Русская Википедия:Вихрь Абрикосова
Вихрь Абрикосова, абрикосовский вихрь (Шаблон:Lang-en) — вихрь сверхпроводящего тока (сверхтока), циркулирующий вокруг нормального (несверхпроводящего) ядра (нити вихря), индуцирующий магнитное поле с магнитным потоком, эквивалентным кванту магнитного потока.[1]
Открыт физиком А. А. Абрикосовым в 1957 году. В его работе «О магнитных свойствах сверхпроводников второй группы» было теоретически показано, что проникновение магнитного поля в сверхпроводник 2 рода происходит в виде квантованных вихревых нитей (такая система энергетически «выгодна»)[2]. Каждая такая нить (вихрь) имеет нормальную (несверхпроводящую) сердцевину с радиусом порядка длины когерентности сверхпроводника <math>\xi</math>. Вокруг этого нормального цилиндра в области с радиусом порядка глубины проникновения магнитного поля <math>\lambda</math> течёт вихревой незатухающий ток куперовских пар (сверхток), ориентированный так, что создаваемое им магнитное поле направлено вдоль нормальной сердцевины, то есть совпадает с направлением внешнего магнитного поля. При этом каждый вихрь несёт один квант магнитного потока <math>{\Phi_0} = h/(2e)</math>[1].
Описание
В теории сверхпроводимости вихрями Абрикосова называют вихри сверхтока в сверхпроводниках второго рода. Сверхток циркулирует вокруг нормального (несверхпроводящего) домена, представляющего собой цилиндр, вытянутый вдоль направления внешнего магнитного поля, образуя вихрь. Радиус основания этого цилиндра определяется длиной когерентности <math>\sim\xi</math> (один из основных параметров теории Гинзбурга — Ландау). Сверхток исчезает в домене на расстоянии порядка <math>\lambda</math> (Лондоновской глубины проникновения от края — характерный параметр для каждого конкретного сверхпроводящего материала). Циркулирующий сверхток порождает магнитное поле, величина которого определяется квантом магнитного потока <math>\Phi_0</math>. Поэтому вихри Абрикосова называют иногда флюксонами.
Распределение магнитного поля в одиночном вихре на расстоянии, большем характерного размера ядра, определяется соотношением[3][4]Шаблон:Sfn:
- <math>
B(r) = \frac{\Phi_0}{2\pi\lambda^2}K_0\left(\frac{r}{\lambda}\right)
\approx \sqrt{\frac{\lambda}{r}} \exp\left(-\frac{r}{\lambda}\right),
</math> где <math>K_0(z)</math> — модифицированная функция Бесселя второго рода нулевого порядка. При <math>r\lesssim\xi</math> поле определяется следующим соотношением:
- <math>
B(0)\approx \frac{\Phi_0}{2\pi\lambda^2}\ln\kappa,
</math> где <math>\kappa=\lambda/\xi</math> — известный параметр теории Гинзбурга — Ландау, который должен удовлетворять соотношению <math>\kappa>1/\sqrt{2}</math> в сверхпроводниках второго рода.
Вихри, проникнув в сверхпроводник, располагаются друг от друга на расстоянии порядка <math>\lambda</math>, образуя в поперечном сечении правильную треугольную решётку, возникает так называемое смешанное состояние. При увеличении внешнего магнитного поля плотность вихрей становится настолько большой, что расстояние между ближайшими вихрями становится порядка <math>\xi</math>, вихри соприкасаются своими нормальными областями и происходит фазовый переход второго рода сверхпроводника в нормальное состояние.
Пиннинг
- REDIRECT Пиннинг
Вообще говоря, вихри движутся в сверхпроводящем материале, когда через него течёт ток[5]. Однако вихри могут самопроизвольно закрепляться на наноразмерных неоднородностях в материале. Этот процесс называется пиннингом (Шаблон:Lang-en — закрепление, зацепление, пришпиливание), а эти неоднородности — центрами пиннинга[6]. Пиннинг вихрей нарушает порядок в решётке вихрейШаблон:Sfn и способствует сохранению сверхпроводящей фазы даже при протекании очень больших токов[7][5].
См. также
Примечания
Литература
- Шаблон:Статья
- Сан Жам Д., Сарма Г., Томас Е. Сверхпроводимость второго рода / Пер. с англ. Н. Б. Копнин. — М., 1970.
- Шаблон:Книга
Ссылки
