Дослідження ВТНП-плівок

. (1.5.3)

При дальшому збільшенні поля проникання магнітного потоку всередену зразка відбувається у вигляді віддалених одної від одної вихрьових ниток, створюючих структуру типу гратки з дуже великим періодом. В полях, близьких Нс2 , в вузлах решітки поле 2 рівне нулю, а магнітне поле має максимальне значення і практично відсутнє в проміжках між нитками ( надпровідна фаза ).

При достатньому віддалені ниток однієї від одної їх можна вважати незалежними і розглядати одну окрему нитку. По структурі вихрьова нитка складається в основному з двох областей: центральної циліндричної області з діаметром, приблизно рівним довжині когерентності 0. В цій області густина надпровідних електронів виростає від нуля до одиниці. Цю внутрішню область охоплює зовнішня циліндрична область, з радіусом порядка глибини

Рис.1.5.2. Ізольована вихрьова нитка Абрикосова: Вz-лінії магнітного поля; j-замкнуті лінії надпровідного струму.

проникнення L, магнітного поля. В цій області циркулюють незатухаючі струми, необхідні для створення одного кванту Ф0 магнітного потоку. Структура ізольованої вихрьової нитки показана на рис.1.5.2.

Енергія одиниці довжини нитки визначається виразом

(1.5.4)

Випливає, що без врахування взаємодії ниток енергія N вихрьових ниток, які перетинають одиницю площі, рівна NS. Вільна енергія надпровідника визначається виразом

. (1.5.5)

При слабкому зовнішньому полі вільна енергія F додатня і утворення вихрів невигідно, але при HHФ, де HФ визначено рівністю (1.5.3), вона стає від’ємною і утворення вихрів вигідно.

Якщо в нульовому магнітному полі Fn - густина енергії нормального стану, а Fs0 - густина енергії надпровідного змішаного стану надпровідника другого роду, їх різниця визначає так зване критичне термомагнітне поле за допомогою рівності:

. (1.5.6)

Для надпровідників першого роду це співвідношення визначає істинне критичне поле Нст=Нс. Для надпровідників другого роду значення Нст характеризує тільки допоміжну величину.

Умова термодинамічної рівноваги змішаного стану надпровідника другого роду зводиться до вимоги, щоб поле в його нормальній фазі було рівним критичному термодинамічному полю Нст. Це поле виражається через параметри L, -0 і Ф0 рівністю

(1.5.7)

Друге критичне поле Нс2 надпровідника другого роду пов’язане з полем Нст співвідношенням

(1.5.8)

Для матеріалів з довжиною когерентності -0 надпровідність зберігається до дуже великих значень поля Нс2. Наприклад, в сплаві V3Ga при Т=0 критичне поле Нс2=3105 гс.

В полях Н, які неперевищують друге критичне поле, магнітне поле не витісняється з циліндричного зразка. Однак, в області полів Н, які задовільняють нерівності Hc1