Вихри Абрикосова

Вихрь Абрикосова, абрикосовский вихрь (англ. Abrikosov vortex) — вихрь сверхпроводящего тока (сверхтока), циркулирующий вокруг нормального (несверхпроводящего) ядра (нити вихря), индуцирующий магнитное поле с магнитным потоком, эквивалентным кванту магнитного потока.^[1]

А. А. Абрикосовым в 1957 году в своей работе «О магнитных свойствах сверхпроводников второй группы» было теоретически показано, что проникновение магнитного поля в сверхпроводник 2 рода происходит в виде квантованных вихревых нитей (такая система энергетически «выгодна»). Каждая такая нить (вихрь) имеет нормальную (несверхпроводящую) сердцевину с радиусом порядка длины когерентности сверхпроводника ξ. Вокруг этого нормального цилиндра в области с радиусом порядка глубины проникновения магнитного поля λ течет вихревой незатухающий ток куперовских пар (сверхток), ориентированный так, что создаваемое им магнитное поле направлено вдоль нормальной сердцевины, то есть совпадает с направлением внешнего магнитного поля. При этом каждый вихрь несет один квант потока ${\Phi_0} = h/(2e)$.^[1]

Описание

В теории сверхпроводимости вихрями Абрикосова называют вихри сверхтока в сверхпроводниках второго рода. Сверхток циркулирует вокруг нормального (несврехпроводящего) домена, представляющего собой цилиндр, вытянутый вдоль направления внешнего магнитного поля, образуя вихрь. Радиус основания этого цилиндра определяется длиной когерентности $\sim\xi$ (один из основных параметров теории Гинзбурга-Ландау). Сверхток исчезает в домене на расстоянии порядка $\lambda$ (Лондоновской длины проникновения от края — характерный параметр для каждого конкретного сверхпроводящего материала). Циркулирующий сверхток порождает магнитное поле, величина которого определяется квантом магнитного потока $\Phi_0$. Поэтому вихри Абрикосова называют иногда флюксонами.

Распределение магнитного поля в одиночном вихре на расстоянии, большем характерного размера ядра определяется соотношением:

$B(r) = \frac{\Phi_0}{2\pi\lambda^2}K_0\left(\frac{r}{\lambda}\right) \approx \sqrt{\frac{\lambda}{r}} \exp\left(-\frac{r}{\lambda}\right),$

где $K_0(z)$ — функция Бесселя нулевого порядка. При $r\lesssim\xi$ поле определяется следующим соотношением:

$B(0)\approx \frac{\Phi_0}{2\pi\lambda^2}\ln\kappa,$

где κ = λ/ξ — известный параметр теории Гинзбурга-Ландау, который должен удовлетворять соотношению $\kappa>1/\sqrt{2}$ в сверхпроводниках второго рода.

Вихри, проникнув в сверхпроводник, располагаются друг от друга на расстоянии порядка $~\lambda$, образуя в поперечном сечении правильную треугольную решётку, возникает так называемое смешанное состояние. При увеличении внешнего магнитного поля плотность вихрей становится настолько большой, что расстояние между ближайшими вихрями становится порядка $~\xi$, вихри соприкасаются своими нормальными областями и происходит фазовый переход второго рода сверхпроводника в нормальное состояние.

См. также

• Теория Гинзбурга-Ландау
• Абрикосов, Алексей Алексеевич

Примечания

1. ↑ ^{1 2} Солдатов Евгений Сергеевич Вихрь Абрикосова в словаре нанотехнологичных терминов. РОСНАНО. Архивировано из первоисточника 12 августа 2012. Проверено 26 ноября 2011.

Литература

• Абрикосов А. А., О магнитных свойствах сверхпроводников второй группы, «ЖЭТФ», 1957, т. 32, с. 1442;
• Сан Жам Д., Сарма Г., Томас Е., Сверхпроводимость второго рода, пер. с англ., М., 1970. Н. Б. Копнин.

Ссылки

• Козлов В. А., Самохвалов А. В. Замкнутые вихри Абрикосова в сверхпроводниках второго рода. Письма в ЖЭТФ. Архивировано из первоисточника 14 мая 2012.
• Гл. ред. А.М. Прохоров Решетка вихрей Абрикосова. — Физическая энциклопедия. — М.: Советская энциклопедия, 1988. — Т. 1. — 389 с.