第二類超導體

基於第二類超導體的某些性質（如磁化行為、臨界電流等）對諸如位錯、脱溶相等各種晶體缺陷十分敏感。只有體內組分均勻分佈，不存在各種晶體缺陷，其磁化行為才呈現完全可逆，稱為理想第二類超導體。反之，則稱為非理想第二類超導體或硬超導體。非理想第二類超導體具有較大的實用價值 ^[1]  。

一細長圓柱狀的理想第二類超導體，處於平行於軸方向的外磁場中時。可以看到存在有兩個確定的臨界場,即下臨界場Hc1和上臨界場Hc2。當外磁場低於Hc1時，超導體處於邁斯納態,即磁場被排出超導體外。但從Hc1開始，磁場部分地穿透到超導體內部，而且隨着磁場的增高，穿透程度也增加(-M減少)；一直到達到Hc2時磁場才完全穿透超導體(M=0)，這時，超導體過渡到正常態。在Hc1<H<Hc2內的狀態，叫做混合態。一般地説，理想第二類超導體在Hc1和Hc2處的轉變均屬於二級相變。

第二類超導體的熱力學臨界磁場Hc可由實測到的磁化曲線下面所包圍的面積而得到。

理想第二類超導體處於混合態時，磁場以量子化的磁通線(也叫磁通渦旋)形式穿透體內。每根磁通線所具有的磁通量正好等於一個磁通量子。 磁通線的中心是一個半徑約為相干長度ξ 的圓柱形正常區，它外面存在一半徑約為穿透深度λ的磁場和超導電流區域。 一般地説，對於的第二類超導體，有λξ。

理論和實驗上都已得出，當處於熱力學平衡態時，理想第二類超導體中的磁通線排列成三角點陣，其點陣常數隨磁場的增高而減小。

第二類超導體與絕緣體或真空接觸，當它處在與界面平行的方向的外磁場中時，則存在於表面附近ξ厚度薄層內的超導電性，一直可以保持到=1.695Hc2為止，這就是表面超導性。

處於混合態(H>Hc1)的理想第二類超導體，在橫向磁場中，不能承載任何大小的超導傳輸電流，因而無多大實用價值 ^[2]  。

有關理想第二類超導體的理論是由Β.Л.京茨堡、Л.Д.朗道、Α.Α.阿布裏考索夫和Л.∏.戈科夫建立的，通稱為ΓЛΑΓ理論 ^[3]  。

非理想第二類超導體的磁化曲線。由於體內存在晶體缺陷而呈現不可逆的特性。當外磁場從零開始增大但小於Hc1時，超導體處於邁斯納態。當H>Hc1時，磁場以磁通線的形式穿透體內。但缺陷的存在對磁通線的穿透造成阻力，因此超過Hc1時，磁化強度繼續增大。當H>Hp時，則隨磁場的增大而它減小。直至Hc2時，磁化強度才等於零。當磁場從高於Hc2下降時，缺陷同樣阻礙磁通排出，故磁化曲線上出現磁滯現象，以致零磁場時有剩餘磁矩，稱為俘獲磁通。

晶陣缺陷的存在，阻礙着磁通線的運動。因此，可以把它們看作是一些對磁通線運動產生釘扎作用的釘扎體，也稱為磁通釘扎中心。釘扎作用的強弱以釘扎力Fp的大小來表示。當温度高於絕對零度時，由於熱激活的存在，磁通線總是有一定的幾率從一個釘扎中心遷移到另一個釘扎中心，這種磁通線發生跳躍式的無規運動叫做磁通蠕動。

當傳輸電流在與外磁場相垂直的方向上通過處於混合態的超導體時，每根磁通線既受到釘扎力Fp的釘扎作用,又受到電磁力（洛倫茲力）FL=J)×Φo的驅動作用，其中J) 為電流密度，Φo為磁通量子。當FL>Fp時，磁通線會發生較快地橫過導體的運動，這就是磁通流動。它會在導體縱向感生電壓，相應地“電阻”稱為磁通流動電阻，其電阻率，式中ρn為超導體處於正常態時的電阻率，B為外磁場值。

在平衡狀態下，超導體內各處的釘扎力與洛倫茲力相等，磁通線處於臨界態。這時，超導體的體電流密度就是臨界電流密度Jc。為描述臨界態，已提出了比恩-倫敦(Bean-London)模型和金-安德森(Kim-Anderson)等模型。

非理想第二類超導體處於混合態時，在很高的橫向磁場下，仍可以通過很大的體超導電流，其臨界電流密度Jc有時高達10A/cm以上。 通過Jc-H特性和組織結構的關係，以及磁熱不穩定性等的研究，現今已研製成功Nb-Ti、Nb-Zr合金和Nb3Sn,V3Ga化合物等穩定的實用超導材料，成為發展強磁場超導磁體技術的基礎。已經應用於固體物理、高能物理、受控聚變反應、磁流體發電等一系列現代科學技術部門而顯示了巨大的優越性 ^[4]  。

對於第二類超導體來説，當温度降到臨界温度以下時，我們對它施以外加磁場，隨着外加磁場增大，超導體內部的磁感應強度可能有三種情況：

1.當外加磁場比較小時，內部沒有磁通線，這就是通常理解的超導態。

2.隨着外加磁場增大到某個值，超導體內部開始出現了第一根磁通線，這時的外加磁場大小我們稱其為下臨界磁場。

在這種狀態下，隨着磁場的增大，磁通線分佈並不是處處一樣，而是必須排成點陣才使體內的能量最低。如果我們用磁粉撒上去，就可以觀察到這樣的點陣“小格子”。這種狀態，叫做“第二類超導體”的混合態。

3.外加磁場持續增大，到某個數值時，材料完全轉化為正常態。這時的外加磁場大小叫做上臨界磁場 ^[1]  。