałem kilka prac
razem z Lwem Gor’kowem. Były one oparte na opra-
cowanym przez niego sformułowaniu teorii BCS w for-
malizmie funkcji Greena, co pozwoliło rozszerzy¢ teo-
ri¦ mikroskopow¡ na zagadnienia przestrzennie niejed-
norodne. Badali±my zachowanie si¦ nadprzewodników
Tłumaczył
Andrzej Wi±niewski
Instytut Fizyki PAN
Warszawa
POSTPY FIZYKI
TOM 55 ZESZYT 5 ROK 2004
203
Plik z chomika:
radekgt2
Inne pliki z tego folderu:
ebook.Electronics_For_Dummies.0764576607.pdf
(17628 KB)
ElectronicCircuitsfortheEvilGenius.pdf
(12571 KB)
eagle_tutorial.pdf
(1108 KB)
kurs cd.pdf
(2859 KB)
DipTrace opis .pdf
(2125 KB)
Inne foldery tego chomika:
- - ▣▣▣ ELEKTRONIKA
• EDW 1998 - 2014
• Elektronika Praktyczna 1993-2008
• Nowy Elektronik
• Ośla łączka - czyli zaczynamy z elektroniką
Zgłoś jeśli
naruszono regulamin