Надпровідність, властивість багатьох провідників, що полягає в тому, що їх електричний опір стрибком падає до нуля при охолоджуванні нижче певної критичної температури Т до , характерною для даного матеріалу. С. виявлена в більш ніж 25 металевих елементів, у великого числа сплавів і інтерметалевих з'єднань, а також в деяких напівпровідників. Рекорд високим значенням Т до (близько 23 До) володіє з'єднання Nb 3 Ge.
Основні явища. Стрибкоподібне зникнення опору при пониженні температури вперше спостерігав X. Камерлінг-Оннес (1911) на ртуті ( мал. 1 ). Він прийшов до виводу, що ртуть при Т = 4,15 До переходить в новий стан, який унаслідок його незвичайних електричних властивостей може бути названо надпровідним. Декілька пізніше Камерлінг-Оннес виявив, що електричний опір ртуті відновлюється при включенні досить сильного магнітного поля (його називають критичним магнітним полем Н до ) . Виміри показали, що падіння опору до нуля відбувається впродовж дуже вузького, але кінцевого інтервалу температур.
Ширіна цього інтервалу для чистих зразків складає 10 -3 — 10 -4 До і зростає за наявності домішок і інших дефектів структури.
Відсутність опору в надпровідному стані з найбільшою переконливістю демонструється дослідами, в яких в надпровідному кільці збуджується струм, практично не затухаючий з часом. У одному з варіантів досвіду використовуються два кільця з надпровідного металу. Більше з кілець непорушно закріплюється, а менше концентрично підвішується на пружній нитці таким чином, що коли нитка не закручена, плоскість кілець утворює між собою деякий кут. Кільця охолоджуються у присутності магнітного поля нижче за температуру Т до , після чого поле вимикається. При цьому в кільцях збуджуються струми, взаємодія між якими прагне зменшити первинний кут між плоскістю кілець. Нитка закручується, а спостережувана постійність кута закручування показує, що струми в кільцях є незгасаючими. Досліди такого роду дозволили встановити, що опір металу в надпровідному стані менше ніж 10 -20 ом × см (опір чистих зразків міді або срібло складає біля 10 -9 ом × см при температурі рідкого гелію). Проте надпровідник не є просто ідеальним провідником, як це вважалося ще в течія більш ніж 20 років після відкриття С. Существованіє значно глибшої відмінності між нормальним і надпровідним станами металу стало очевидним, після того, як йому.(німецький) фізики В. Мейснер і Р. Оксенфельд (1933) встановили, що слабке магнітне поле не проникає в глиб надпровідника. Особливо поважно, що це має місце незалежно від того, чи було поле включено до або після переходу металу в надпровідне стан. На відміну від цього, ідеальний провідник (тобто провідник із зникаюче малим опором) повинен захоплювати пронизливий його магнітний потік. Цю відмінність ілюструє мал. 2 (а, би, в) , на якому схематично змальований розподіл поля поблизу одинзв'язного металевого зразка на трьох послідовних етапах досвіду: а) зразок знаходиться у нормальному стані, зовнішнє поле вільно проникає в глиб металу; б) зразок охолоджується нижче Т до , магнітне поле виштовхується з надпровідника (верхній малюнок), тоді як в разі ідеального провідника розподіл поля залишався б незмінним (нижній малюнок); у) зовнішнє поле вимикається, при цьому зникає і намагніченість надпровідника. В разі ідеального провідника потік магнітної індукції через зразок зберіг би свою величину, і картина поля була б такою ж, як в постійного магніта.
Виштовхування магнітного поля з надпровідного зразка (це явище зазвичай називають ефектом Мейснера) означає, що у присутності зовнішнього магнітного поля такий зразок поводиться як ідеальний діамагнетік тієї ж форми з магнітною сприйнятливістю c = — 1/4p . Зокрема, якщо зразок має форму довгого суцільного циліндра, а зовнішнє поле Н однорідно і паралельно осі циліндра, то магнітний момент, віднесений до одиниці об'єму, дорівнюватиме М-коду = —Н/ 4p . Це приблизно в 10 5 раз більше по абсолютній величині, чим питома намагніченість діамагнітного металу у нормальному стані. Ефект Мейснера пов'язаний з тим, що при Н < Н до в поверхневому шарі надпровідного циліндра з'являється круг незгасаючий струм, сила якого якраз така, що магнітне поле цього струму компенсує зовнішнє поле в товщі надпровідника. Досвід показує, що в разі великих зразків слабке магнітне поле в умовах ефекту Мейснера проникає в метал на глибину d ~ 10 -5 —10 -6 см, саме в цьому шарі тече поверхневий токоло
По своїй поведінці в досить сильних полях надпровідники підрозділяються на дві великі групи, т.з. надпровідники 1-го і 2-го роду. На мал. 3 і 4 в декілька формі, що ідеалізується, змальовані криві намагнічення М-коду ( Н ) , типові для кожної з цих груп. Криві відносяться до випадку довгих циліндрових зразків, поміщених в поле, паралельне осі циліндра. При такій геометрії досвіду відсутні ефекти розмагнічування, і картина тому є найбільш простою. Початковий прямолінійний ділянка на цих кривих, де М-код =—Н /4p, відповідає інтервалу значень Н, на якому має місце ефект Мейснера. Як видно з малюнка, подальший хід кривих М-коду ( Н ) для надпровідників 1-го і 2-го роду істотно розрізняється.
Надпровідники 1-го роду, якими є всі досить чисті понад-провідні металеві елементи (за винятком V і Nb), втрачають С. при полі Н = Н до , коли поле стрибком проникає в метал і він у всьому об'ємі переходить в нормальний стан. При цьому питомий магнітний момент також стрибком зменшується приблизно в 10 5 раз. Критичному полю Н до можна дати просте термодинамічне тлумачення. При температурі Т < Т до і у відсутності магнітного поля вільна енергія в надпровідному стані F з нижче, ніж в нормальному F н . При включенні поля вільна енергія надпровідника зростає на величину H 2 / 8p, рівну роботі намагнічення, і при Н = Н до порівнюється з F н (через крихту магнітного моменту у нормальному стані F н практично не змінюється при включенні поля). Т. о., поле Н до визначається з умови рівноваги в точці переходу:
F з + Н 2 до / 8p = F н . (1)
Критичне поле Н до залежить від температури: воно максимальне при Т = 0 і монотонно убуває до нуля у міру наближення до Т до . (Значення Н до для деяких надпровідників приведені в ст. Надпровідники . ) На мал. 5 змальована фазова діаграма на плоскості ( Н, Т ) . Заштрихована область, обмежена кривою Н до ( Т ) , відповідає надпровідному стану. По виміряній залежності Н до ( Т ) можуть бути розраховані всі термодинамічні характеристики надпровідника 1-го роду. Зокрема, з формули (1) безпосередньо виходить (при диференціюванні по температурі) вираження для теплоти фазового переходу в надпровідний стан:
, (2)
де S — ентропія одиниці об'єму. Знак Q такий, що теплота поглинається надпровідником при переході в нормальний стан. Тому якщо руйнування С. магнітним полем виробляється при адіабатичній ізоляції зразка, то останній охолоджуватиметься.
Стрибкоподібний характер фазового переходу в магнітному полі ( мал. 3 ) спостерігається лише в разі вельми спеціальної геометрії досвіду: довгий циліндр в подовжньому полі. При довільній формі зразка і ін. орієнтаціях поля перехід виявляється розтягнутим по більш менш широкому інтервалу значень Н: він починається при Н < Н до і закінчується, коли поле в усіх точках зразка перевищить Н до . В цьому інтервалі значень Н надпровідник 1-го роду знаходиться В т. н. проміжному стані . Він розшаровується на області нормальної і надпровідної фаз, що чергуються, причому так, що поле в нормальній фазі поблизу кордону розділу паралельно цьому кордону і рівне Н до . У міру збільшення поля зростає доля нормальної фази і відбувається зменшення магнітного моменту зразка. Структура розшарування і характер кривої намагнічення істотно залежать від геометричних чинників. Зокрема, для пластинки, орієнтованої перпендикулярно магнітному полю, розшарування починається вже в слабкому полі, набагато меншому, ніж Н до .
З магнітними властивостями надпровідників тісно зв'язані і особливості протікання в них струму. Через ефект Мейснера струм є поверхневим, він зосереджений в тонкому шарі, визначуваному глибиною проникнення магнітного поля. Коли струм досягає деякої критичної величини, достатньої для створення критичного магнітного поля, надпровідник 1-го роду переходить в проміжний стан і набуває електричного опору.
До надпровідників 2-го роду відносяться більшість надпровідних сплавів. Крім того, надпровідниками 2-го роду стають і надпровідні металеві елементи (надпровідники 1-го роду) при введенні в них досить великої кількості домішок. Картина руйнування надпровідності магнітним полем є в цих надпровідників складнішої. Як видно з мал. 4 , навіть в разі циліндрового зразка в подовжньому полі відбувається поступове зменшення магнітного моменту впродовж значного інтервалу полів від Н до , коли поле починає проникати в товщу зразка, і до поля Н до , при якому відбувається повне руйнування надпровідного стану. В більшості випадків крива намагнічення такого типа є необоротною (спостерігається магнітний гістерезис ) . Величина гістерезису дуже чутлива до технології приготування зразків, і в деяких випадках шляхом спеціальної обробки удається отримати зразки з майже оборотною кривою намагнічення. Поле Н до часто виявляється вельми великим, досягаючи сотень тисяч ерстед (див. статті Магніти надпровідні і Надпровідники ) . Що ж до термодинамічного критичного поля Н до , визначуваного співвідношенням (1), то воно для надпровідників 2-го роду не є безпосередньо спостережуваною характеристикою. Проте його можна розрахувати, виходячи із знайдених дослідним шляхом значень вільної енергії в нормальному і надпровідному поляганнях у відсутності магнітного поля. Виявляється, що обчислене в такий спосіб значення Н до потрапляє в інтервал між і Т. о., проникнення магнітного поля в надпровідник 2-го роду починається вже в полі, меншому, ніж Н до , коли умова рівноваги (1) ще порушена на користь надпровідного стану. Зрозуміти це парадоксальне на перший погляд явище можна, якщо взяти до уваги поверхневу енергію кордону розділу нормальною і надпровідною фаз . В разі надпровідників 1-го роду ця енергія позитивна, так що поява кордону розділу приводить до програшу в енергії. Це істотно обмежує міру розшарування в проміжному стані. Аномальні магнітні властивості надпровідників 2-го роду можна якісно пояснити, якщо прийняти, що в цьому випадку поверхнева енергія негативна. Саме до такого виводу приводить сучасна теорія надпровідності. При негативній поверхневій енергії вже при Н < Н до енергетично вигідним є утворення тонких областей нормальної фази, орієнтованих уздовж магнітного поля. Можливість реалізації такого стану надпровідника 2-го роду була передбачена А. А. Абрикосовим (1952) на основі теорії надпровідності Ст Л. Гинзбурга і Л. Д. Ландау . Пізніше їм же був вироблений детальний розрахунок структури цього стану. Виявилось, що нормальні області зароджуються у формі ниток, пронизливих зразок і що мають товщину, грубо кажучи, порівнянну з глибиною проникнення магнітного поля. При збільшенні зовнішнього поля концентрація ниток зростає, що і приводить до поступового зменшення магнітного моменту. Т. о., в інтервалі значень поля від до , надпровідник знаходиться в змозі, яке прийнято називати змішаним.
Фазовий перехід в надпровідне полягання у відсутності магнітного поля. Прямі виміри теплоємності надпровідників при Н = 0 показують, що при пониженні температури теплоємність в точці переходу Т до випробовує стрибок до величини, яка приблизно в 2,5 разу перевищує її значення у нормальному стані в околиці Т до ( мал. 6 ). При цьому теплота переходу Q = 0, що слідує, зокрема, з формули (2) ( Н до = 0 при Т = Т до ) . Т. о., перехід з нормального в надпровідне полягання у відсутності магнітного поля є фазовим переходом 2-го роду. З формули (2) можна отримати важливе співвідношення між стрибком теплоємності і кутом нахилу кривої Н до ( Т ) ( мал. 5 ) в точці Т = Т до :
,
де С з і С н — значення теплоємності в надпровідному і нормальному станах. Це співвідношення з хорошою точністю підтверджується експериментом.
Природа надпровідності. Сукупність експериментальних фактів о С. переконливо показує, що при охолоджуванні нижче Т до провідник переходить в новий стан, що якісно відрізняється від нормального. Досліджуючи різні можливості пояснення властивостей надпровідника, особливо ефекту Мейснера, німецькі учені, що працювали в Англії, Р. і Ф. Лондони (1934) прийшли до висновку, що надпровідний стан є макроскопічним квантовим станом металу. На основі цієї вистави вони створили феноменологічну теорію, що пояснює поведінку надпровідників в слабкому магнітному полі, — ефект Мейснера і відсутність опору. Узагальнення теорії Лондонов, зроблене Гинзбургом і Ландау (1950), дозволило розглянути питання, що відносяться до поведінки надпровідників в сильних магнітних полях. При цьому було пояснено величезне кількість експериментальних даних і передбачені нові важливі явища. Переконливим підтвердженням правильності вихідних передумов згаданих теорій з'явилося відкриття ефекту квантування магнітного потоку, ув'язненого усередині надпровідного кільця. З рівнянь Лондонов виходить, що магнітний потік в цьому випадку може набувати лише значень, кратних кванту потоку Ф про = hc/e*, де е * — заряд носіїв надпровідного струму, h — Планка постійна, з — швидкість світла . В 1961 Р. Долл і М. Небауер і, незалежно, Б. Дівер і У. Фейроєнк (США) виявили цей ефект. Виявилось, що е * = 2 e , де е — заряд електрона. Явище квантування магнітного потоку має місце і у випадку згаданого вище полягання надпровідника 2-го роду в магнітному полі, більшому, ніж Н к1 . нитки нормальної фази, що Утворюються тут, несуть квант потоку Ф про . Знайдена в дослідах величина заряду часток, що створюють своїм рухом надпровідний струм ( е * = 2 e ), підтверджує Купера ефект, на основі якого в 1957 Дж. Бардін, Л. Купер і Дж. Шріффер (США) і Н. Н. Боголюбов (СРСР) побудували послідовну мікроскопічну теорію С. Согласно Куперу, два електрони з протилежними спинами при певних умовах можуть утворювати зв'язаний стан (куперовськую пару). Заряд такої пари рівний 2e. Пари володіють нульовим значенням спину і підкоряються Бозе — Ейнштейна статистиці . Утворюючись під час переходу металу в надпровідний стан, пари випробовують т.з. бозе-конденсацію (див. Квантова рідина ) , і тому система куперовських пар володіє властивістю надтекучість . Т. о., С. є надтекучістю електронної рідини. При Т = 0 зв'язані в пари всі електрони провідності. Енергія зв'язку електронів в парі вельми мала: вона рівна приблизно 3,5 k T до , де до — Больцмана постійна . При розриві пари що відбувається, наприклад, при поглинанні кванта електромагнітного поля або кванта звуку (фонона ) , в системі виникають збудження. При відмінній від нуля температурі є певна рівноважна концентрація збуджень, вона зростає з температурою, а концентрація пар відповідно зменшується. Енергія зв'язку пари визначає т.з. щілина в енергетичному спектрі збуджень, тобто мінімальну енергію необхідну для створення окремого збудження. Природа сил тяжіння між електронами, пар, що приводять до освіти, взагалі кажучи, може бути різною, хоча у всіх відомих надпровідників ці сили визначаються взаємодією електронів з фононами. Проте розвиток теорії С. стимулювало інтенсивні теоретичні пошуки інших механізмів С. В цьому плані особлива увага приділяється т.з. ниткоподібним (одновимірним) і шаруватим (двовимірним) структурам, що володіють чималою провідністю, в яких є підстави чекати інтенсивнішого тяжіння між електронами, чим в звичайних надпровідниках, а отже, — і вищої температури переходу в надпровідний стан. Явища, родинні С., мабуть, можуть мати місце і в деяких космічних об'єктах, наприклад в нейтронних зірках .
Практичне вживання надпровідності інтенсивно розширюється. Наряду смагнітами надпровідними, надпровідними магнітометрами існує ряд інших технічних пристроїв і вимірювальних приладів, заснованих на використанні різних властивостей надпровідників (див. Кріоелектроніка ) . Побудовані надпровідні резонатори, що володіють рекорд високою (до 10 10 ) добротністю, надпровідні елементи для ЕОМ(електронна обчислювальна машина), перспективне вживання надпровідників в крупних електричних машинах і т. д.
Літ.: Де Дружин П., Надпровідність металів і сплавів, пер.(переведення) з англ.(англійський), М., 1968; Лінтон Е., Надпровідність, пер.(переведення) з англ.(англійський), 2 видавництва, М., 1971; Надпровідність. Сб. ст., М., 1967; Мендельсон До., На шляху до абсолютного нуля, пер.(переведення) з англ.(англійський), М., 1971; фізичний енциклопедичний словник, т. 4, М., 1965, с. 475—82.
