Садовского эффект самодиффузия самоиндукция

658
можность реализации такого состоя­ния сверхпроводника 2-го рода была предсказана А. А. Абрикосовым (1952) на основе теории сверхпроводимости В. Л. Гинзбурга и Л. Д. Ландау. Позднее Абрикосовым был произведён детальный расчёт структуры этого состояния. Оказалось, что норм. области зарождаются в форме нитей, пронизывающих образец и имеющих толщину, сравнимую с глубиной проникновения магн. поля. При увеличении внеш. поля концентрация нитей возрастает, что и приводит к постепенному уменьшению магн. мо­мента. Т. о., в интервале значений поля от Н_{к, 1} до Н_{к, 2} сверхпроводник находится в состоянии, к-рое принято называть смешанным.

Фазовый переход в сверхпроводящее состояние в отсутствии магнитного поля. Прямые измерения теплоём­кости сверхпроводников при Н=0 показывают, что при понижении темп-ры теплоёмкость в точке перехода Т_к испытывает скачок до величины, к-рая примерно в 2,5 раза превышает её



Рис. 6. Скачок теп­лоёмкости сверх­проводника в точ­ке перехода (Т_к) в отсутствии внеш. магн. поля

(с_c и c_н — тепло­ёмкость в сверх­проводящем и норм. состояниях).

значение в норм. состоянии в окрест­ностях Т_к (рис. 6). При этом теплота перехода Q=0, что следует, в част­ности, из ф-лы (2) (H_к=0 при T=T_к). Т. о., переход из нормального в сверхпроводящее состояние в отсут­ствии магн. поля — фазовый переход II рода. Из ф-лы (2) можно получить важное соотношение между скачком теплоёмкости и углом наклона кри­вой Н_к(Т) (рис. 5) в точке Т=Т_к:

где с_с и с_н — значения теплоемкости в сверхпроводящем и норм. состояниях. Это соотношение подтверждено экс­периментом.

Природа сверхпроводимости. Ис­следуя разл. возможности объяснения св-в сверхпроводников, особенно эф­фекта Мейснера, нем. учёные X. и Ф. Лондоны, работавшие в Англии, в 1934 пришли к заключению, что сверхпроводящее состояние явл. мак­роскопич. квант. состоянием металла. На основе этого представления они создали феноменологич. теорию, объяс­няющую эффект Мейснера и отсутствие сопротивления. Обобщение теории Лондонов, сделанное В. Л. Гинзбургом и Л. Д. Ландау (1950), позволило рассмотреть поведение сверхпроводни­ков в сильных магн. полях. При этом было объяснено огромное кол-во эксперим. данных и предсказаны новые важные явления. Подтверждением правильности исходных предпосылок

упомянутых теории явилось открытие эффекта квантования магнитного по­тока, заключённого внутри сверхпро­водящего кольца. Из ур-ний Лондонов следует, что магн. поток в этом случае может принимать лишь значе­ния, кратные кванту потока Ф₀=hc/e*, где е* — заряд носителей сверх­проводящего тока. В 1961 Р. Долл и М. Небауэр и независимо Б. Дивер и У. Фейрбенк (США) обнаружили этот эффект. Оказалось, что е*=2е. где е — заряд эл-на. Явление квантования магн. потока имеет место и в случае упомянутого выше состояния сверх­проводника 2-го рода в магн. поле, большем чем Н_{к, 1}. Образующиеся здесь нити норм. фазы несут квант потока Ф₀.

Найденная в опытах величина заря­да ч-ц, создающих своим движением сверхпроводящий ток (е*=2е), под­тверждает Купера эффект, на основе к-рого в 1967 Дж. Бардин, Л. Купер и Дж. Шриффер (США) и Н. Н. Бого­любов (СССР) построили последова­тельную микроскопич. теорию С. Со­гласно Куперу, два эл-на с противопо­ложными спинами, взаимодействуя че­рез посредство крист. решётки (обме­ниваясь фононами), могут образовы­вать связанное состояние (куперовскую пару). Заряд такой пары равен 2е. Пары обладают нулевым значением спина и подчиняются Бозе — Эйнштейна статистике. В сверхпроводя­щем металле пары испытывают т. и. бозе-конденсацию (см. Квантовая жидкость), и поэтому система куперовских пар обладает св-вом сверхте­кучести. Т. о., С. представляет собой сверхтекучесть электронной жидкости.

При Т=0 связаны в пары все эл-ны проводимости. Энергия связи эл-нов в паре весьма мала: она равна пример­но 3,5 kT_к. При разрыве пары, про­исходящем, напр., при поглощении кванта эл.-магн. поля (фотона) или кванта звука (фонона), в системе возникают возбуждения. При отлич­ной от нуля темп-ре имеется опреде­лённая . равновесная концентрация элем. возбуждений (квазичастиц), она возрастает с темп-рой, а концент­рация пар соответственно уменьша­ется. Энергия связи пары определяет т. н. щель в энергетич. спектре воз­буждений, т. е. миним. энергию, необ­ходимую для создания отд. возбужде­ния. Природа сил притяжения между эл-нами, приводящих к образованию пар, вообще говоря, может быть раз­личной, хотя у всех известных сверх­проводников эти силы определяются вз-ствием эл-нов с фононами. Тем не менее развитие теории С. стимулиро­вало поиски др. механизмов С. В этом плане особое внимание уделяется т. н. нитевидным (одномерным) и слоистым (двумерным) структурам, обладающим достаточно большой проводимостью, в к-рых можно ожидать более интенсив­ного притяжения между эл-нами, чем в обычных сверхпроводниках, а следо­вательно, и более высокой темп-ры

перехода в сверхпроводящее состоя­ние. Явления, родственные С., по-видимому, могут иметь место в ат. ядрах и в нек-рых косм. объектах, напр. в нейтронных звёздах.

Практич. применение С. непрерыв­но расширяется. Наряду с магнитами сверхпроводящими, сверхпроводящими магнитометрами существует целый ряд др. технич. устройств и измерит. приборов, основанных на использо­вании разл. св-в сверхпроводников (криоэлектроника). Построены сверх­проводящие резонаторы, обладающие рекордно высокой (до 10¹⁰) доброт­ностью; сверхпроводящие элементы для ЭВМ. Сверхпроводящие (туннель­ные) контакты (см. Джозефсона эф­фект) применяют в сверхчувствит. вольтметрах и т. д.

• Де Жен П., Сверхпроводимость металлов и сплавов, пер. с англ., М., 1968; Линтон Э., Сверхпроводимость, пер. с англ., 2 изд., М., 1971; Сверхпроводи­мость. Сб. ст., М., 1967; Роуз-Инс А. К., Родерик Е., Введение в физику сверхпроводимости, пер. с англ., М., 1972; Абрикосов А. А., Шарвин Ю. В., Сверхпроводимость, в кн.: Физический эн­циклопедический словарь, т. 4, М., 1965.

Г. М. Элиашберг.

СВЕРХПРОВОДНИКИ, вещества, у к-рых при охлаждении ниже определён­ной критич. темп-ры Т_к электрич. сопротивление падает до нуля, т. е. наблюдается сверхпроводимость. За исключением Cu, Ag, Au, Pt, ще­лочных (Li, Na, К и др.), щёлочно­земельных (Са, Sr, Ba, Ra) и ферро­магнитных (Fe, Co, Ni и др.) метал­лов, большая часть остальных метал­лич. элементов явл. С. (см. табл. в ст. Металлы). Элементы Si, Ge, Bi ста­новятся С. при охлаждении под дав­лением. Переход в сверхпроводящее состояние обнаружен также у неск. сот металлич. сплавов и соединений и у нек-рых сильнолегированных ПП. У ряда сверхпроводящих сплавов отд. компоненты или даже все компо­ненты сами по себе не явл. С. Открыты С.— полимеры (так, у полимера, состоящего из поочерёдно расположен­ных атомов S и N, Т_к 0,34 К). Значения Т_к почти для всех извест­ных С. лежат в диапазоне темп-р существования жидкого водорода и жидкого гелия (темп-ра кипения водо­рода T_кип=20,4 К).

Другой важнейший параметр, харак­теризующий св-ва С.,— значение критического магнитного поля Н_к, выше к-рого С. переходит в нормаль­ное (несверхпроводящее) состояние. С ростом темп-ры значение H_к моно­тонно падает и обращается в нуль при Т Т_к. Макс. значение H_к=H₀, определённое из эксперим. данных путём экстраполяции к нулю абс. температурной шкалы, для ряда С. приведено в таблице на стр. 660.

Несмотря на то что принципиаль­ные причины возникновения сверх­проводимости твёрдо установлены,

659

совр. теория не даёт возможности рас­считать значения Т_к или H_к для из­вестных С. или предсказать их для нового сверхпроводящего сплава. Од­нако ряд эмпирич. закономерностей — правил Маттиаса (1955) — позволяет определить направление поисков спла­вов с высокими Т_к и Н_к : наиболь­шая Т_к наблюдается у сплавов с числом z валентных эл-нов равным 3, 5, 7 на атом, причём для каждого z предпочтительней свой тип крист. решётки. Кроме того, Т_к растёт с увеличением объёма и падает с рос­том массы атома.

По магн. св-вам С. разделяются на две группы: С. 1-го и 2-го рода. С. 1-го рода явл. все чистые сверх­проводящие металлы, за исключением V и Nb, и нек-рые сплавы с низким содержанием одного компонента. Группа С. 2-го рода более многочислен­на. Сюда относится большинство со­единений с высокими Т_к, такие, как V₃Ga, Nb₃Sn, и сплавы с высоким содержанием легирующих примесей.

Среди С. 2-го рода выделяют группу т. н. жёстких С. Для них характерно большое кол-во дефектов структуры (неоднородности состава, вакансии, дислокации и др.), к-рые возникают благодаря спец. технологии изготов­ления. В жёстких С. движение магн. потока сильно затруднено дефектами и кривые намагничивания обнаружи­вают сильный гистерезис. По тем же причинам в этих материалах силь­ные сверхпроводящие токи могут про­текать вплоть до полей, близких к верхнему критич. полю H_{к, 2} при любой ориентации тока и магн. поля. Следует отметить, что в идеаль­ном С., полностью лишённом дефек­тов (к этому состоянию можно при­близиться в результате длит. отжига сплава), при любой ориентации поля

и тока, за исключением продольной, сколь угодно малый ток будет сопро­вождаться потерями на движение магн. потока уже при Н>Н_{к. 1} (H_{к, 1} — нижнее критич. поле). Значение H_{к. 1} обычно во много раз меньше Н_{к, 2}. Поэтому именно жёсткие С., у к-рых электрич. сопротивление практически равно нулю вплоть до очень сильных полей, представляют интерес с точки зрения техн. приложений. Их приме­няют для изготовления обмоток маг­нитов сверхпроводящих и др. целей. Существенным недостатком жёстких С. явл. их хрупкость, сильно затруд­няющая изготовление из них прово­лок или лент. Особенно это относит­ся к соединениям с самыми высокими значениями T_к и Н_к типа V₃Ga, Nb₃Sn, PbMo₆S₈; изготовление сверх­проводящих магн. систем из этих материалов — сложная технологич. за­дача.

• Сверхпроводящие материалы. Сб. ст., пер. с англ., М., 1965; Металловедение сверх­проводящих материалов, М., 1969; Физико-химия сверхпроводников, М., 1976.

СВЕРХПРОВОДЯЩИЙ МАГНИТО­МЕТР, магнитометр, действие к-рого основано на Джозефсона эффекте. Часто встречается ещё одно наимено­вание С. м.— «сквид» (от англ. Superconducting Quantum Interference Device — сверхпроводящий кванто­вый интерференционный прибор).

Чувствительность С. м. достигает 10^-11 Гс (10^-15Тл), а при измерениях градиента магн. поля ~10^-12 Гс/см (10¹⁴Тл/м). Чувствительный элемент (ЧЭ) С. м. представляет собой элек­трич. контур из сверхпроводника с контактами Джозефсона (ими могут быть разделяющие сверхпроводник тонкие, ~10 Å, плёнки изолятора, точечные контакты и т. п.). ЧЭ реа­гирует на изменение напряжённости (индукции) магн. поля, пронизываю­щего сверхпроводящий контур.



Рис. 1. Схема сверхпроводящего магнито­метра с двумя параллельно включёнными контактами Джозефсона для измерения на­пряжённости (индукции) магн. поля.
На рис. 1 приведена схема С. м., ЧЭ к-рого содержит два идентичных контакта Джозефсона, включённых параллельно в цепь источника пост. тока. Ток, разрушающий сверхпро­водимость в ЧЭ (I^k_c), зависит от элек­трич. хар-к контактов и величины магн. потока Ф, пронизывающего кон­тур:

I^k_c=2I_c |cos(Ф/Ф₀)|,

где Ф₀=2•10^-7 Гс•см²—квант магн. потока, I_c — ток разрушения сверх­проводимости каждого из контактов (критический ток) — должен быть мал (I_c~Ф₀/L, где L — индуктивность контура). С изменением потока Ф ток I^k_c в контуре испытывает ос­цилляции (рис. 2). Ток I^k_c достигает макс. значения всякий раз, как только изменяющийся поток Ф оказыва­ется равным целому числу квантов потока Ф₀, т. е. период осцилляции равен кванту магн. потока.

С. м. изготовляют также с источ­никами (генераторами) перем. тока частотой 10⁷—10⁹ Гц и с одним кон­тактом Джозефсона в ЧЭ (рис. 3). Ток в ЧЭ возбуждается индуктивно посредством резонансного контура, на­строенного на частоту генератора.

660

Одновременно перем. ток низкой часто­ты (~10³ Гц), протекающий через тот же контур, осуществляет модуляцию магн. поля в ЧЭ. Вольтамперная хар-ка ЧЭ нелинейна относительно магн. поля, к-рое пронизывает контур. Амп­литуда НЧ-модуляции на частоте тока низкой частоты пропорц. величине внеш. магн. поля. H ЧЭ внеш. поле подводится трансформатором магн. по­ля, к-рый состоит из приёмной петли и катушки, индуктивно связанной с ЧЭ (материалом для обмотки транс­форматора служит сверхпроводящая проволока, передача потока происходит без потерь). В С. м. рассматриваемого типа трансформатор имеет две вход­ные петли, включённые навстречу друг другу. При таком включении пе­тель ЧЭ реагирует на градиент поля и явл. градиентометром. Измерит. блок С. м. осуществляет усиление модули­рованного ВЧ сигнала и его детекти­рование. В результате выделяется сигнал НЧ, амплитуда к-рого про­порц. измеряемому градиенту поля. Очень высокая чувствительность С. м. позволила осуществить с их помощью ряд тонких экспериментов: уточнить значения ряда физических констант на основе измерений отноше­ния h/e, освоить измерения малых электрич. напряжений до значений 10^-18 В, зафиксировать магнитокардиограммы и магнитоэнцефалограммы человека.

СВЕРХРЕШЁТКИ, многослойные твер­дотельные структуры, в к-рых на эл-ны помимо периодич. потенциала крист. решётки действует искусствен­но создаваемый дополнит. периодич. потенциал с периодом, значительно превышающим постоянную решётки. Если длина свободного пробега носи­телей заряда превосходит период С., то возникает модуляция электронного энергетич. спектра, приводящая к расщеплению разрешённых энергетич. зон на ряд минизон. Вследствие такой перестройки электронного спектра возникновение С. сопровождается из­менением электрич., оптич. и др. св-в кристалла. В одномерных С. (допол­нит. периодичность в одном направле­нии) внутризонное оптич. поглощение резко анизотропно для света, поляри­зованного вдоль оси С., имеются поло­сы интенсивного межминизонного по­глощения, отсутствующие при иной поляризации. Анизотропия поглоще­ния и преломления даёт возможность использовать С. в кач-ве фильтров и поляризаторов ИК излучения. В пост. электрич. поле, параллельном оси С., вольтамперная хар-ка имеет падаю­щие N-образные участки. Благодаря наличию таких участков С. могут ис­пользоваться как усилители и генера­торы эл.-магн. колебаний, частота

к-рых перестраивается в широких пределах изменением пост. электрич. поля. Из-за малой ширины минизон нелинейные ВЧ явления (нелинейное поглощение, генерация высших гар­моник и комбинац. частот, усиление одной эл.-магн. волны в присутствии другой, самоиндуциров. прозрачность и др.) проявляются в С. при значи­тельно меньших интенсивностях эл.-магн. волн, нежели в обычных (одно­родных) кристаллах.

С. могут быть созданы искусственно, напр. в виде периодич. системы гете­ропереходов. Дополнительный перио­дич. потенциал с периодом, гораздо большим постоянной крист. решётки, наблюдается также в нек-рых клас­сах в-в — дихалькогенидах переход­ных металлов типа MoS₂, полупровод­никах типа A^IIIB^VI (напр., GaSe), упорядоченных сплавах благород­ных металлов с гранецентрированной кубич. решёткой (напр., Cu—Au), политипных ПП структурах (напр., SiC).

• Голубев Л. В., Леонов В. И., Сверхрешетки, М., 1977; Шик А. Я., Сверхрешетки — периодические полупро­водниковые структуры, в кн.: Физика и техника полупроводников, т. 8, № 10, М., 1974, с. 1841.

Э. М. Эпштейн.

СВЕРХСИЛЬНЫЕ МАГНИТНЫЕ ПОЛЯ, поля с напряжённостью Н0,5~1,0 МЭ (граница условна). Нижнее значение С. м. п. соот­ветствует макс. значению стацио­нарного поля ~500 кЭ, к-рое может быть доступно средствам совр. тех­ники, верхнее — полю 1 МЭ, даже кратковрем. воздействие к-рого приво­дит к разрушению магн. катушек.

В природе встречаются значитель­но более сильные поля. Астрофиз. ис­следования указывают на существо­вание полей ~10⁶ МЭ у быстровращающихся нейтронных звёзд — пуль­саров. Сжатие магн. потока при грави­тационном коллапсе звёзд может при­вести к возникновению магн. полей до 10⁷ МЭ. С. м. п. (~10⁵—10⁷ Э) имеются вблизи ядер свободных ато­мов, на что указывает сверхтонкая структура энергетических уровней электронов. Магн. поля мегаэрстедного диапазона возникают при фо­кусировании мощных лазерных пуч­ков. Напр., если сфокусировать лазерное излучение мощностью Р=10¹² Вт на площади S=10^-4 см², то плотность эл.-магн. энергии P/cS в фокусе соответствует напряжённо­сти поля H=(8P/cS)^1/2, т. е. ~10⁷ Э.

Начало использованию С. м. п. в физ. исследованиях было положено трудами П. Л. Капицы (в 1924—27 ему удалось получить в импульсном режиме поля до 320 кЭ). По мере со­вершенствования техники эксперимен­та С. м. п. всё шире используются как в фундам. науч. исследованиях, так и в технологии. В физике тв. тела С. м. п. применяются в исследованиях гальваномагнитных, термомагнитных, магнитооптич. и резонансных явлений. В магн. полях до 2 МЭ исследова­лись спектры поглощения и цикло­тронный резонанс в полупроводниках, Фарадея эффект в видимой и ИК об­ластях спектра, зеемановское рас­щепление спектр. линий, магнетосопротивление тонких висмутовых про­волок и др. В яд. физике и физике элем. ч-ц С. м. п. используют для идентификации ч-ц (см. Детекторы ядерных излучений), фокусировки и отклонения пучков заряж. ч-ц (см. Ускорители), для генерации мощного тормозного излучения и т. д. С. м. п. применяют для нагрева и удержания плазмы в исследованиях по управляе­мому термоядерному синтезу, а также для получения низких температур (ниже 10^-3 К) методом адиабатич. размагничивания парамагнитных со­лей.

Импульсные С. м. п.— источник для получения квазигидростатич. давле­ний до 10¹¹ Па и высоких плотностей энергии. Напр., плотность энергии магн. поля ~5—10 МЭ становится больше энергии связи ч-ц большинст­ва тв. тел, а магн. давление достигает значений, существующих в центре Земли. Импульсные поля в диапазоне 0,5—0,8 МЭ применяют для обработ­ки металлов давлением, напр. для магнитоимпульсной сварки металлов. Получение С. м. п. тесно связано с проблемой прочности материалов. Магн. давление (р~Н²/8) поля на­пряжённостью 500 кЭ составляет ~10⁹ Па, что превышает статич. проч­ностные хар-ки большинства метал­лов. Высокая плотность энерговыде­ления в поверхностном слое материала катушки (соленоида, в к-ром получают С. м. п.) и громадные магн. давления приводят к сильному перегреву и пластич. течению поверхностного слоя, ударным волнам и сжатию мате­риала катушки. Всё это ведёт к её разрушению. Поэтому выбор матери­алов и конструкции катушек — одна из проблем получения С. м. п. Др. проблема — источники тока боль­шой мощности. Напряжённость поля Н₀ в центре катушки с однородным коэфф. заполнения  связана с мощ­ностью Р, рассеиваемой в катушке, соотношением

где =V₁/(V₁+V₀) (V₁ — объём проводя­щей среды, V₀— объём пр-ва в об­мотке, незаполненной проводником), r₀— внутр. радиус катушки,  — уд. сопротивление проводника, G — кон­станта, характеризующая геометрию катушки. Чтобы получить, напр., поле H₀=100 кЭ в медной катушке с r₀=2 см при комнатной темп-ре, нужен источ­ник тока мощностью 2 МВт, а для поля .ff₀=500 кЭ потребовалась бы мощность более 50 МВт. Отвод столь большого кол-ва теплоты, выделяю-

661

щегося в относительно малом объёме проводника, технически труден. Для снятия избыточных тепловых нагру­зок либо охлаждают катушки до крио­генных темп-р, либо сокращают дли­тельность импульса тока, т. е. перехо­дят к импульсным магн. системам. При охлаждении медной обмотки до темп-ры жидкого азота (77 К) её уд. сопротивление уменьшается в 8 раз, а при охлаждении до темп-ры жидкого водорода (20 К) — в 1000 раз! Это приводит к резкому снижению тепловыделения в катушке, а также повышает механич. прочность обмот­ки. Комбинированные магн. системы, в к-рых используются криогенные и сверхпроводящие катушки (см. Маг­нит сверхпроводящий), позволяют по­лучать рекордные при совр. уровне техники стационарные магн. поля до 500 кЭ. Мощность источников энергии для получения стационарных и ква­зистационарных С. м. п., как правило, составляет 2 —12 МВт.

T=H²/8c_Vγ 3000H², (2)

где су — уд. теплоёмкость, у — плот­ность материала катушки, а Н выра­жается в МЭ. Из (2) следует, что в поле ~1 МЭ поверхностный слой катушки, выполненной даже из тугоплавких ме­таллов, начинает плавиться.

Для получения полей до ~0,8 МЭ часто используют многовитковые одно­слойные катушки из прочного материа­ла с высокой электропроводностью,

напр. из бериллиевой или хромистой бронзы. Амер. физиком Ф. Биттером (1939) была предложена конструкция катушки, в к-рой металлич. диски с ра­диальными разрезами и изолирующие прокладки образуют при сборке двой­ную спираль (рис. 2). Охлаждающая вода прогонялась через перфорацию в дисках



Рис. 2. Конструкция катушки Биттера: 1 — охлаждающие отверстия; 2 — медные плас­тины: 3 — неизолированная поверхность контакта; 4 — изоляц. кольца; 5 — сечение катушки.

.

Перспективны катушки с «бессило­вой» конфигурацией обмоток, в к-рых векторы плотности тока j и поля H располагаются не взаимно перпенди­кулярно, как это имеет место в обыч­ных соленоидах, а должны быть па­раллельны. В этом случае пондеромоторные силы F~[j, H], приводящие к механич. напряжениям в витках, обращаются в нуль (для бесконечных систем). Для реальных (конечных) об­моток можно добиться существенного уменьшения действующих сил в од­ной части магнита, а др. его часть будет «удерживать» (обжимать) пер­вую. Такие «бессиловые» конфигура­ции преобразуют высокое давление в малой области в низкое давление, рас­пространённое на большую область. Существуют разл. «бессиловые» кон­фигурации; простейшая, позволяющая значительно снизить механич. на­пряжения, представляет собой обмот­ку, навитую на цилиндрический каркас под углом 45° к образующей цилиндра.

В существенно больших объёмах С. м. п. можно получать сжатием магн. потока с использованием взрыв­чатых в-в (ВВ). Такие устройства наз. взрывомагнитными или магнитокумулятивными (МК-) генераторами (рис. 4,а). Начальный магн. поток в них создаётся при разряде конденса­торной батареи через нагрузочную катушку L и проходит через внеш.

Сжатие магн. потока, заключённого внутри цилиндрич. лайнера, может производиться также и электродина-

562

мич. силами, когда вместо ВВ исполь­зуют давление внеш. магн. поля (рис. 4, в). Теоретически этот способ позволяет получать большие скорости радиального сжатия лайнера и, следо­вательно, большие поля, чем при взрыве ВВ. Практически в таких си­стемах получают поля ~2,8—3,1 МЭ. Измеряют С. м. п. прокалиброван­ными индукц. датчиками (магн. зон­дами), а также по величине Фарадея эффекта и Зеемана эффекта в С. м. п.

СВЕРХТЕКУЧЕСТЬ, состояние кван­товой жидкости, при к-ром она про­текает через узкие щели и капилляры без трения.

Сверхтекучесть ⁴Не. Жидкий ге­лий ⁴Не становится сверхтекучим ниже темп-ры T_=2,17 К, при дав­лении насыщенных паров p_s=38,8 мм рт. ст. Свехтекучий ⁴Не наз. Не II (см. Гелий жидкий), несверхтекучий жидкий ⁴Не наз. He I. С. Не II была открыта П. Л. Капицей в 1938. В 1972—74 было установлено, что С. обладает также жидкий ³Не при темп-ре ниже T_с=2,6•10^-3 К и давлении 2,58•10⁴ мм рт. ст. (34 атм). Переход жидких ⁴Не и ³Не в сверх­текучее состояние представляет собой фазовый переход II рода.

Сверхтекучую жидкость нельзя представлять как жидкость, не облада­ющую вязкостью, т. к. эксперименты с крутильными колебаниями диска, погружённого в Не II, показали, что вызываемое вязкостью затухание коле­баний при темп-ре, не слишком далё­кой от Т_ («лямбда-точки»), мало от­личается от затухания аналогичных колебаний в Не I.

Теория сверхтекучести Не II была создана Л. Д. Ландау в 1941. Эта теория, получившая название д в у х ж и д к о с т н о й г и д р о д и н а м и к и, основана на представлении о том, что при низких темп-рах св-ва Не II как слабовозбуждённой квант. системы обусловлены наличием в нём элементарных возбуждений (ква­зичастиц).

Не II можно представить состоя­щим из двух взаимопроникающих ком­понент: нормальной и сверхтекучей. Норм. компонента при темп-рах, не слишком близких к Т_, представляет собой совокупность квазичастиц двух типов — фононов и ротонов. При T=0 плотность норм. компоненты _n=0, поскольку при этом любая квант. система находится в осн. состоянии и возбуждения (квазичастицы) в ней отсутствуют. При темп-рах от абс. нуля до 1,7—1,8 К совокупность элем. возбуждений в Не II можно рассма­тривать как идеальный газ квазича­стиц. С дальнейшим приближением к Т_ из-за заметно усиливающегося вз-ствия квазичастиц модель идеального газа для них становится неприме­нимой. Вз-ствие квазичастиц между со­бой и со стенками сосуда обусловливает вязкость норм. компоненты. Остальная часть Не II — сверхтекучая компо­нента — вязкостью не обладает и по­этому свободно протекает через узкие щели и капилляры; её плотность _s=-_n, где  — плотность жидко­сти. При Т=0 _s=, с ростом темп-ры концентрация квазичастиц растёт, поэтому _s уменьшается и, наконец, обращается в нуль при Т=Т_ (С. в -точке исчезает, рис. 1). Согласно теории Ландау, жидкость перестаёт быть сверхтекучей и в случае, когда скорость её потока превышает критич. значение, при к-ром начинается спон­танное образование ротонов. При этом

сверхтекучая компонента теряет им­пульс, равный импульсу испускае­мых ротонов, и, следовательно, тормо­зится. Однако эксперим. значение кри­тич. скорости существенно меньше того, к-рое требуется по теории Лан­дау для разрушения С.

С микроскопич. точки зрения появ­ление С. в жидкости, состоящей из атомов с целым спином (бозонов), напр. атомов ⁴Не, связано с переходом при T значит. числа атомов в состояние с нулевым импульсом. Это явление наз. Бозе — Эйнштейна кон­денсацией, а совокупность перешед­ших в новое состояние атомов — Бозе-конденсатом. Состояние всех ч-ц Бозе-конденсата описывается одной и той же квантовомеханич. волновой ф-цией (конденсатной ф-цией) =n₀^1/2ei, где n₀ — плотность конден­сата,  — фаза волновой ф-ции. По­явление нового типа движения в жид­кости — когерентного движения ма­кроскопич. числа ч-ц с одной и той же фазой  приводит к двухжидкостной гидродинамике Ландау (Н. Н. Бо­голюбов; 1947, 1963). В случае, если атомы слабо взаимодействуют между собой, _s совпадает с n₀. В Не II вз-ствие атомов приводит к тому, что n₀ составляет лишь неск. процентов _s. Тем не менее скорость движения всей сверхтекучей компоненты v_s свя­зана с  соотношением v_s=(ћ/m)∆, где ∆ — градиент функции , m -масса атома ⁴Не, ћ=h/2. Это озна­чает, что сверхтекучая компонента дви­жется потенциально (см. Потенциаль­ное течение) и, следовательно, не испытывает сопротивления со сто­роны обтекаемых ею предметов и сте­нок канала или сосуда.

Конденсатная ф-ция  должна быть непрерывной, поэтому её фаза  при обходе по замкнутому контуру может меняться лишь на 2N, где N — целое число. Это означает, что циркуляция скорости сверхтекучей компоненты по любому замкнутому контуру может принимать только дискретные значе­ния N•hlm. Поэтому сверхтекучая компонента — это не просто идеаль­ная жидкость с потенц. течением, она обладает особыми макроскопич. кван­товыми св-вами. Во-первых, при те­чении сверхтекучей компоненты по каналу, замкнутому в кольцо, цир­куляция скорости v_s вдоль канала квантуется с квантом циркуляции h/m. Под влиянием внеш. воздействия скорость течения не может уменьшать­ся непрерывно, а только скачком. В процессе скачкообразного перехода от течения с N квантами циркуляции к течению с N-1 квантами требуется разрушить сверхтекучее состояние (об­ратить _s в нуль) в нек-рой области и, следовательно, преодолеть большой потенц. барьер. Поэтому течение в зам­кнутом канале чрезвычайно устойчи­во. Во-вторых, в сверхтекучей ком­поненте могут существовать т. н. кван­тованные вихри (Л. Онсагер, 1948; Р. Фейнман, 1955, США) с циркуля­цией вокруг оси вихря, принимающей дискретные значения. В отличие от вихрей в обычной жидкости (см. Вих­ревое движение), эти вихри устойчивы и не исчезают под влиянием вязкости норм. компоненты. На оси этих вих­рей , а вместе с ней и _s обращаются в нуль. Квантованные вихри осуще­ствляют вз-ствие между сверхтекучей и норм. компонентами сверхтекучей жидкости. Их рождение приводит хотя и к слабому, но конечному затуха­нию потока сверхтекучей жидкости в замкнутом канале. При нек-рой ско­рости движения сверхтекучей компо­ненты относительно норм. компонен­ты или стенок сосуда квантованные вихри образуются столь интенсивно, что сверхтекучая компонента начинает испытывать трение со стороны норм. компоненты или стенок сосуда. В рам­ках этой теории С. пропадает при скоростях, существенно меньших ско­ростей по теории Ландау и более близ­ких к реальным значениям критич. скорости. Квантованные вихри наблю­даются экспериментально при враще­нии сосуда с Не II. При достаточно большой угл. скорости  вращения сосуда они образуют вихревую систе­му со ср. скоростью ,v_s, совпадающей со скоростью твердотельного враще­ния [, r]. Кроме того, в эксперимен­тах с ионами, инжектируемыми в Не II, обнаружены квантованные вихри, имеющие форму кольца.

Сверхтекучесть ³Не. Атомы ³Не об­ладают полуцелым спином, т. е. они— фермионы, а ³Не — ферми-жидкость. Если между фермионами имеются си-

663

Эффекты, сопутствующие сверхтеку­чести. В сверхтекучей жидкости, кроме обычного (первого) звука (ко­лебаний плотности), может распростра­няться т. н. второй звук, представля­ющий собой звук в газе квазичастиц (колебания плотности квазичастиц, следовательно, и темп-ры). Возможны и иные виды колебаний: капиллярные волны, звук. колебания сверхтекучей части жидкости в узких капиллярах (т. н. четвёртый звук) и др. Сверхте­кучая жидкость обладает аномально высокой теплопроводностью, причи­ной к-рой явл. конвекция — теплота переносится макроскопич движением газа квазичастиц. При нагревании Не II в одном из сообщающихся (через капилляр) сосудов между сосудами возникает разность давлений (термо­механический эффект). Этот эффект объясняется тем, что в сосуде с боль­шей темп-рой повышена концентрация квазичастиц. Из-за того, что узкий капилляр не пропускает вязкого по­тока норм. компоненты, возникает избыточное давление газа квазичастиц, подобное осмотическому давлению в р-ре. Существует и обратный эффект (т. н. механокалорический эффект): при быстром вытекании Не II из сосуда через капилляр темп-ра внутри сосу­да повышается (в нём увеличивается концентрация квазичастиц), а выте­кающий гелий охлаждается. Интерес­ными св-вами обладает сверхтекучая

плёнка гелия, образующаяся на твёр­дой стенке сосуда. Так, напр., она может выравнивать уровни Не II в сосудах, имеющих общую стенку.

• Капица П. Л., Эксперимент, тео­рия, практика, 2 изд., М., 1977; Квантовые жидкости и кристаллы. Сб. ст., пер. с англ., М., 1979; Паттерман С., Гидродина­мика сверхтекучей жидкости, пер. с англ., М., 1978; Халатников И. М., Тео­рия сверхтекучести, М., 1971; Мендель­сон К., На пути к абсолютному нулю, пер. с англ., М., 1971; Quantum liquids, ed. by 3. Ruvalds and T. Regge, Amst,—N.Y.— Oxf., 1978. Г. Е. Воловик.

СВЕРХТОНКАЯ СТРУКТУРА (сверх­тонкое расщепление уровней энергии),

расщепление уровней энергии атома на близко расположенные подуровни, вызванное вз-ствием магн. момента ядра с магн. полем атомных эл-нов. Энергия ξ этого вз-ствия зависит от возможных взаимных ориентации спи­на ядра и электронных спинов. Число этих ориентации определяет число компонент С. с. Уровни энергии могут также расщепляться и смещаться в ре­зультате вз-ствия квадрупольных мо­ментов ядер с электрич. полем эл-нов.

Расстояние между подуровнями С. с. ~ в 1000 раз меньше, чем между уровнями тонкой структуры, т. к. ξξ~ в 1000 раз меньше энергии спин-орбитального взаимодействия, вызы­вающего тонкое расщепление. Вслед­ствие С. с. уровней в спектре атома вместо одной спектральной линии по­является группа близко расположен­ных линий — С. с. спектр. линии.

С. с. спектр. линии может услож­няться также вследствие отличия ча­стот спектр. линий изотопов хим. эле­мента — изотопич. смещения. При этом происходит наложение спектр. линий разл. изотопов, из смеси к-рых состоит элемент. Изотопич. смещение для тяжёлых элементов того же поряд­ка, что и ξ. С. с. может наблюдаться также в спектрах молекул и кристал­лов.

СВЕТ, 1) в узком смысле — то же, что и видимое излучение, т. е. эл.-магн. волны в интервале частот, восприни­маемых человеческим глазом (7,5X10¹⁴—4,0•10¹⁴ Гц), что соответствует длинам волн в вакууме от ~400 до ~760 нм. С. очень высокой интенсив­ности глаз воспринимает в несколько более широком диапазоне. Световые волны разл. частот воспринимаются человеком как разл. цвета (подроб­нее см. в ст. Колориметрия).

2) С. в широком смысле — сино­ним оптического излучения, включаю­щего, кроме видимого, излучение УФ и ИК областей спектра.

СВЕТИМОСТЬ в точке поверхности. одна из световых величин, отношение светового потока, исходящего от эле­мента поверхности, к площади этого элемента. Единица С. (СИ) — люмен с квадратного метра (лм/м²). Анало­гичная величина в системе энергетич. величин наз. энергетической С. (и злучательностью) и из­меряется В Вт/М².

664