Реферат: Сверхпроводимость

Кистории вопроса.[1] Явлениесверхпроводимости впервые наблюдал Камерлинг- Оннес в Лейдене в 1911 г., спустятри года после того, как им впервые был получен жидкий гелий.

/>

Нарис.1 приведены результаты его экспериментов со ртутью. Следует обратитьвнимание на то, что температурный интервал, в котором сопротивление уменьшалосьдо нуля, чрезвычайно узок.

                Электрическое сопротивление в сверхпроводящемсостоянии точно равно нулю или по крайней мере так близко к нулю, что ненаблюдалось ослабления тока в сверхпроводящем кольце в течение более чем годавплоть до прекращения эксперимента. Уменьшение сверхпроводящего тока всоленоиде из Nb0,75Zr0,25изучалось Файлом и Милсом, которыеизмеряли магнитное поле, создаваемое сверхпроводящим током, точным методом ЯМР.Они установили, что время спада сверхпроводящего тока составляет не менее100000 лет. В некоторых сверхпроводящих материалах, особенно в тех, которыеиспользуются для сверхпроводящих магнитов, наблюдались конечные времена спадавследствие необратимых перераспределений магнитного потока в сверхпроводнике.

            Магнитныесвойства сверхпроводников столь же нетривиальны, как и электрические свойства.Нулевое электрическое сопротивление достаточно хорошо характеризуетсверхпроводящее состояние, но не может объяснить его магнитных свойств. Экспериментальнообнаружено, что сверхпроводник в слабом магнитном поле будет вести себя какидеальный диамагнетик, в объеме которого магнитная индукция равна нулю. Еслипоместить образец в магнитное поле и охладить его ниже температуры перехода всверхпроводящее состояние, то магнитный поток, первоначально пронизывающийобразец, окажется вытолкнутым из него. Этот эффект называется эффектомМейснера. Эти уникальные магнитные свойства играют важнейшую роль в описаниисверхпроводящего состояния.

            Известно,что сверхпроводящее состояние представляет собой упорядоченное состояниеэлектронов проводимости металла. Упорядочение заключается в том, что электроны,свободные выше температуры перехода в сверхпроводящее состояние, при охлажденииниже этой температуры связываются в пары. Природа процесса образованияэлектронных пар была впервые объяснена в 1957 г. Бардином, Купером и Шриффером.

            Многиеметаллические элементы периодической системы, а также сплавы,интерметаллические соединения и полупроводники могут переходить всверхпроводящее состояние. Состав и свойства некоторых из них будутрассмотрены ниже.

            Таллийсодержащиевысокотемпературные сверхпроводники, полученные в присутствии некоторыхфторидов металлов.[2] Сравнительнонебольшие плотности критических токов Jс оксидных высокотемпературных сверхпроводников (ВТСП) — одна из главныхпричин, сдерживающих их практическое применение. Поэтому поиски методов синтезасверхпроводников с повышенными плотностями критических токов представляютнесомненный интерес. Одним из путей повышения Jс оксидных ВТСП является введение в них различныхмодифицирующих добавок. Так, модифицирование таллийсодержащих ВТСП некоторымиметаллоксидами приводит к улучшению критических параметров. Некотороевозрастание Jс обнаруженоранее нами [3,4] в таллий содержащих ВТСП, модифицированныхтонкодисперсной платиной.

            Далеерассмотрим особенности синтеза, состав и свойства таллийсодержащих ВТСП,модифицированных смесью фторида бария с металлоксидами, образующимисянепосредственно при твердофазном синтезе, который осуществлялся по схеме: Ba2 + xCa2Cu3Oy + ½ Tl2O3 + xMFn + 2NH4NO3 (868 — 872 °C/10 — 20мин)Þ Tl1223 + xBaF2 + xMO.

Следуетподчеркнуть, что избыток бария х необходим для сохранения стехиометриисверхпроводящей фазы, так как образующийся в результате реакции фторид бария“уводит” его из системы.

            Синтезобразцов фазы Tl1223, модифицированных различным количествами BaF2 и металлоксидов, осуществлялся введением впредварительно подготовленную шихту соответствующего количества (х) фторидаметалла, оксида таллия (III) и нитрата аммония. Шихта готовилась медленной (4 — 6ч)термообработкой смеси оксида меди с нитратами бария и кальция до температуры 720 °С.

            Смесьшихты с оксидом таллия, фторидом металла и нитратом аммония тщательногомогенизировалась в этаноле и высушивалась при температуре  105 °С. Нитрат аммония вводился в смесь с целью улучшения гомогенизации иудержания таллия в системе. Согласно спектрографическим исследованиям [5],взаимодействие нитрата аммония с шихтой приводит к его разложению с потерейаммиака и образованию Ca(OH)2  и Ba(NO3)2, причем соответствующие реакциипроисходят без нагрева смесей. Высушенные смеси прессовались в таблетки поддавлением  2 т/см2  и отжигались притемпературе 868 — 872 °С в течение 10 — 20 мин с последующей закалкой навоздухе. Вследствие обильного газовыделения полученные образцы обладали высокойпористостью. Для уменьшения пористости они подвергались сухому перетиранию,прессовались и повторно отжигались при тех же условиях. Таким способом намиполучены керамические образцы Tl1223  с использованием следующих фторидов металлов: MFn = KF, MgF2, CaF2, BaF2·CaF2 (1:1),SbF3, (NH4)2BeF4, CdF2, MnF2,FeF3, CuF2, ZrOF2,GdF3, HoF3, PbF2,CoF2. Концентрациях для большинства фторидов изменялась в интервале 0,2 — 0,8.

             Длясохранения стехиометрии фазы Tl1223 присинтезе в систему добавляется избыток бария в соответствии с количествомвводимого фторида металла. Предлагаемый способ модифицирования ВТСП реагентами,образующимися непосредственно при твердофазном керамическом синтезе, неприводит к существенному снижению Тс образцов.Критические температуры перехода в сверхпроводящее состояние, характерные длямодифицированных фторидами металлов ВТСП, несколько ниже, чем унемодифицированного Tl1223. Обнаружено, что модифицированные таким путем образцыимеют более высокое содержание сверхпроводящей фазы, меньший размер зерен иобладают более резким переходом в сверхпроводящее состояние по сравнению собразцами, полученными при тех же условиях, но без добавок фторидов. Введениетаких же количеств оксидов при обычном твердофазном синтезе приводит, чащевсего, к существенному снижению температуры сверхпроводящего перехода Тс, увеличению ширины перехода DТс, а иногда и полной потере образцами сверхпроводящихсвойств.

            Характертемпературной зависимости действительной компоненты динамической магнитнойвосприимчивости c в переменном магнитном поле различной амплитудыуказывает на то, что подавляющее бльшинство модифицированных таким способомобразцов Tl1223 и BaF2, образовавшийсяв результате реакции по схеме:BaO + MFn Þ BaF2 + MO. Изменениеконцентрации вводимых фторидов приводит к изменению соотношения интенсивностейотражений, соответствующих BaF2 исверхпроводящей фазе.

            Свойстваподобного типа гранулярных ВТСП могут быть описаны на основе моделимногосвязной сетки джозефсоновских межзеренных контактов [6,7],в которой магнитную восприимчивость можно представить в виде суммы двухвкладов. Первый вклад приписывается проявлению объемной внутризереннойсверхпроводимости, второй, сильно зависящий от величины измерительного поля,обусловлен образованием сверхпроводящей сетки со слабыми связями. В нашемслучае при увеличении поля положение начала перехода, обусловленное сверхпроводимостьювнутри зерен, остается практически неизменным. Разрушающее влияние магнитногополя на систему контактов менее заметно в случае модифицированных образцов.Следовательно, можно предположить, что введение в керамику наряду сметаллоксидом фторида бария изменяет качество слабых межзеренных связей. Такимобразом, модифицирование керамических таллийсодержащих ВТСП фторидами заметноулучшает их сверхпроводящие свойства. Это характерно для всех образцов,модифицированных перечисленными выше фторидами металлов, где, согласнорентгенофазовым исследованиям, наблюдается образование фторида бария совместнос металлоксидом.

            Изисследованных к настоящему времени систем другое поведение наблюдается примодифицировании Tl1223 фторидами свинца и кобальта. При модифицированиифторидом свинца также наблюдается переход фторид-иона к барию, нообразовавшийся оксид свинца реагирует с оксидом кальция. Увеличениеконцентрации вводимого в систему фторида свинца практически не изменяет Тс. Наблюдая температурное поведение магнитнойвосприимчивости для некоторых образцов, модифицированных PbF2, следуетотметить, что увеличение концентрации Ca2PbO4 практическине влияет на температуру сверхпроводящего перехода.

            Микроструктураи сверхпроводящие свойства легированной керамики YBa2Cu3O7-d[8]Спецификавысокотемпературных оксидных сверхпровод-ников как гранулированной среды сослабыми связями между гранулами (зернами) обуславливает принципиальное значениеизучения особенностей микроструктуры, межзеренных примесей и состава границзерен. Несмотря на большой объем сведений о замещениях отдельных катионов врешетке YBa2Cu3O7-d, влияниекомплексных замещений или добавок на сверхпроводящие свойства керамики непредсказуемо в полной мере, так как изменение характеристик имеет неаддитивныйхарактер и простые корреляции отсутствуют. Были изучены структурные,микроструктурные и сверхпроводящие характеристики керамики иттрий-бариевогокупрата с добавками смеси оксидов Sc2-2SrO-3V2O5,соответствующими системе твердых растворов (1-x)YBa2Cu3O7-d-x²ScSr2V3O11² (x = 0 — 0,15).

            Керамическиеобразцы синтезировали из стехиометрических смесей оксидов CuO, Sc2O3,V2O5, и карбонатов BaCO3 и SrCO3. Синтез испекание образцов (с промежуточным перетиранием) проводили на воздухе пристандартных режимах термообработки: Т1 = 900 °С (t =26 ч), Т2 = 930 — 950 °С (t = 45 — 70 ч), с последующим медленным охлаждением соскоростью »10°/мин и дополнительной выдержкойпри 400 °С (t= 10 — 20 ч).

            Образцыизучали методами рентгенофазового анализа (РФА), электронной микроскопии (JEOL — 35CF), микрорентгеноспектрального анализа (МРСА), сверхпроводящиехарактеристики образцов в форме дисков ( диаметром » 9,4 — 10,3 мм и толщиной » 2.8 мм), помещенныхв катушку индуктивности (диаметром 15 мм и длинной 15 мм), измеряли индуктивнымметодом на переменном токе (f= 1 МГц) с использованием измерителя Е7 — 12. Согласно результатам РФА, интервале концентраций х (от 0 до 0,10)образуются твердые растворы с ромбической структурой фазы 123. Следы примеснойфазы Y2Ba2CuO5 обнаружены во всех образцах, примесная фаза BaCuO2  - только при х £ 0,04. Состав примесных фаз проявляющихся при х ³ 0,05, определен методом МРСА и соответствует твердымрастворам Ba2(Cu,Sc)5Oy и Ba(Cu,V)2Oz. По-видимому, этим фазамсоответствуют дифракционные пики 2q = 27,6 и 31 °, интенсивность которых увеличивается с ростом х.

            Перераспределениетока и нормальный переход в сверхпроводящем кабеле [9]Переход внормальное состояние сверхпроводящего кабеля (СК), состоящего из несколькихпараллельно соединенных токонесущих элементов (жил), представляющих собоймноговолоконные композитные сверхпроводники, сопровождается перераспределениемтока между этими элементами. Процесс нормального перехода кабеля имеет рядспецифических особенностей [10], таких как множественное зарождение нормальной зоны(НЗ), аномально быстрое распространение НЗ и ТД, которые не могут бытьобъяснены в рамках стандартной теории.

            Особенностинормального перехода связанные с быстрым перераспределением тока между жиламикабеля исследовались экспериментально. При этом в зависимости от величиныначального тока в одной жиле Iо наблюдались три различных режима перехода СК внормальное состояние, При достаточно малом токе Iо нормальныйпереход одной из жил не приводит к переходу всего СК, а лишь кперераспределению тока между жилами. Полный ток в кабеле при этом остаетсяпостоянным. Если ток Iо превышает некоторое пороговое значение I¢о, топерераспределение тока приводит к зарождению НЗ в других жилах. По мерераспространения по ним НЗ, СК целиком переходит в нормальное состояние, а ток внем медленно (»10 мс) затухает. При еще большем токе Iо>I”о переход внормальное состояние одной из жил приводит к очень быстрому (» 0,1 мс) перераспределению тока между жилами, которое вызывает столь жебыстрый переход в нормальное состояние всего СК. Этот процесс получил влитературе название “fastquench”. Были проведены теоретическиеисследования перехода в нормальное состояние на примере кабеля, состоящего издвух индуктивно связанных сверхпроводящих жил. При этом учитывалосьвзаимодействие распространяющейся НЗ с электромагнитными возмущениями, которыеинициируются в жилах изменяющимся током. Такой процесс привел к эффекту“ускорения” распространяющейся НЗ, а также к возникновению в токонесущемэлементе термомагнитной неустойчивости (ТМН) и к его переходу в нормальноесостояние при токе ниже критического. Учитывалось влияние неоднородностей надинамику нормального перехода СК. Данный подход позволил достаточно полноописать эффекты, наблюдавшиеся в [10] при переходе СК в нормальное состояние.

 Для описания процесса нормального перехода СКвоспользуемся моделью электрической цепи с индуктивной связью. Эквивалентнаяэлектрическая схема СК, состоящего из двух жил, показана на рис.2.

/> /> /> /> /> /> /> /> /> />

Рис. 2

  /> />

I1

  />

R1

  <td/> <td/>

L1

  />

 

r

 

e

 

L2

 

R2

 

I2

 

I

  />/>/>/>/>/>/>/>/>/>/>/>/>/>/>/>/>/>/>/>/>/>/>/>/>/>/>/>/>/>/>/>/>/>                      

Каждаяжила в данной модели обладает индуктивностью (L1, L2) и переменным сопротивлением (R1(t), R2(t)), зависящим от длины участка НЗ. Уравнения Кирхгофадля данной цепи имеют вид:

                        L1I`1 + MI`2 + R1I1 = e — r(I1 + I2),

                        MI`1 + L2I`2 + R2I2 = e — r(I1 + I2),

гдеI1, I2 — токи в жилах, I`1, I`2 — скорости изменения токов, М — коэффициент взаимоиндукции, e — э. д. с. источника тока, r — внешнее сопротивление.

            Нормальнаязона в жилах возникает вблизи “слабых областей” (контактов, дефектов и т. п.),связанных с неоднородными по длине жилы тепло- или электрофизическимисвойствами и играющих роль центров зарождения нормальной фазы. Предположим, чтоцентры зарождения нормальной фазы расположены далеко друг от друга ираспространение возникших в “слабых областях” участков НЗ можно считатьнезависимым. В этом приближении для жилы 1 имеем:

                        R`1 = 2r/A*n1*v[I1(t),I`1(t)] ,

где R`1 = dR1/dt — скорость изменениясопротивления жилы 1, r — ее удельное сопротивление, А — площадь поперечногосечения жилы, n1 — число центров зарождения фазы, на которых возникли участки НЗ, v — скоростьраспространения НЗ, зависящая от I1 и I`1. Аналогичное соотношение имеетместо и для жилы 2.

            РаспространениеНЗ в сверхпроводнике с изменяющимся током имеет ряд особенностей, связанных сисчезновением устойчивого сверхпроводящего состояния при некотором токе Iq(I`) вследствие развития ТМН. В области токов близких к Iq скорость распространения НЗ v резковозрастает. Величина тока Iqсущественно зависит от  I`, что приводит к сильной зависимости v от I`.Получено приближенное выражение для скорости НЗ v(I, I`),которые в адиабатическом пределе a>>1 имеет вид:

                        v = vad*i/Ö1-I-qs,

гдеa — параметр Стекли, vad  - характерная скорость НЗ в адиабатическом пределе, Is — критический ток жилы, i = I/Is, h — коэффициент теплоотвода в охладитель стемпературой То, Тс — критическая температура, Р — периметр жилы. Это выражениедля скорости распространения НЗ применимо при условии малости характерногомасштаба скорости изменения тока Iо. Зависимость qs от I и I` определяетсявеличиной усредненного по сечению жилы электрического поля <E>, индуцируемого в сверхпроводящем состоянии изменяющимся током I, qs a <E>, и при условии потери стабильности сверхпроводящего состояния при токе I = Iq(I`).

            Какотмечалось выше, зарождение НЗ при быстром изменении тока происходит в “слабыхобластях” жилы. Величина тока нормального перехода в “слабой области” I*q(I`)отличается от тока потери устойчивости сверхпроводящего состояния всей жилы Iq(I`) и зависит от природы неоднородности, ее размера и т.д.

            Рядособенностей нормального перехода СК, состоящего из нескольких жил, связан сбыстрым перераспределением транспортного тока между жилами. Механизмперераспределения тока в СК существенно зависит от величины начального тока.Существует три основных режима перераспределения тока в кабеле, каждому изкоторых соответствует определенная динамика нормального перехода.

            Прималом начальном токе возникновение в одной из жил (вследствие каких-либовозмущений) участка НЗ не приводит к нормальному переходу всего кабеля, а НЗ вэтой жиле исчезает, когда ток в ней падает до величины минимального токасуществования нормальной фазы Im (режим перетекания тока). Еслиначальный ток в жилах превышает пороговое значение Io > I*o, то перераспределение тока, возникающее вследствиезарождения НЗ в одной из жил, приводит к частичному переходу остальных жил внормальное состояние (режим медленного перехода). При еще больших начальныхтоках Io > I**oвесь СК переходит в нормальное состояние как целое вследствие развития ТМН(режим быстрого перехода). Для этого режима характерны резкий ростсопротивления жил и быстрое падение тока в кабеле, что в экспериментах можетинтерпретироваться как аномально быстрое распространение НЗ (или аномальнобыстрый переход “fast quench”). Для однородного СК режим медленного переходаисчезает, так как локальное зарождение НЗ в жиле 2 в этом случае невозможно.Тогда перераспределение тока в СК осуществляется либо в режиме перетекания тока(СК остается в сверхпроводящем состоянии), либо в режиме быстрого перехода.Пороговый ток Imaxo  определяет границу областистабильности СК по отношению к тепловым возмущениям. Величина  Imaxo возрастает с увеличением длины кабеля и существеннозависит от эффективной индуктивности жил L. Такимобразом, повышение уровня стабильности СК тесно связанно с необходимостьюуменьшить скорость перераспределения тока между жилами. Экспериментальнопоказано, что при прочих равных условиях величина тока Imaxoмаксимальна для транспонированного кабеля, в котором индуктивная связь междужилами мала.

            Основныебезразмерные параметры, описывающие нормальный переход сверхпроводника сизменяющимся током[11]. Стабильностьсверхпроводников в настоящее время подробно исследована для случая, когдатранспортный ток  I и внешнее магнитное поле В постоянны либо изменяютсяво времени достаточно медленно. Однако для широкого класса сверхпроводящихсистем характерны режимы, в которых ток и поле изменяются с большими скоростямиI` = dI/dt, B` = dB/dt. Нормальный переход таких систем имеет рядособенностей, которые не могут быть описаны стандартной теорией распространениянормальной зоны (НЗ). В частности, при достаточно больших скоростях изменениятока НЗ движется с ускорением, причем ее скорость в десятки раз выше, чем встационарном случае (I = 0). Кроме того, в зависимости от величины Iпереход в нормальное состояние может происходить как локально в одной илинескольких областях сверхпроводника, так и однородно по всей его длине.Эксперименты показали, что локальный нормальный переход одной из жилмногожильного сверхпроводящего кабеля может приводить к нормальному переходукабеля при токе меньшем критического, причем при определенных условиях этотпереход происходит с аномально высокой скоростью. Эти особенности нормальногоперехода в нестационарных условиях (I`¹ 0,      B`¹ 0) могут бытькачественно объяснены взаимодействием распространяющейся НЗ с термомагнитнымивозмущениями, инициируемыми в сверхпроводнике изменением тока I илимагнитного поля В. При определенных условиях термомагнитные возмущения приводятк развитию термомагнитной неустойчивости (ТМН), и сверхпроводник переходит внормальное состояние при токе нормального перехода Iq(I`,B`) меньшимкритического тока Is. Как известно, основным безразмерным параметром,описывающим нормальный переход в стационарных условиях (I` = 0, B` = 0), является параметр Стекли a. Параметр a определяет интервал метастабильности сверхпроводникапо току, в котором может происходить распространение НЗ, а также устанавливаетхарактерные величины скорости распространения НЗ и энергии критическихвозмущений. Однако для описания нормального перехода в нестационарных условияходного параметра a оказывается недостаточно.

Ускорениенормальной зоны. Параметр b. Особенности распространения НЗ в сверхпроводнике сизменяющимся током (I`¹ 0 ,B` = 0) связаны со взаимодействием термомагнитных возмущений с движущейся NSграницей. Эти возмущения приводят к разрушению устойчивого сверхпроводящегосостояния при токе нормального перехода Iq(I`)<Is. Вблизи Iq скорость распространения НЗ v резковозрастает, а ее величина существенно зависит от I`.

            Какизвестно, ток нормального перехода Iq уменьшается с ростом I`, причемзаметное отличие величины Iq от критического тока Is возникает при I`³I`o, где I`o — характерная скорость изменения тока. При I`£ I`o переход сверхпроводника внормальное состояние описывается стандартной теорией распространения НЗ. При I`³I`oНЗ движется с заметным ускорением,приводящим к резкому возрастанию ее скорости по сравнению со стационарнымрежимом. Несмотря на то, что скорость НЗ v(t) существеннозависит от времени, представление о распространении НЗ сохраняет физическийсмысл, если скорость изменения тока не слишком велика. Ограничение на I`следует из простых физических соображений: характерное время изменения тока I должнобыть больше характерного времени релаксации температуры в сверхпроводнике th т. е. I`£ I/th. Полагая для оценки I ~ Is,представим это условие в виде I£b-1I`o,где

                                    b = I`o th/Is

— безразмерный параметр, характеризующий свойства сверхпроводника. При численнойоценке b ~ 10-4 ¸ 10-2. Вследствие малости параметра b процесс нормального перехода может быть описан распространяющейся сускорением НЗ в широком интервале скоростей изменения тока I`o£I`£b-1I`o

            Локальноезарождение нормальной зоны. Параметр g. Наблюдавшееся экспериментально локальное зарождение НЗпри быстром изменении тока связано с существованием в сверхпроводнике “слабыхобластей” с ухудшенными электро- или теплофизическими свойствами, играющих рольцентров зарождения фазы. Термомагнитные возмущения приводят к разрушению сверхпроводящегосостояния в “слабой области” при токе I*q(I`), который может бытьсущественно меньше тока нормального перехода всего образца Iq(I`), который может быть существенно меньше токанормального перехода всего образца. Дальнейшее развитие процесса нормальногоперехода зависит от скорости изменения тока и длины образца L.Вблизи центра зарождения фазы              (“ слабой области”) существуетопределенная “корреляционная” область длины Lcorr, внутри которой данная “Слабая область”может влиятьна процессы зарождения и распространения НЗ. Если длина образца мала L£Lcorr то зависимости от величины I` нормальныйпереход может происходить как локально, с последующим распространением НЗ, таки “глобально”. Если длина образца велика L³Lcorr то нормальныйпереход сверхпроводника может носить только “глобальный”характер и связан сразвитием ТМН во всем образце. В связи с вышесказанным для описания нормальногоперехода сверхпроводника со “слабой областью” удобно ввести безразмерныйпараметр 

                                    g = L/Lcorr

которыйопределяет конкретный режим нормального перехода сверхпроводника при данной I`.

            Нормальныйпереход сверхпроводящего кабеля. Параметр d. Нормальный переход многожильного сверхпроводящегокабеля (СК) сопровождается быстрым перераспределением тока между жилами,обусловленным сильной индуктивной связью между ними. Таким образом нормальныйпереход СК происходит в существенно нестационарных условиях (I`¹0). Зарождение НЗ в одной из жил вследствиевзаимодействия теплового возмущения приводит к вытеснению тока из нее всоседние жилы. В зависимости от величины начального тока в одной жиле Io, вСК могут возникать различные режимы перераспределения тока. При достаточномалом начальном токе Io перераспределение тока не приводит к нормальномупереходу всего СК, а сверхпроводящее состояние восстанавливается. Еслиначальный ток Io превышает пороговое значение Imaxo, топерераспределение тока приводит к зарождению НЗ “в слабых областях”соседних жили последующему нормальному переходу всего кабеля. Пороговый ток

                                    Imaxo = Is d1/7

определяет границу области стабильности СК поотношению к тепловым возмущениям. Здесь Is - критический ток жилы, d - безразмерный параметр,зависящий от свойств СК и его длины:

                                    d = L/Lind,

где Lind - характерная “индуктивная”длина СК, на которой индуктивное перераспределение тока между жилами СКперестает влиять на его стабильность по отношению к тепловым возмущениям.

            Параметр Стекли a, характеризующийстационарную стабильность, устанавливает интервал метастабильностисверхпроводника по току, в котором возможно распространение НЗ, а такжехарактерные величины ее скорости и энергии критических возмущений. Для описанияособенностей нормального перехода сверхпроводника в нестационарных условиях (I`¹0, B`=0) требуется привлечение ряда дополнительных параметров,описаных выше.
                        Список литературы:

 

1.    КиттельЧ. Введение вфизику твердого тела. — М. Наука,1978

2.   В. Е. Волков, Ю. Г.Ковалев, Н. П. Фокина, И Ю. Данилов — Сверхпроводимость,1994, т. 7 №5, с.876.

3.   Бидман Т. А., Волков В.Е., Данилов И. Ю., Иванова Н. Б., Овчинников С. Г.Б Чернов В. К. — В кн. Тез.докл. III Всесоюзн. конф. по высокотемпер. сверхпроводимости. — Киев, 1989,т III, с.43

4.   Бидман Т. А., Волков В.Е., Вершинина и др. — СФХТ, 1990, т.3. №1, с.73-74.

5.   Долгополова М. В., ЖароваЛ. А., Волков В. Е. — ЖНХ, 1991, т.36, с.2661.

6.   IshidaT.,Mazaki H. — Appl.Phys.,1981, v. 52, N11, p.6798

7.   MazakiH.,Nakano M., Kanno R., Takeda Y. — Jap. J. Appl. Phes. Lett ., 1987, v. 26, №5, p.780.

8.   Фуралева К. И., ПрутченкоС. Г., Политова Е. Д. — Сверхпроводимость,1995, т. 8, №5 — 6, с 702.

9.   Бузиков Н. А., Пухов А.А., Рахманов А. Л. — Сверхпроводимость, 1994, т. 7, №5, с. 776

10.  Vysotsky V. S., KrooshoopH. J. G., Mulder G. B. J. — Ibid., p. 743.

11.  Бузников Н. А., Пухов А.А. — Сверхпроводимость, 1995, т. 8, № 5 — 6, с. 738