Единое окно доступа к образовательным ресурсам

"Сверхпроводимость электричества" как понятие о сверхъестественном явлении, тогда как в действительности, оно есть метастабильное сверхдианамагничивание веществ

Голосов: 2

Выполнен анализ основных экспериментов, их интерпретаций и множества теорий так называемой "сверхпроводимости электрического тока" в металлах и других твердых телах при низких (криогенных) температурах. Показана ошибочность представлений о "сверхпроводимости". Доказывается, что явление, названное Камерлинг-Онессом сверхпроводимостью, не является таковым и оно не обусловлено невероятной сверхтекучестью электронов в теле. Утверждается, что обнаруженное К-Онессом явление есть метастабильная диаполяризация электронной структуры атомов и, как следствие этого, сверхдианамагниченность всего тела. Изложена оригинальная модель микроскопической теории сверхмагнетизма. Разрабатываемый автором подход к созданию новой теории сверхдианамагничиваемости веществ при низких закритических температурах представляется более адекватным физической природе этого явления, что очевидно позволит решить многие принципиальные вопросы науки и практики использования сверхдиамагнетизма в технике будущего. Для инженерно-технических, научных работников, аспирантов и студентов, занимающихся или интересующихся проблемами физики и технологий производства новой техники.

Приведенный ниже текст получен путем автоматического извлечения из оригинального PDF-документа и предназначен для предварительного просмотра.
Изображения (картинки, формулы, графики) отсутствуют.
    электрона, в направлении перпендикулярном плоскости орбиты,
т.е. вдоль оси орбиты, равна
                                    2 Pm.орб
                           H орб =       3
                                              .
                                       r
      Теперь, если на вещество (магнетик) воздействовать одно-
родным магнитным полем Н, то по мере его увеличения внутри
тела напряженность H ′ возрастает от H ′ = 0 до H ′ . При этом в
контуре орбиты электрона возникает магнитная индукция В, соз-
дающая дополнительный магнитный момент ΔPm, направленный
против внешнего магнитного поля Н, и вращательный механиче-
ский момент
                              e r 2 dH          dω
                     Lорб = −            = mr 2    .
                              c 2 dt            dt
                              e
      Отсюда dω = Δω = −          H .Знак минус в этом выражении
                             2mc
означает, что дополнительный орбитальный магнитный момент
ΔPm орб во внешнем магнитном поле Н направлен против этого
поля. Величина ΔPm определяется по формуле [30]:
                         er 2         e2r 2
               ΔPm.орб =      Δω = −         H = −ΔH орб .
                          2c          4mc
      Свойство атомных электронов создавать дополнительный
магнитный момент ΔPm орб, направленный против поля Н, называ-
ется диамагнетизмом.
      У диамагнетика дополнительному магнитному моменту
ΔPm орб соответствует дополнительное магнитное поле –ΔНорб то-
го же минусового знака что увеличивает результирующее маг-
нитное поле внутри обычного диамагнетика.
      Известно, что электрон обладает кроме орбитальных маг-
нитного и механического (вращательного по орбите) моментов, а
также аналогичных дополнительных орбитальных моментов во
внешнем магнитном поле, еще и спиновыми магнитными и меха-
ническими моментами от вращения вокруг собственной оси или
внутри орбитального пространства (тороида), см. рис. 11.
      Следовательно, электроны атома без воздействия на них
внешнего магнитного поля Н, обладают (в векторном выражении)
суммарным моментом магнитных сил


                               91


                          P mΣ = P m орб + P m спин
и суммарным моментом механических сил
                            L Σ = L орб + L спин .
     Магнитные и механические моменты сил электрона в нор-
мальном состоянии атомов уравновешивают друг друга, обеспе-
чивая стабильность орбит электронов.
     В случае действия внешнего магнитного поля Н появляются
ΔPm орб и ΔPm спин, тогда
          P mΣ = ( P m орб + Δ P m орб ) + ( Рm спин + Δ P m спин ) =
                         = P m + Δ P m орб + Δ P m спин .
     В результате магнитное поле одного электрона равно
              Н Σ = Н орб + Δ Н орб + Н спин + Δ Н спин .
     После устранения внешнего поля Н (Н=0) у магнетика еще
некоторое время, зависящее от температуры тела, сохраняется
остаточная намагниченность
                   M ост = Н m + Δ H орб + Δ Н спин .
     На устранение остаточной намагниченности требуется оп-
ределенная коэрцитивная сила, т.е. магнитное поле противопо-
ложного направления. Так появляется петля гистерезиса при пе-
ремагничивании.
     Аналогично вышеизложенному суммарный механический
момент LΣ атомного электрона под действием внешнего поля Н
равен
               L Σ = ( L орб + Δ L орб ) + ( L спин + Δ L спин )
или
                       L Σ = L + Δ L орб + Δ L спин .
     С целью выяснения вклада в магнитные свойства орбиталь-
ного и спинового движений электрона необходимо сопоставить
соотношения соответствующих магнитных и механических мо-
ментов электронов. Как уже указывалось
                              Pm орб        e
                                       =          .
                               Lорб       2mc
     Теоретические исследования и экспериментальные сведения
показали, что спиновый механический момент электрона в атоме


                                 92


Lспин в два раза меньше его минимального орбитального механи-
                                   1 h
ческого момента Lорб и равен            , а спиновый магнитный мо-
                                   2 2π
мент Pm спин равен орбитальному магнитному моменту
                    eh
Pm спин = Pm орб =      (h – постоянная Планка).
                   4πmc
      Отношение
                            Pm спин     e
                                     =     ,
                             Lспин     mc
что в два раза больше соотношения для орбитальных моментов.
Из этого следует, что спиновое движение электрона вносит
больший удельный вклад в намагничивание атомов вещества и
магнитного тела в целом, чем Pm орб. Однако важнейшую роль в
создании магнетизма имеет орбитальный механический момент
Lорб, т.к. он приводит к прецессии (смещению) некоторых элек-
тронных пар атомов под действием внешнего поля Н, что создает
в теле собственное, внутреннее магнитное поле Нвн.
      Так как L Σ ≠ L , то Δ L Σ = Δ L орб + Δ L спин , где ΔLорб>ΔLспин,
есть движущая сила, разворачивающая некоторые парные элек-
троны атома, создавая этим атомное магнитное поле На или на-
магниченность Ма, направленную параллельно (в направлении
или против) направлению внешнего поля Н. Так поатомно проис-
ходит намагничивание многих тел в среде внешнего магнитного
поля Н. Это намагничивание нестабильно и при снятии внешнего
поля Н оно, как правило, постепенно исчезает. Так это происхо-
дит у парамагнетиков и диамагнетиков при естественных (при-
родных) температурах. В ферромагнетиках некоторая часть оста-
точного магнитного поля стабилизируется – сохраняется доста-
точно долго.
      По предельной петле гистерезиса при перемагничивании
определяют значения остаточной магнитной индукции В и коэр-
ционной силы Нк, характеризующих важнейшие свойства маг-
нитного материала. По критериальной (критической) величине
коэрцитивной силы магнитные материалы подразделяют на маг-
нитно-мягкие (Нк<4 кА/м) и магнитно-твердые (Нк>4 к/Ам). От-
личительной особенностью магнитно-твердых материалов явля-


                                   93


ется стабильная остаточная намагниченность после снятия внеш-
него магнитного поля. Так получают постоянные магниты. В
этом просматривается естественная аналогия с появлением и со-
хранением стабильной остаточной намагниченности «сверхпро-
водников». Не случайно, поэтому Я.И. Френкель при анализе
опыта К-Онесса с разрезанием «сверхпроводящего» кольца пи-
сал, что «отклонение магнитной стрелки… при перерезке кольца
нисколько не изменилось – так как если бы кольцо представляло
собой не проводник с током, а магнит» [67, стр. 5]. Мимолетная
догадка Я.И. Френкеля об аналогии «сверхпроводника» с обыч-
ным магнитом оказалось абсолютно правильной. Сходств здесь
действительно достаточно много. Нам остается только объяснить
отличия в физической природе устойчивости сверхдиамагнитно-
го состояния от эффекта постоянного магнита из магнитно-
твердых материалов.

    3.5. О смешанной (переходной) фазе сверхмагнетизма

      В данном параграфе очень кратко рассматривается природа,
так называемых «сверхпроводников 2 рода», а в нашем понима-
нии смешанных сверхмагнетиков или сверхмагнетиков 2-го рода,
т.е. сверхдиамагнетиков переходного, промежуточного состоя-
ния, включающего в себя элементы устойчивой сверхдиамагне-
тичности и обычной нестабильной намагниченности, постепенно
разрушающейся при температурах немного ниже критической
температуры начала перехода вещества от нормального состоя-
ния к сверхмагнитному.
      Известно ведь, что непрерывно пропуская по «сверхпровод-
нику» обычный электрический ток, в нем появляется, так назы-
ваемый, ток «сверхпроводимости», и в то же время продолжает
течь тот же ток проводимости, с присущим ему, при соответст-
вующей температуре, сопротивлением. Этот ток проводимости,
или транспортный ток, не уменьшается, и не исчезает – не пре-
вращается в ток «сверхпроводимости», а только как будто бы вы-
зывает, индуцирует его (дополнительно?). Но это же не так.
Транспортный электрический ток, т.е. постоянный ток обычной
проводимости, не может порождать другой по сути ток с и боль-
шей интенсивностью. Он может только намагничивать, создавать

                              94


устойчивую сверхнамагниченность своего проводника. Этот же
эффект сверхнамагничивания происходит в веществе и под влия-
нием внешнего магнитного поля.
      Из классической теории магнетизма следует, что при намаг-
ничивании ферромагнетиков и парамагнетиков в них индуциру-
ется некоторая часть диамагнитности, которая в этих веществах
намного меньше изначально присущего им ферро- и паромагне-
тизма. Только очень большое внешнее магнитное поле вызывает
преобладание диамагнетизм, который в принципе свойственен
любому веществу. Поэтому, сверхмагнетизм возможен у любых
тел, но при соответствующих температурных и других условиях.
      Обращаясь к истокам «сверхпроводимости» В.Л. Гинзбург
писал: «Исследование сопротивления при «гелиевых температу-
рах» привело К-Онесса (в 1911 г.) к открытию сверхпроводимо-
сти. Измеряя сопротивление чистой ртути, он обнаружил, что при
4,12° (по нашим теперешним сведениям) сопротивление почти
мгновенно исчезает, т.е. его температурная зависимость имеет
вид, схематически изображенный на рис. 26.

                R




                                А



                      В
                           Тк                  J

        Рис. 26. Изменение сопротивления при возникновении
                            сверхпроводимости

     Детали переходной кривой, т.е. кривой, расположенной ме-
жду точками А (начало крутого падения R) и В (где R близко к
нулю) зависит от состояния металла, в первую очередь, от его
чистоты. Для очень чистых металлов переходная область крайне
мала (на опыте не более 1/1500°) и наступление сверхпроводимо-

                                    95


сти может считаться резким (пунктирная линия на рис.26). При
этом температура перехода, называемая так же критической тем-
пературой Тк, имеет вполне определенное значение. Если же пе-
реходная область относительно широка, то под Тк либо понимают
температуру, при которой сопротивление равно половине сопро-
тивления в точке А, либо указывают две температуры, соответст-
вующие точкам А и В. Переходная кривая сильно зависит также
от силы тока, текущего по образцу… Поэтому под Тк нужно по-
нимать значение критической температуры, экстраполированное
к току, равному нулю»[16, стр. 10-11].
     В работе [67] показано, что в «идеальных» условиях переход
к сверхпроводимости можно считать скачкообразным, а наблю-
даемый температурный интервал перехода вызывается в первую
очередь неоднородностью распределения примесей в сверхпро-
воднике. На рис. 27 приведены результаты соответствующих из-
мерений [67, стр. 12].

            R/Ro

            1,0


                              1   2                  3


            0,5




                   0   3,71       3,73        3,75       3,77   Т°К

      Рис. 27. Влияние качества образца на резкость перехода олова в
       сверхпроводящее состояние: 1 – монокристалл чистого олова,
2 – поликристаллический образец чистого олова, 3 – поликристаллический
                     образец менее чистого олова [67]

     Приведем для убедительности еще одни сведения. Типич-
ные зависимости магнитной индукции В от внешнего магнитного



                                         96


поля Н для «сверхпроводников» первого и второго рода показаны
на рис. 28 [29, стр. 55].

           В



                  Сверхпроводник
                     1-го рода
                Сверхпроводник
                   2-го рода




                             Нс1        Нс   Нс2       Не

Рис. 28. Зависимость индукции В от величины приложенного поля H e для
  сверхпроводников первого и второго рода в форме длинного цилиндра

     Впервые существование переходной области в интервале
температур Тс1–Тс2 достаточно убедительно продемонстрировал
Л.В. Шубников в 1937 г. Поэтому переходную область темпера-
тур иногда называют фазой Шубникова, но чаще – смешанным
состоянием «сверхпроводника», а по-нашему, это область сме-
шанного магнетизма.
     Итак, перефразировав вышеприведенные сведения, можно
утверждать, что переход в сверхмагнитное состояние происходит
при постоянной температуре Ткр (например, это у абсолютно чис-
тых металлов) или в интервале температур, начиная с Тн и до
температуры конца Тк этого намагничивания. Заметный темпера-
турный материал Тн–Тк наблюдается у металлов с примесями, у
сплавов и у молекулярных веществ. Это свидетельствует о том,
что переход в сверхдиамагнитное состояние у разных элементов
вещества (у разных химических элементов) в сложном теле про-
исходит при разных температурах. Поэтому общий ход намагни-
чивания растягивается на ΔТкр = Тн – Ткр. Это похоже на процесс
кристаллизации и плавления в первом случае однородного (чис-
того) вещества при постоянной температуре, а во втором – когда


                                   97


имеем дело с кристаллизацией и плавлением сплавов, называе-
мых твердыми растворами (например, сплав Cu-Ni). Возможно,
что взаимное влияние различных элементов на температуру на-
чала и конца перехода может существенно увеличивать их по-
добно тому как при сплавлении двух непрочных металлов полу-
чается намного более прочный сплав, если это, конечно, твердый
раствор. Вероятно, на таком же методическом пути можно будет
создать наиболее высокотемпературные сверхдиамагнетики. В
этом отношении, можно привести примеры того, что некоторые
химические соединения из элементов двух низкотемпературных
сверхмагнетиков имеют критическую температуру Ткр больше,
чем у элемента с наибольшей критической температурой перехо-
да к сверхмагнетизму, см. табл. 5.

                                                Таблица 5
    Критические температуры соединений и их элементов
Соединение    Ткр, °К   Элемент     Ткр, °К   Элемент   Ткр, °К
   NbAl        18,0       Nb          9,3       Al       1,19
  Nb 2 Al      18,7       Nb          9,3       Al       1,19
   NbZr         9,8       Nb          9,3       Zr       0,55
   NbTi        10,0       Nb          9,3       Ti       2,39
   NbSn        18,1       Nb          9,3       Sn       3,72
  V 3 Ga       14,5       V          5,46       Ga       1,09
   JnLa 3      10,4       Jn         3,37       La       4,88
   ZrRe 2      6,8        Zr         0,7        Re       0,9
   ZrV 2       8,8        Zr         0,7        V        4,3
  ZrNb 6       10,8       Zr         0,7        Nb       9,3


     Среди химических соединений из двух разноименных эле-
ментов можно найти и противоположную зависимость критиче-
ских температур соединений от Ткр их составных элементов. По-
этому следует предположить что увеличение или уменьшение по
существу усредненного (инструментального) значения Ткр хими-
ческого соединения зависит от видов магнетизма, от их сочета-
ний, от знаков и величин магнитной восприимчивости атомов со-
единенных элементов.


                               98


     Сплавы и химические соединения, которые, к сожалению,
ошибочно называются «сверхпроводниками второго рода», а не
сверхмагнетиками, возможно что второго рода, отличаются от
чистых металлов (сверхмагнетиков первого рода) не только тем-
пературным (ΔТкр) и магнитным (ΔНкр) интервалами перехода в
сверхмагнитное состояние, но и закономерностью изменений
своих магнитных свойств под воздействием изменяющегося
внешнего магнитного поля.
     Процесс сверхнамагничения при повышении напряженности
внешнего магнитного поля идет пропорционально этому полю
вплоть до насыщения внутреннего индуцированного магнитного
поля. Дальнейшее, уже чрезмерное, увеличение внешнего поля
(Н>Нкр) и внутренней магнитной индукции (В>Вкр), приводит к
разбалансированию, к постепенному разрушению упорядоченной
магнитной структуры вещества и сверхнамагниченность (Мс) те-
ряет стабильность, появляется обычная нестабильная и умень-
шающая намагниченность М. Так Мс постепенно переходит в М и
исчезает. Это промежуточное, переходное состояние, когда обра-
зец обладает Мс и М одновременно, можно называть состоянием
сверхмагнетизма второго рода. Но следует иметь ввиду, что такое
переходное состояние свойственно всем сверхнамагничиваю-
щихся веществам.
     Далее, если после чрезмерного увеличения Н и исчезнове-
ния М, начать уменьшать внешнее магнитное поле Н, то намаг-
ниченность образца появляется, возрастает, вновь достигает на-
сыщения до значений Мс и потом сохраняется таковой при даль-
нейшем уменьшении Н с Нкр до Н=0.
     Процесс сверхнамагничения и размагничения тел при зна-
чительном изменении внешнего магнитного поля или электриче-
ского тока является обратимым и в нем непременно есть пере-
ходный период смешанного состояния, когда в теле присутствует
Мс и М в изменяющихся пропорциях. Отличия здесь состоят
только в том, что у чистых металлов промежуточный период (пе-
реход) очень мал, а у сплавов и у иных неоднородных материалов
величина этого переходного периода достаточно велика.
     Причинами существования этих переходных периодов яв-
ляются: во-первых, действие внешнего магнитного поля не мгно-


                              99


венно и не равномерно распространяется по всему объему тела.
Это есть влияние размера (масштабного фактора). Второй, наи-
более значимой причиной является неоднородность атомной,
кристаллической, зеренной или молекулярной структуры мате-
риала сверхмагнитного тела. Различная пространственная ориен-
тация кристаллов зерен даже чистого металла требует разной ин-
тенсивности (разной напряженности, энергии, силы) для нужной
прецессии протодъяконовских пар электронов по полю Н. По-
этому у металлов ΔТкр, ΔНкр и ΔJкр всегда есть, но они пренебре-
жимо малы. У сплавов больший вклад в величины характеристик
переходного периода вносит их атомная, кристаллографическая,
межзеренная и химическая неоднородности, мешающие скачко-
образному проникновению или исчезновению магнитного поля Н
в теле. При микронеоднородности сплавов их структурные эле-
менты намагничиваются при разных значениях Н. Поэтому появ-
ляется ΔНкр. Аналогичное вызывает и ΔТкр. У молекулярных тел,
состоящих из соединений различных химических элементов, их
переходный, смешанный период сверхнамагничиваемости суще-
ственно увеличивается из-за того, что разные атомы начинают
намагничиваться и заканчивают размагничивание при отличаю-
щихся по величине напряженности внешнего магнитного поля.
     Итак, в вопросе о физической природе промежуточной фа-
зы, о смешанном состоянии сверхмагнетиков нет ничего необыч-
ного и загадочного. Если не считать сверхмагнетизм сверхпрово-
димостью электрического тока, то не требуется для объяснения, в
частности, смешанного состояния сверхмагнетиков предположе-
ния о существовании в них флюксоидов, «образующих в теле
сверхпроводника своеобразную решетку вихревых нитей», кото-
рые обладают нормальной проводимостью и «обуславливают по-
явление в сверхпроводниках второго рода потерь энергии, а сле-
довательно и электрического сопротивления» [10, стр. 9]. Но если
в стационарном сверхнамагниченном состоянии в теле нет элек-
трического тока, то никакие вихревые электрические токи в нем
не образуются и не существуют. Поэтому, при изменении внеш-
него магнитного поля тело с остаточной (устойчивой) сверхна-
магниченностью не может перейти в резистивное состояние с
электросопротивлением. Более того, согласно теории Нобелев-


                              100



    
Яндекс цитирования Яндекс.Метрика