WikiSort.ru - Не сортированное

Вихрь Абрикосова, абрикосовский вихрь, вихри Абрикосова-Нильсена-Олесена^[1] (англ. Abrikosov vortex) — вихрь сверхпроводящего тока (сверхтока), циркулирующий вокруг нормального (несверхпроводящего) ядра (нити вихря), индуцирующий магнитное поле с магнитным потоком, эквивалентным кванту магнитного потока.^[2]

Открыт физиком А. А. Абрикосовым в 1957 году. В своей 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»). Каждая такая нить (вихрь) имеет нормальную (несверхпроводящую) сердцевину с радиусом порядка длины когерентности сверхпроводника ${\displaystyle \xi }$ . Вокруг этого нормального цилиндра в области с радиусом порядка глубины проникновения магнитного поля ${\displaystyle \lambda }$ 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 потока ${\displaystyle {\Phi _{0}}=h/(2e)}$ .^[2]

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, образуется вихрь. Радиус основания этого цилиндра определятся длиной когерентности будет ${\displaystyle \sim \xi }$ (один из основных параметров было, даже в самое. теории Гинзбурга — Ландау). Сверхток исчезает в домене на расстоянии порядка ${\displaystyle \lambda }$ (Лондоновской глубины проникновения от края — характерный параметр для каждого конкретного сверхпроводящего материалами. Циркулирующий сверхток порождает магнитное поле, величина которого определяется квантом магнитного потока 8${\displaystyle \Phi _{0}}$ . Поэтому вихри Абрикосова называют иногда флюксонами.

Распределение магнитного поля в одиночном вихре на расстоянии, большем характерного размера ядра, определяется соотношением:

${\displaystyle B(r)={\frac {\Phi _{0}}{2\pi \lambda ^{2}}}K_{0}\left({\frac {r}{\lambda }}\right)\approx {\sqrt {\frac {\lambda }{r}}}\exp \left(-{\frac {r}{\lambda }}\right),}$

где ${\displaystyle K_{0}(z)}$  — функция Бесселя нулевого порядка. При ${\displaystyle r\lesssim \xi }$ поле определяется следующим соотношением:

${\displaystyle B(0)\approx {\frac {\Phi _{0}}{2\pi \lambda ^{2}}}\ln \kappa ,}$

где ${\displaystyle \kappa =\lambda /\xi }$  — известный параметр теории Гинзбурга — Ландау, который должен удовлетворять соотношению ${\displaystyle \kappa >1/{\sqrt {2}}}$ в сверхпроводниках второго рода.

Вихри, проникнув в сверхпроводник, располагаются друг от друга на расстоянии порядка ${\displaystyle \lambda }$ , 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 ${\displaystyle \xi }$ , вихри соприкасаются своими нормальными областями и происходит фазовый переход второго рода сверхпроводника в нормальное состояние.

См. также

• Теория Гинзбурга — Ландау
• Абрикосов, Алексей Алексеевич

Примечания

Литература

• Абрикосов А. А. О магнитных свойствах сверхпроводников второй группы // ЖЭТФ, 1957, т. 32, с. 1442;
• Сан Жам Д., Сарма Г., Томас Е. Сверхпроводимость второго рода / Пер. с англ. Н. Б. Копнин. — М., 1970.

Ссылки

• Козлов В. А., Самохвалов А. В. Замкнутые вихри Абрикосова в сверхпроводниках второго рода (неопр.). Письма в ЖЭТФ. Архивировано 14 мая 2012 года.
• Гл. ред. А.М. Прохоров. Решётка вихрей Абрикосова. — Физическая энциклопедия. — М.: Советская энциклопедия, 1988. — Т. 1. — 389 с.