Сверхпроводник типа 1.5 - Type-1.5 superconductor

Сверхпроводники типа 1.5 многокомпонентные сверхпроводники, характеризующиеся двумя или более длины когерентности, по крайней мере один из которых короче магнитного поля длина проникновения ${displaystyle lambda}$, и хотя бы один из них длиннее. В этом отличие от однокомпонентных сверхпроводников, где есть только одна длина когерентности ${displaystyle xi}$ и сверхпроводник обязательно относится к типу 1 (${displaystyle xi> лямбда}$) или введите 2 (${displaystyle xi <лямбда}$) (часто длина когерентности определяется дополнительными ${displaystyle 2 ^ {1/2}}$ фактор, при таком определении соответствующие неравенства имеют вид ${displaystyle xi> {sqrt {2}} лямбда}$ и ${displaystyle xi <{sqrt {2}} лямбда}$). При помещении в магнитное поле сверхпроводники типа 1.5 должны образовывать квантовые вихри: возбуждения, переносящие магнитный поток. Они позволяют магнитному полю проходить через сверхпроводники за счет вихревой циркуляции сверхпроводящих частиц (электронных пар). В сверхпроводниках типа 1.5 эти вихри обладают дальнодействующим притягивающим и короткодействующим отталкивающим взаимодействием. Как следствие, сверхпроводник типа 1.5 в магнитном поле может образовывать разделение фаз на домены с вытесненным магнитным полем и кластеры квантовых вихрей, которые связаны между собой силами притяжения между вихрями. Домены Государство Мейснера сохраняют двухкомпонентную сверхпроводимость, в то время как в вихревых кластерах подавляется одна из сверхпроводящих компонент. Таким образом, такие материалы должны обеспечивать сосуществование различных свойств сверхпроводников типа I и типа II.

Детальное объяснение

Сверхпроводники типа I полностью удалить внешние магнитные поля, если сила приложенного поля достаточно мала. Кроме того, сверхток может течь только по поверхности такого сверхпроводника, но не внутри его. Это состояние называется Государство Мейснера. Однако при повышенном магнитном поле, когда энергия магнитного поля становится сопоставимой с энергией сверхпроводящей конденсации, сверхпроводимость разрушается за счет образования макроскопически крупных включений несверхпроводящей фазы.

Сверхпроводники II типа, Кроме Государство Мейснера, обладают другим состоянием: достаточно сильное приложенное магнитное поле может создавать токи внутри сверхпроводника из-за образования квантовые вихри. Вихри также переносят магнитный поток через внутреннюю часть сверхпроводника. Эти квантовые вихри отталкиваются друг от друга и, таким образом, стремятся образовывать однородные вихревые решетки или жидкости.^[1] Формально вихревые решения существуют и в моделях сверхпроводимости I типа, но взаимодействие между вихрями чисто притягивающее, поэтому система многих вихрей неустойчива по отношению к коллапсу в состояние единственного гигантского нормального домена со сверхтоком, текущим по его поверхности. Что еще более важно, вихри в сверхпроводнике I типа энергетически невыгодны. Для их создания потребовалось бы приложение магнитного поля, более сильного, чем может выдержать сверхпроводящий конденсат. Таким образом, сверхпроводник типа I переходит в несверхпроводящие состояния, а не образует вихри. В обычном Теория Гинзбурга – Ландау, только квантовые вихри с чисто отталкивающим взаимодействием энергетически достаточно дешевы, чтобы их вызывать приложенным магнитным полем.

Было предложено^[2] что дихотомия типа I / типа II может быть нарушена в многокомпонентных сверхпроводниках, которые обладают множеством длин когерентности.

Примеры многокомпонентной сверхпроводимости - многополосные сверхпроводники. диборид магния и оксипниктиды и экзотические сверхпроводники с нетривиальным куперовским спариванием. Здесь можно выделить два или более сверхпроводящих компонента, связанных, например, с электронами, принадлежащими разным зонам. ленточная структура. Другой пример двухкомпонентных систем - это спроецированные сверхпроводящие состояния жидкости. металлический водород или дейтерий, когда теоретически предсказывались смеси сверхпроводящих электронов и сверхпроводящих протонов или дейтронов.

Также было указано, что системы, которые имеют фазовые переходы между различными сверхпроводящими состояниями, например между ${displaystyle s}$ и ${displaystyle s + is}$ или между ${displaystyle U (1)}$ и ${displaystyle U (1) imes U (1)}$ в общем случае должен попадать в состояние типа 1.5 вблизи этого перехода из-за расхождения одной из длин когерентности.

Сводка свойств сверхпроводника типа 1.5.^[3]

	Сверхпроводник типа I	Сверхпроводник II типа	Сверхпроводник типа 1.5
Характерные шкалы длины	Характерный масштаб длины вариации магнитного поля (Лондонская глубина проникновения ) меньше характерного масштаба изменения плотности конденсата (длина сверхпроводящей когерентности ) ${displaystyle {sqrt {2}} лямбда$	Характерный масштаб длины вариации магнитного поля (лондонская глубина проникновения) больше характерного масштаба вариации плотности конденсата (сверхпроводящей длины когерентности) ${displaystyle {sqrt {2}} лямбда> xi}$	Два характерных масштаба изменения плотности конденсата ${displaystyle xi _ {1}}$, ${displaystyle xi _ {2}}$. Характерный масштаб изменения магнитного поля меньше одного из характерных масштабов изменения плотности и больше другого характерного масштаба изменения плотности ${displaystyle xi _ {1} <{sqrt {2}} лямбда$
Межвихревое взаимодействие	Привлекательный	Отталкивающий	Привлекательный на большом расстоянии и отталкивающий на ближнем
Фазы в магнитном поле чистого объемного сверхпроводника	(1) состояние Мейснера при малых полях; (2) Макроскопически большие нормальные домены при больших полях. Фазовый переход первого рода между состояниями (1) и (2)	(1) состояние Мейснера при малых полях, (2) вихревые решетки / жидкости при больших полях.	(1) Мейснеровское состояние при низких полях (2) «Полумейсснеровское состояние»: вихревые кластеры, сосуществующие с мейсснеровскими доменами в промежуточных полях (3) Вихревые решетки / жидкости в больших полях.
Фазовые переходы	Фазовый переход первого рода между состояниями (1) и (2)	Фазовый переход второго рода между состояниями (1) и (2) и фазовый переход второго рода между состоянием (2) в нормальное состояние	Фазовый переход первого рода между состояниями (1) и (2) и фазовый переход второго рода между состоянием (2) в нормальное состояние.
Энергия сверхпроводящей / нормальной границы	Положительный	Отрицательный	Отрицательная энергия границы сверхпроводник / нормальный внутри вихревого кластера, положительная энергия на границе вихревого кластера
Самое слабое магнитное поле, необходимое для образования вихря	Больше, чем термодинамическое критическое магнитное поле	Меньше, чем термодинамическое критическое магнитное поле	В некоторых случаях магнитное поле больше критического для одиночного вихря, но меньше критического магнитного поля для вихревого кластера.
Энергия E (N) N-квантов аксиально-симметричных вихревых растворов	E (N) / N	E (N) / N> E (N – 1) / (N – 1) для всех N, т.е. N-квантовый вихрь распадается на 1-квантовые вихри.	Имеется характерное число квантов потока Nc такое, что E (N) / N c и E (N) / N> E (N – 1) / (N – 1) для N> Nc, N-квантовый вихрь распадается на вихревой кластер

Сверхпроводник типа 1.5 в смесях независимо сохраняющихся конденсатов

Для многокомпонентных сверхпроводников с так называемой симметрией U (1) xU (1) модель Гинзбурга-Ландау представляет собой сумму двух однокомпонентных моделей Гинзбурга-Ландау, связанных векторным потенциалом ${displaystyle A}$ :

${displaystyle F = sum _ {i, j = 1,2} {frac {1} {2m}} | (abla -ieA) psi _ {i} | ^ {2} + alpha _ {i} | psi _ { i} | ^ {2} + eta _ {i} | psi _ {i} | ^ {4} + {frac {1} {2}} (abla imes A) ^ {2}}$

куда ${displaystyle psi _ {i} = | psi _ {i} | e ^ {iphi _ {i}}, i = 1,2}$ два сверхпроводящих конденсата. В случае, если конденсаты связаны только электромагнитным способом, т.е. ${displaystyle A}$ модель имеет три шкалы длины: Лондонскую длину проникновения ${displaystyle lambda = {frac {1} {e {sqrt {| psi _ {1} | ^ {2} + | psi _ {2} | ^ {2}}}}}}$ и две длины когерентности ${displaystyle xi _ {1} = {frac {1} {sqrt {2alpha _ {1}}}}, xi _ {2} = {frac {1} {sqrt {2alpha _ {2}}}}}$. В этом случае вихревые возбуждения имеют ядра в обоих компонентах, которые соцентрированы из-за электромагнитной связи, опосредованной полем. ${displaystyle A}$. Необходимым, но не достаточным условием возникновения режима типа 1.5 является ${displaystyle xi _ {1}> лямбда> xi _ {2}}$.^[2] Дополнительное условие термодинамической устойчивости выполняется для ряда параметров. Эти вихри имеют немонотонное взаимодействие: они притягиваются друг к другу на больших расстояниях и отталкиваются друг от друга на малых.^[2][3][4]Было показано, что существует ряд параметров, при которых эти вихри являются достаточно энергетически выгодными, чтобы их можно было возбудить внешним полем, несмотря на взаимодействие притяжения. Это приводит к образованию особой сверхпроводящей фазы в слабых магнитных полях, получившей название «полу-мейсснеровского» состояния.^[2] Вихри, плотность которых определяется плотностью приложенного магнитного потока, не образуют регулярной структуры. Вместо этого они должны иметь тенденцию образовывать вихревые «капли» из-за дальнодействующего притягивающего взаимодействия, вызванного подавлением плотности конденсата в области вокруг вихря. Такие вихревые кластеры должны сосуществовать с участками безвихревых двухкомпонентных мейсснеровских доменов. Внутри такого вихревого кластера компонент с большей длиной когерентности подавляется: так, что компонент имеет заметный ток только на границе кластера.

Сверхпроводимость типа 1.5 в многополосных системах

В двухзонный сверхпроводник электроны в разных зонах не сохраняются независимо, поэтому определение двух сверхпроводящих компонентов различается. Двухзонный сверхпроводник описывается следующей моделью Гинзбурга-Ландау.^[5]

${displaystyle F = sum _ {i, j = 1,2} {frac {1} {2m}} | (abla -ieA) psi _ {i} | ^ {2} + alpha _ {i} | psi _ { i} | ^ {2} + eta _ {i} | psi _ {i} | ^ {4} -eta (psi _ {1} psi _ {2} ^ {*} + psi _ {1} ^ {* } psi _ {2}) + gamma [(abla -ieA) psi _ {1} cdot (abla + ieA) psi _ {2} ^ {*} + (abla + ieA) psi _ {1} ^ {*} cdot (abla -ieA) psi _ {2}] + u | psi _ {1} | ^ {2} | psi _ {2} | ^ {2} + {frac {1} {2}} (abla imes A ) ^ {2}}$

где снова ${displaystyle psi _ {i} = | psi _ {i} | e ^ {iphi _ {i}}, i = 1,2}$ два сверхпроводящих конденсата. В многополосных сверхпроводниках, как правило, ${displaystyle eta eq 0, gamma eq 0}$.Когда ${displaystyle eta eq 0, gamma eq 0, u eq 0}$ Тремя масштабами проблемы снова являются длина лондонского проникновения и две длины когерентности. Однако в этом случае длины когерентности ${displaystyle {ilde {xi}} _ {1} (alpha _ {1}, eta _ {1}, alpha _ {2}, eta _ {2}, eta, gamma, u), {ilde {xi}} _ {2} (альфа _ {1}, эта _ {1}, альфа _ {2}, эта _ {2}, эта, гамма, u)}$ связаны со «смешанными» комбинациями полей плотности.^[3][4][6]

Микроскопические модели

Сообщается о микроскопической теории сверхпроводимости типа 1.5.^[4]

Текущие экспериментальные исследования

В 2009 г. опубликованы результаты экспериментов.^[7][8][9] утверждая, что диборид магния может попасть в этот новый класс сверхпроводимости. Для этого состояния был придуман термин сверхпроводник типа 1.5. Дополнительные экспериментальные данные, подтверждающие этот вывод, были представлены в ^[10]. Более поздние теоретические работы показывают, что тип 1.5 может быть более общим явлением, потому что он не требует материала с двумя действительно сверхпроводящими полосами, но также может возникать в результате даже очень небольшого эффекта межзонной близости.^[6] и устойчив при наличии различных межзонных связей, таких как межзонная связь Джозефсона.^[3][11]В 2014 году экспериментальное исследование показало, что Sr2RuO4 является сверхпроводником типа 1.5.^[12]

Нетехническое объяснение

В сверхпроводниках типа I и типа II картина потоков заряда кардинально отличается. Тип I имеет два определяющих состояние свойства: отсутствие электрического сопротивления и тот факт, что он не позволяет внешнему магнитному полю проходить через него. Когда к этим материалам применяется магнитное поле, сверхпроводящие электроны создают сильный ток на поверхности, который, в свою очередь, создает магнитное поле в противоположном направлении. Внутри этого типа сверхпроводника внешнее магнитное поле и поле, создаваемое поверхностным потоком электронов, в сумме равны нулю. То есть они нейтрализуют друг друга. В сверхпроводящих материалах типа II, где сложный поток сверхпроводящих электронов может происходить глубоко внутри. В материал типа II может проникать магнитное поле, переносимое вихрями, образующими вихревую решетку Абрикосова. В сверхпроводнике типа 1.5 есть как минимум два сверхпроводящих компонента. Там внешнее магнитное поле может образовывать скопления плотно упакованных вихревых капель, потому что в таких материалах вихри должны притягиваться друг к другу на больших расстояниях и отталкиваться на малых масштабах длины. Поскольку притяжение возникает из-за перекрытия ядра вихря в одном из сверхпроводящих компонентов, этот компонент будет обеднен в вихревом кластере. Таким образом, вихревой кластер будет представлять два конкурирующих типа суперпотока. Один компонент будет образовывать вихри, сгруппированные вместе, а второй компонент будет создавать сверхток, текущий по поверхности вихревых кластеров, подобно тому, как электроны текут по внешней стороне сверхпроводников I типа. Эти вихревые кластеры разделены «пустотами», в которых нет ни вихрей, ни токов, ни магнитного поля.^[13]

Анимации сверхпроводящего поведения типа 1.5

Фильмы из численного моделирования состояния полумейсснера, в котором мейсснеровские домены сосуществуют с кластерами, в которых вихревые капли образуются в одних сверхпроводящих компонентах и ​​макроскопические нормальные домены в другом.^[14]

Смотрите также

Рекомендации

внешняя ссылка

Анимации из численных расчетов образования вихревых кластеров доступны по ссылке "Численное моделирование образования вихревых кластеров в сверхпроводниках типа 1.5. "