СВЕРХПРОВОДИМОСТЬ

В 1933 Ф. В. Мейснером (F. W. Meissner) и Р. Оксенфельдом (R. Ochsenfeld)обнаружено др. важнейшее свойство, характерное для сверхпроводников (см.Мейснера эффект):внеш. магн. поле, меньшее нек-рого критич. значения(зависящего от типа вещества), не проникает в глубь сверхпроводника, имеющегоформу бесконечного сплошного цилиндра, ось к-рого направлена вдоль поля, Лондонов уравнение), однако природа С. оставалась неясной.

Открытие в 1938 сверхтекучести н объяснение этого явления Л. Д. Ландауна основе сформулированного им критерия (см.Ландау теория сверхтекучести)для систем бозе-частиц давали основание предполагать, что С. можнотрактовать как сверхтекучесть электронной жидкости, однако фермиевскаяприрода электронов и кулоновское отталкивание между ними не позволили простоперенести теорию сверхтекучести на С. В 1950 В. Л. Гинзбург и Ландау наоснове теории фазовых переходов 2-го рода (см.Ландау теория)сформулировалифеноменологич. ур-ния, описывающие термодинамику и эл.-магн. свойства сверхпроводниковвблизи критич. темп-рыТ_с.Построение микроскопич. теории(см. ниже) обосновалоГинзбурга - Ландау теориюи уточнило входящиев феноменологич. ур-ния постоянные. Открытие зависимости критич. темп-рыТ_сперехода в сверхпроводящее состояние металла от егоизотопного состава (изотопический эффект,1950) свидетельствовалоо влиянии кристаллич. решётки на С. Это позволило X. Фрёлиху (Н. Frohlich)и Дж. Бардину (J. Bardeen) продемонстрировать возможность возникновениямежду электронами в присутствии кристаллич. решётки специфического притяжения, Купера эффект).

В 1957 Дж. Бардином, Л. Купером и Дж. Шрпффером (J. Schrieffer) быласформулирована микроскопич. теория С., к-рая объяснила это явление на основебозе-конденсации куперовских пар электронов, а также позволила в рамкахпростой модели (см.Бардина - Купера - Шриффера модель,модель БКШ)описать мн. свойства сверхпроводников.

Практич. использование сверхпроводников ограничивалось низкими значениямикритич. полей (~1 кЭ) и темп-р (~20 К). В 1952 А. А. Абрикосов н Н. Н. сверхпроводникипервого рода исверхпроводники второго рода.Использование сверхпроводников2-го рода впоследствии позволило создать сверхпроводящие системы с высокимикритич. полями (порядка сотен кЭ).

Поиск сверхпроводников с высокими критич. темп-рами стимулировал исследованиеновых типов материалов. Были исследованы мн. классы сверхпроводящих систем, органические сверхпроводники имагнитные сверхпроводники,однако до 1986 макс. критич. темп-pa наблюдалась у сплава Nb₃Ge(Т_с23 К). В 1986 И. Г. Беднорцем (J. G. Bednorz) и К. А. Мюллером (К.A. Muller) был открыт новый класс металлоксидных высокотемпературных сверхпроводников(ВТСП) (см.Оксидные высокотемпературные сверхпроводники),критич. Важным достижением в области С. стало открытие в 1962Джозефсонаэффектатуннелирования куперовских пар между двумя сверхпроводникамичерез тонкую диэлектрич. прослойку. Это явление легло в основу новой областиприменений сверхпроводников (см.Слабая сверхпроводимость, Криоэлектронныеприборы).

Природа сверхпроводимости. Явление С. обусловлено возникновением корреляциимежду электронами, в результате к-рой они образуют куперовские пары, подчиняющиесябозевской статистике, а электронная жидкость приобретает свойство сверхтекучести. колебания (см.Нулевые колебания, Эл.-статич. взаимодействие электронас ионами решётки изменяет характер этих колебаний, что приводит к появлениюдополнит. силы притяжения, действующей на др. электрон. Это притяжениеможно рассматривать как обмен виртуальными фононами между электронами. фермиповерхности.Толщина этого слоя в энергетич. масштабе определяется макс. энергиейфонона , гдеw_D- дебаевская частота,v_s-скоростьзвука, о - постоянная решётки (см.Дебая температура);в импульсномпространстве это соответствует слою толщиной ,гдеv_F-скорость электронов вблизи поверхности Ферми. гдеМ-масса иона остова,т -масса электрона. Величина см, т. е. фононное притяжение оказывается дальнодействующим (по сравнениюс межатомными расстояниями). Кулоновское отталкивание электронов обычнонесколько превышает по величине фононное притяжение, но благодаря экранированиюна межатомных расстояниях оно эффективно ослабляется и фононное притяжениеможет преобладать, объединяя электроны в пары. Сравнительно небольшая энергиясвязи куперовской пары оказывается существенно меньше кинетической энергииэлектронов, поэтому, согласно квантовой механике, связанные состояния недолжны были бы возникнуть. Однако в данном случае речь идёт об образованиипар не из свободных изолиров. электронов в трёхмерном пространстве, а изквазичастиц ферми-жидкости при заполненной большой поверхности Ферми. Этоприводит к фактич. замене трёхмерной задачи на одномерную, где связанныесостояния возникают при сколь угодно слабом притяжении.

В модели БКШ спариваются электроны с противоположными импульсами.и -р(полный импульс куперовской пары равен 0). Орбитальныймомент и суммарный спин пары также равны 0. Теоретически при нек-рых нефононныхмеханизмах С. возможно спаривание электронов и с ненулевым орбитальныммоментом. По-видимому, спаривание в такое состояние осуществляется в сверхпроводникахстяжёлыми фермионами(напр., CeCu₂Si₂, CeCu₆,UB₁₃, СеА1₃).

В сверхпроводнике при темп-реТ<Т_счастьэлектронов, объединённых в куперовские пары, образуют бозе-конденсат (см.Бозе - Эйнштейна конденсация).Все электроны, находящиеся в бозе-конденсате, .Остальные электроны пребывают в возбуждённых над-конденсатных состояниях(фермиевские квазичастицы), причём их энергетич. спектр перестраиваетсяпо сравнению со спектром электронов в нормальном металле. В изотропноймодели БКШ зависимость энергии электронов e от импульсарв сверхпроводникеимеет вид (р_F- ферми-импульс):

Рис. 1. Перестройка энергетического спектра электронов в сверхпроводнике(сплошная линия) по сравнению с нормальным металлом (пунктир).

Рис. 2. Температурная зависимость энергетической щели в модели БКШ.

Т. о., вблизи уровня Ферми (рис. 1) в спектре (1) возникает энергетическаящель . Длятого чтобы возбудить электронную систему с таким спектром, необходимо разорватьхотя бы одну куперовскую пару. Поскольку при этом образуются два электрона, ,так что имеет смысл энергии связи куперовской пары. Величина щели существенно зависитот темп-ры (рис. 2), при она ведёт себя как , а приТ =0 достигает макс. значения , причём

где - плотность одноэлектронных состояний вблизи поверхности Ферми,g -эфф. константа межэлектронного притяжения.

В модели БКШ связь между электронами предполагается слабой и критич. темп-pa оказывается малой по сравнению с характерными фононнымичастотами .Однако для ряда веществ (напр., Рb) это условие не выполняется и параметр (сильная связь). В литературе обсуждается даже приближение .Сверхпроводники с сильной связью между электронами описываются т. н. уравнениямиЭ л и а ш б е р г а (Г. М. Элиашберг, 1968), из к-рых видно, что на величинуТ_сне возникает никаких принципиальных ограничений.

Наличие щели в спектре электронов приводит к экспоненц. зависимости в области низких темп-р всех величин, определяющихся числом этих электронов(напр., электронной теплоёмкости и теплопроводности, коэффициентов поглощениязвука и низкочастотного эл.-магн. излучения).

Вдали отферми-уровнявыражение (1) описывает энергетич. спектр электронов нормального металла, . Пространственный масштаб куперовской корреляции («размер» пары). Корреляционнаядлина см(ниж. предел реализуется у ВТСП), однако обычно намногопревышает период кристаллич. решётки.

Эл.-динамич. свойства сверхпроводников зависят от соотношения междустандартной корреляц. длиной и характерной толщиной поверхностного слоя, в к-ром существенно изменяетсявеличина эл.-магн. поля ,гдеn_s-концентрация сверхпроводящих (спаренных) электронов,е -заряд электрона. Если (такая область всегда имеется вблизиТ_с,т. к. при ), то куперовские пары можно считать точечными, поэтому эл.-динамика сверхпроводникаявляется локальной и сверхпроводящий ток определяется значением векторногопотенциалаАв рассматриваемой точке сверхпроводника (ур-ние Лондонов).При проявляютсякогерентные свойства конденсата куперовских пар, эл.-динамика становитсянелокальной - ток в данной точке определяется значениямиАв целойобласти размером (Пиппарда уравнение).Такова обычно ситуация в массивных чистыхсверхпроводниках (при достаточном удалении от их поверхности).

Переход металла из нормального в сверхпроводящее состояние в отсутствиемагн. поля является фазовым переходом 2-го рода. Этот переход характеризуетсякомплексным скалярнымпараметром порядка -волновой ф-цией бозе-конденсатакуперовских пар , гдеr- пространственная координата. В модели БКШ [приТ=Т_с,а приТ =О ]. Фаза волновой ф-ции также имеет существенное значение: через градиент этой фазы определяетсяплотность сверхпроводящего тока j_s:

где знак * обозначает комплексное сопряжение. Величина плотности токаj_sтакже обращается в нуль приТ=Т_с.Фазовый переход нормальный металл - сверхпроводник можно рассматриватькак результатспонтанного нарушения симметриипо отношению к группесимметрии U(l)калибровочных преобразований волновой ф-ции .Физически это соответствует нарушению нижеТ_ссохранениячисла электронов в связи с их спариванием, а математически выражается появлениемотличных от нуля ср. значений параметра порядка

Щель в энергетич. спектре электронов не всегда совпадает с модулем параметрапорядка (как это имеет место в модели БКШ) и вообще не является необходимымусловием С. Так, напр., при введении в сверхпроводник парамагн. примесейв нек-ром диапазоне их концентраций может реализовываться бесщелевая С.(см. ниже). Своеобразна картина С. в двумерных системах, где термодинамич. Мёрмина-Вагнератеорема), и тем не менее С. имеет место. Оказывается, что необходимымусловием существования сверхпроводящего тока j_sявляется дажене наличие дальнего порядка (конечного ср. значения параметра порядка ), а более слабое условие степенного убываниякорреляционной функции

Тепловые свойства. Теплоёмкость сверхпроводника (как и нормального металла)состоит из электроннойC_esи решёточнойC_psкомпонент. Индекс s относится к сверхпроводящей фазе,п -кнормальной,е -к электронной компоненте,р -к решёточной.

При переходе в сверхпроводящее состояние решёточная часть теплоёмкостипочти не изменяется, а электронная увеличивается скачком. В рамках теорииБКШ для изотропного спектра

При значениеC_esэкспоненциально убывает (рис. 3) и теплоёмкостьсверхпроводника определяется своей решёточной частьюC_ps~Т³.Характерная экспоненциальная зависимостьC_esдаёт возможность непосредственного измерения .Отсутствие этой зависимости свидетельствует о том, что в нек-рых точкахповерхности Ферми энергетич. щель обращается в нуль. По всей вероятности, для UB₁₃и для CeCuSi₂).

Рис. 3. Скачок теплоёмкости при переходе в сверхпроводящее состояние.

Теплопроводность металла при переходе в сверхпроводящее состояние неиспытывает скачка, т. е.. Зависимость обусловлена рядом факторов. С одной стороны, сами электроны дают свой вкладв теплопроводность ,к-рый по мере понижения темп-ры и образования куперовских пар уменьшается. ps начинает несколько увеличиваться, ,в то время как . В чистых металлах, где вышеТ_спревалирует электроннаячасть теплопроводности, она остаётся определяющей и при переходе в сверхпроводящеесостояние; в результате при всех темп-рах нижеТ_с.В сплавах же, наоборот, теплопроводностьопределяется в основном своей фононной частью и при переходе через начинает возрастать ввиду уменьшения числа неспаренных электронов.

Магнитные свойства. Благодаря возможности протекания в сверхпроводникебездиссипативных сверхпроводящих токов, он при определ. условиях экспериментапроявляет эффект Мейснера, т. е. ведёт себя в присутствии не слишком сильноговнеш. магн. поля как идеальный диамагнетик (магн. восприимчивость ). Так, для образца, имеющего форму длинного сплошного цилиндра в однородномвнеш. магн. полеН,приложенном вдоль его оси, намагниченность образца . Выталкивание внеш. магн. поля из объёма сверхпроводника приводит к понижениюего свободной энергии. При этом экранирующие сверхпроводящие токи протекаютв тонком поверхностном слое см. Эта величина характеризует иглубину проникновениявнеш. магн. По своему поведению в достаточно сильных полях сверхпроводящие материалыделятся на две группы: сверхпроводники 1-го и 2-го рода (рис. 4). Нач. намагничивания (где ) соответствует полному эффекту Мейснера. Дальнейший ход кривых у сверхпроводников1-го и 2-го рода существенно различается.

Рис. 4. Зависимость намагниченности от внешнего магнитного поля длясверхпроводников 1-го и 2-го рода.

Сверхпроводники 1-го рода утрачивают С. скачком (фазовый переход 1-города): либо при достижении соответствующей данному полю критич. темп-рыТ_С(Н),либо при повышении внеш. поля до критич. значенияН_С(Т)(термодинамич. критич. поле). В точке фазовогоперехода, происходящего в магн. поле, в энергетич. спектре сверхпроводника1-го рода сразу же появляется щель конечной величины. Критич. полеН_С(Т)определяет разность уд. свободных энергий сверхпроводягцейF_sи нормальнойF_пфаз:

Скрытая уд. теплота фазового перехода

гдеS_nиS_s- уд. энтропии соответствующихфаз. Скачок уд. теплоёмкости приТ =Т_с

В отсутствие внеш. магн. поля приТ=Т_свеличинаQ =О, т. е. происходит переход 2-го рода.

Согласно модели БКШ, термодинамич. критич. поле связано с критич. темп-ройсоотношением

а его температурная зависимость в предельных случаях высоких и низкихтемп-р имеет вид:

Рис. 5. Температурная зависимость термодинамического критическогомагнитного поля Н_с.

Обе предельные ф-лы близки к эмпирич. соотношению , к-рое хорошо описывает типичные эксперим. данные (рис. 5). В случае нецилиндрич. Н₀= (1 -N)H_C(N - размагничивающий фактор)сверхпроводник1-го рода переходит впромежуточное состояние:образец разделяетсяна слои нормальной п сворхпроводящей фаз, соотношение между объёмами к-рыхзависит от величиныН.Переход образца в нормальное состояние происходитпостепенно, путём роста доли соответствующей фазы.

Промежуточное состояние может возникнуть и при протекании по сверхпроводникутока, превышающего некое критич. значениеI_с,соответствующегосозданию на поверхности образца критич. магн. поляН_с.

Образование в сверхпроводнике 1-го рода промежуточного состояния и чередованиеслоев сверхпроводящей и нормальной фаз конечного размера оказываются возможнымитолько в предположении, что граница раздела между этими фазами обладаетположит. поверхностной энергией .Величина и знак зависят от соотношения между

Отношение наз. параметром Гинзбурга - Ландау и играет важную роль в феноменологич. (или значение х) даёт возможность строго определить род сверхпроводника:у сверхпроводника 1-го рода и ; длясверхпроводника 2-го рода и К сверхпроводникам2-го рода относятся чистый Nb, большинство сверхпроводящих сплавов, органическиеи высокотемпературные сверхпроводники.

Для сверхпроводников 2-го рода , поэтому фазовый переход 1-го рода в нормальное состояние невозможен. поверхность на границахфаз обладала бы отрицат. энергией и уже не выполняла бы роль фактора, сдерживающегобесконечное дробление. Для достаточно слабых полей и в сверхпроводниках2-го рода имеет место эффект Менснера. При достижении ниж. критич. поляН_С1(в случае ), к-рое оказывается меньше формально вычисленного в этом случаеН_С,становится энергетически выгодным проникновение магн. поля в сверхпроводникв виде одиночных вихрей (см.Квантованные вихри),содержащих в себепо одномукванту магнитного потока.Сверхпроводник 2-го рода переходитвсмешанное состояние.

Сердцевины вихрей пребывают в нормальном (несверхпроводящем) состоянии, (размер сердцевины вихря). По периферии вихря текут сверхпроводящие токи, фаза, по к-рой может протекатьнезатухающий ток. Сами вихри в изотропном сверхпроводнике упорядочиваютсяв треугольную решётку (т. н.решётка вихрей Абрикосова).Такая картинапостепенного проникновения внеш. поля в объём сверхпроводника 2-го родасуществует вплоть до верх. критич. поляН_С2,когда С. .Это условие и определяет поле

При протекании тока в сверхпроводнике 2-го рода на вихри действует силаАмпера, что должно приводить, к их движению в перпендикулярном току направлении. движение вихрей(перенос магн. потока) может осуществляться только посредством тепловойактивации - флуктуац. перескоков отд. вихрей либо целых областей решёткииз одних положений локального равновесия в другие (что приводит к локальнымдеформациям решётки). Явление ползучести решётки вихрей Абрикосова наз. U, возникающее на образце, где энергияактивации убываетс возрастанием тока и может зависеть от внеш. магн. поля.

При определ. условиях своеобразное неоднородное сверхпроводящее состояниеможет реализоваться и в полях вышеН_С2.Так, если сверхпроводник2-го рода (или 1-го рода с ] с плоской границей поместить в параллельное границе магн. полеН, С2 < Н < 1,69Н_С2, то вблизи поверхностив нём образуется зародыш сверхпроводящей фазы. При этом объём материалапребывает в нормальном состоянии, сверхпроводящим оказывается лишь приповерхностныйслой толщиной (рис. 6). Здесь возникают пост. сверхпроводящие токи, к-рые частично выталкиваютвнеш. магн. поле из приповерхностного слоя. Однако по мере удаления отповерхности плотность этого тока обращается в нуль и затем изменяет знак(рис. 7) так, чтобы выполнялось условие

тогда магн. поле в глубине образца совпадает с внешним. Если внеш. поле не параллельно поверхности, в образцевозникает вихревая структура, период к-рой определяется углом наклона магн.

Рис. 6. Зависимость модуля параметра порядка от расстояния до поверхности х в случае поверхностной сверхпроводимости.

Рис. 7. Профиль плотности сверхпроводящего тока j_s, текущеговблизи поверхности сверхпроводника в случае поверхностной сверхпроводимости,- х расстояние до поверхности.

Квантование магнитного потока. Когерентность состояния бозе-конденсатакуперовских пар проявляется также в квантовании магн. потока, проходящегочерез неодносвязанный сверхпроводник (напр., полый цилиндр со стенкамитолщиной в продольном магн. поле Н < Н_Сдля сверхпроводника 1-го родаили Н < Н_С1для сверхпроводника 2-го рода). Магн. поток Ф, пФ₀, гдеп- целое число. Величина квантамагн. потока Ф₀=hc/2e= 2,07*10^-7Э*см²-весьма мала, поэтому эффект квантования проявляется лишь в очень прецизионныхэкспериментах. Наблюдение на опыте теоретич. предсказанной величины квантаФ₀стало одним из подтверждений существования куперовских пар, Ааронова- Бома эффект). Квантованность магн. потока существенна для пониманияповедения сверхпроводника 2-го рода и в магн. полях выше Н_С1,т. к. внеш. поле проникает в него в виде отд. вихрей, каждый из к-рых несётв себе один квант магн. потока, что определяет само число вихрей.

Описанная картина квантования магн. потока может нарушиться в случаесвоеобразного термоэлектрич. эффекта в сверхпроводящем кольце из двух разл. T₁иТ₂,помещённом в магн. поле. В этом кольце величинапотока может отличаться от целого числа квантов. Обусловленная термоэлектричествомнецелая добавка зависит от темп-ры:

где индексы а и 6 относятся к первому и второму сверхпроводникам,- теплопроводность,- хим. потенциал,n_s-число сверхпроводящих электронов.

Роль примесей. Обычные немагн. примеси оказывают весьма слабое влияниена термодинамич. свойства сверхпроводников. Их относит. вклад в эти свойстваопределяется величиной (a/l) ~ с,где а - межатомное расстояние,l -длина свободного пробега электрона, определяющаяся рассеяниемна примесях, с - концентрация примесей. Немагн. примеси действуют толькона электрич. заряд и одинаковым образом рассеивают оба спаренных электрона, l уменьшается и становится сравнимой со стандартной корреляц. .Характер движения спаренных электронов меняется с баллистического (безрассеяния) на диффузионный. При этом если , то эфф. корреляц. длина зависит от длины свободного пробега. Убывание с ростом концентрации примесей (при соответств. значенияхl)изменяетэл.-динамич. и кинетич. свойства сверхпроводника, увеличивает относит. флуктуации (см. ниже).

Совершенно иное влияние на С. оказывают примеси парамагн. атомов. Благодаряобменному взаимодействию между спином примеси и спинами электронов, образующихкуперовскую пару, рассеяние на такой примеси может привести к переходупары в триплетное состояние (когда спин пары равен 1) и, вследствиеПаулипринципа,к её разрушению. Т. о., введение парамагн. примесей в образецприводит к подавлению С. При очень малой концентрации таких примесей (l_s- длина свободного пробега с переворотом спина) уменьшениеТ_соказывается обратно пропорциональнымl_s:

Когда кон-ция парамагн. примесей достигает нек-рого критич. значенияс_криl_sстановится порядка (с_кр~ неск. атомных %),Т_собращается в нуль(исключение составляютмагнитные сверхпроводники).

При введении в сверхпроводник парамагн. примеси энергетич. щель в спектре электронов обращается в нуль несколько раньше, чемТ_с,при кон-ции 0,915 с_кр. В узком диапазоне кон-ций 0,915с_кр< с < с_крреализуется необычное состояниебесщелевой С. (А. А. Абрикосов, Л. П. Горьков, 1960), когда явление С.

Рис. 8. Зависимость одноэлектронной плотности состояний в сверхпроводнике от энергии е при различных концентрациях парамагнитных примесей. Возрастаниеномеров кривых 1-6 идёт в порядке уменьшения концентрации примесей. Кривые1-3 соответствуют бесщелевой сверхпроводимости. Зависимость, описываемаямоделью БКШ, выделена пунктиром. (Плотность состояний в нормальном металле , -параметр порядка при Т = 0.)

Магн. примеси не только уменьшают энергию связи куперовских пар, нои приводят к определённому их распределению по энергиям связи. В результатене все куперовские пары имеют одинаковую энергию и пребывают в конденсате- часть из них имеет меньшие энергии связи и находится в возбуждённом состоянии. не определяет величину щели в энергетич. спектре. Наиб. отчётливо это проявляетсяв режиме бесщелевой С., когда бозе-конденсат ещё существует, а спектр электронныхвозбуждений уже становится бесщелевым.

Парамагн. примеси не единств. источник разрушения куперовских пар. Любоевозмущение, неинвариантное относительно замены знака времени в гамильтонианесистемы, приводит к тому же эффекту. Куперовские пары являются суперпозициейсостояний электронов с противоположными импульсами и спинами, к-рые переходятдруг в друга при инверсии времени , поэтому возмущение, неинвариантное относительно этого преобразования, Найтовский сдвиг. Частотаядерного магнитного резонанса(ЯМР)для одного и того же ядра зависит от того, входит ли оно в состав диэлектрикаили металла. В металле вероятность нахождения электронов проводимости вблизиядра несколько возрастает. Эти электроны намагничиваются внеш. полем, иэфф. магн. поле, действующее на спин ядра, увеличивается, что приводит(по сравнению с диэлектриком) к т. н. найтовскому сдвигу частоты ЯМР. Посколькумагн. восприимчивость нормального металла практически не зависит от темп-ры, то постоянным остаётся и найтовскийсдвиг. ЯМР можно наблюдать и в сверхпроводниках, если использовать тонкиеплёнки или малые гранулы с характерными размерами, меньшими глубины проникновения .В таких образцах нижеТ_свеличина найтовского сдвигазависит от темп-ры и остаётся конечной даже приТ =0. При этом

где - магн. восприимчивость сверхпроводника приТ= 0,l_so- длина свободного пробега электрона с переворотом спина, обусловленнымспин-орбитальным взаимодействием.На первый взгляд эти проверенныеэкспериментально ф-лы противоречат модели БКШ, т. к. в этой модели приТ =0 все электроны объединены в куперовские пары с полным спином, .Поэтому в сверхпроводнике не должно быть неспаренных электронов, способныхсоздать отклик на слабое внеш. поле, и .В действительности же в малых частицах и тонких плёнках, где наблюдаетсянайтовский сдвиг, весьма существенно рассеяние на границах, в к-ром проявляетсяи спинорбитальное взаимодействие. При учёте этого взаимодействия электронныйспин перестаёт сохраняться, и классификация по полному спину электроннойсистемы S становится невозможной. Даже в осн. состоянии сверхпроводникапоявляется примесь состояний с , что и делает возможным поляризацию в слабом магн. поле.

Высокочастотные свойства. Поглощение эл.-магн. излучения в сверхпроводникеприТ= 0 обусловлено разрушением куперовских пар. Поэтому излучениес частотами отражается от поверхности сверхпроводника (w_п- пороговая частота).Характерные пороговые длины волн для традиционных сверхпроводников лежатв диапазоне 0,1 - 1 мм (w_п~ 10¹¹- 10¹²Гц). Для различие между сверхпроводником и нормальным металлом стирается. Это относитсяк отражению в оптич. диапазоне, однако наличие куперовских пар может приводитьздесь к своеобразномукомбинационному рассеянию света.При отраженииэл.-магн. излучения от поверхности сверхпроводника его спектральный составвключает в себя, кроме основной гармоники (с частотой w₀), стоксовские«сателлиты», соответствующие потере энергии на разрыв пар. Их частоты непрерывнораспределены в диапазоне ,причём их относительная интенсивность чрезвычайно мала. При<0в сверхпроводнике имеются неспаренные электроны, к-рые могут поглощатьэл.-магн. кванты любой частоты, и описанные выше пороговые явления размываются.

Рис. 9. Изменение температурной зависимости энергетической щели при поглощении высокочастотного электромагнитного излучения в случае тонкой сверхпроводящей плёнки.

Высокочастотное,, эл.-магн. поле большой интенсивности при воздействии на сверхпроводникможет привести к повышению критич. темп-рыТ_ссверхпроводящегоперехода (Г. М. Элиашберг, 1970). Если образец поддерживать при темп-ренесколько вышеТ_sи облучать, то он может скачком перейтив сверхпроводящее состояние с конечной (В. М. Дмитриев и др., 1966) (рис. 9). Роль эл.-магн. волны может игратьи мощная звуковая волна подходящей частоты.

Частоты ультразвука, к-рые можно реально генерировать в сверхпроводнике, 9 Гц, что намного меньше пороговой частоты w_п~ 10¹¹Гц. Поэтому при в поглощении ультразвука могут принимать участие лишь неспаренные электроны(число к-рых экспоненциально мало) и в этом случае коэф. поглощения звукаоказывается значительно меньше, чем в нормальном металле.

Флуктуационные явления. Появление термодинамически неравновесных куперовскихпар (сверхпроводящих флуктуации) при темп-pax вышеТ_сприводитк тому, что сверхпроводник, пребывая ещё в своей нормальной фазе, как бызаранее «предчувствует» приближение сверхпроводящего перехода. В непосредственнойокрестности вышеТ_смогут заметно возрастать его проводимостьи теплоёмкость, коэф. поглощения звука, термоэдс и коэф. Холла и др. Увеличениетеплоёмкости сглаживает скачок, имеющий место в самой точке перехода. Длячистого массивного сверхпроводника область темп-р ,в к-рой существенно влияние флуктуации, можно оценить как - параметр Гинзбурга - Леванюка, показатель степени зависит от размерностисистемы]. Эти эффекты становятся гораздо более заметными в сплавах и низкоразмерныхсверхпроводниках благодаря уменьшению эфф. корреляц. длины и степени впараметре Гинзбурга - Леванюка. Для аморфных плёнок и нитевидных кристаллов(вискеров) флуктуационная область темп-р расширяется вплоть до .Избыточная проводимость тонкой аморфной плёнки толщинойdпри<Т_с

Эта поправка обусловлена дополнительным, по сравнению с одноэлектронным, переноса заряда флуктуационно возникающими куперовскими парами(прямой вклад Асламазова - Ларкина, или парапроводимость). Сверхпроводящиефлуктуации определяют тонкую структуру аномалий вольт-амперных характеристиктуннельных и джозефсоновских контактов, длинные «хвосты» в диамагн. восприимчивостии др. явления в сверхпроводящих системах вблизиТ_с.

Лит.:Д е Жен П., Сверхпроводимость металлов и сплавов, пер. А.