固体物理-第八章-超导电性的基本理论课件优秀PPT.ppt

《固体物理-第八章-超导电性的基本理论课件优秀PPT.ppt》由会员分享，可在线阅读，更多相关《固体物理-第八章-超导电性的基本理论课件优秀PPT.ppt（65页珍藏版）》请在淘文阁 - 分享文档赚钱的网站上搜索。

1、第八章 超导电性的基本理论8.0 8.0 超导探讨简述超导探讨简述 8.1 8.1 超导体的基本特性超导体的基本特性8.2.8.2.超导转变超导转变8.3.8.3.伦敦电磁学方程伦敦电磁学方程8.4.8.4.其次类超导体其次类超导体8.5.BCS8.5.BCS理论梗概理论梗概8.6.8.6.隧道效应隧道效应8.7.8.7.约瑟夫森效应约瑟夫森效应8.0.8.0.超导探讨简述超导探讨简述8.0.1 超导现象的发觉1911年，荷兰物理学家昂纳斯(Onnes)发觉Hg的电阻在4.2K左右陡然下降为零。物体的这一特性就叫做超导电性;具有超导电性的物体就叫做超导体；8.0.2.全球超导热18701880

2、189019001910192019301940首次发现超导现象氧气液化氢气液化氦气液化发现者：荷兰物理学家Onnes超导体:水银,临界温度：4.18K8.0.8.0.超导探讨简述超导探讨简述1986年初：两位瑞士科学家J.G.柏诺兹和K.A.缪勒发觉新物质Ba-La-Cu-O的临界温度可能高达30K1986年911月：日本科学家证明新物质Ba-La-Cu-O具有超导体性质1986年12月25日 美国休斯顿高校的探讨人员发觉了该物质的Tc为40.2K1987年2月15日：美国休斯顿高校的朱经武等发觉了Tc为98K的超导体。1987年2月24日：中科院物理探讨所的赵忠贤等13人获得了转变温度10

3、0K以上的Y-Ba-Cu-O 1988年1月,日本的探讨人员发觉了Bi-Sr-Cu-O 的Tc为110K1988年2月：赫尔曼等发觉了Tl-Ba-Ca-Cu-O的Tc为125K8.0.8.0.超导探讨简述超导探讨简述8.0.3.超导材料临界温度提高的历史8.0.超导探讨简述8.0.4 超导理论探讨1930194019501960同位素效应实验验证二流体模型库珀对伦敦方程第二类超导体BCS理论单电子隧道效应约瑟夫森效应发现迈斯纳效应8.0.超导探讨简述8.0.5.超导材料的应用零电阻特性的应用超导电缆、电机、超导能，.强磁场应用磁悬浮列车、磁流体发电，.约瑟夫森效应的应用超导计算机，超导数字电路

4、,8.0.超导探讨简述8.0.6.超导探讨任重道远目前,超导技术尚未得到广泛应用,将来的路仍旧是曲折的,漫长的.当前超导探讨最鼓舞人心的课题：(1)探究具有更高TC的，特殊是室温以上的新超导体；(2)提高现有液氮温区大块超导体的临界电流密度，达到好用所须要的水平；(3)阐明新的氧化物超导体和有机超导体的超导机制。8.1 超导体的基本特性8.1.1 零电阻在特定的条件（临界温度Tc或临界磁场Hc）下超导体的电阻R突然消逝，而且这一现象是可逆的，当特定的条件消逝，超导体又复原为常规导体。Tc TTc TTc TTc TTc;Hc(0)0理想导体(上)和超导体(下)对外磁场的响应8.1 超导体的基本

5、特性超导体的抗磁性8.2.超导转变材料在确定条件下由一般物体转变为超导体或逆向的变更叫做超导转变。8.2.1磁场中的超导转变1磁场的影响假如对处在超导状态的物体，在Tc温度以下，加外磁场，当外磁场（Ha）由零增加到Hc时，就会突然转入正常状态，反之，在磁场降低过程中，当Ha降低到Hc时物体又复原到超导态。这一超导态与正常状态之间的转变即是相变 Hc是发生超导转变的临界磁场。8.2.超导转变一根超导长棒，设想沿其长度方向加磁场Ha,长棒内部的磁通密度B将随外磁场变更。一般金属是非铁磁性的。因而，他们内部的磁通密度B和外磁场成正比。即B=m0Ha,如图中虚线所示，图中实线则代表超导体的状况。由图可

6、见，超导体在Hc以下是完全抗磁性的。达到Hc时，超导体就转变为正常状态。在更高的磁场下，超导体于正常物体一样。图中箭头表示这种转变是可逆的。B=0超导体0BHaHc正常金属B=m0Ha非铁磁体棒沿轴向加磁场的超导转变8.2.超导转变2转变相图超导体的临界磁场Hc与温度T有关，它由在0K时的Hc(0)，下降到临界温度Tc的0，由此可得磁场中超导体的H-T图，H-T图被Hc(T)曲线划分为超导态和正常态两个区域，在Hc(T)线上发生超导态与正常态间的可逆相变，所以H-T图叫做超导体的相图。任一处于超导态的点(如P点)，增加温度或/和外磁场，都能使超、导体转变到正常态。超导态P正常态Hc(0)H0T

7、Tc临界磁场磁场中的超导态和正常态8.2.超导转变各种超导体的Hc(0)值不同，Tc较小者，Hc(0)也小，因此每一个超导体都有其自身的相图，它们都可表示为临界磁场与温度的函数Hc(T)这些曲线近似于抛物线形态：Hc=H01-(T/Tc)2式中 H0=Hc(0)，即T=0K时所对应的临界磁场。8.2.超导转变8.2.2.超导转变热力学1相变的驱动力磁场中非铁磁超导体处于超导态时，吉布斯自由能为Gs(T,H)=Gs(T)+0H(-0M)dH 因为，超导体处于超导态时具有完全抗磁性，M=-H，所以，Gs(T,H)=Gs(T)+0H(0H)dH=Gs(T)+0H2/2(Gs(T)为没有外磁场时超导体

8、处于超导态的吉布斯自由能)而它处于正常态时吉布斯自由能为GN(T)(对非铁磁性材料它与磁场无关)8.2.超导转变在相变曲线上H=Hc(T)，超导态与正常态两相平衡共存吉布斯自由能应相等GN(T)=Gs(T,H)=Gs(T)+0Hc2/2GN(T)-Gs(T)=0Hc2/2上式说明超导态的吉布斯自由能比正常态的要低0Hc2/2，这一能量差称为超导态的凝合能,即发生超导转变的驱动力。依据S=-(G/T)可得到正常态与超导态两相熵的差为:由Hc-T图可知dHc/dTSs 表明超导态相对于正常态来说是一种更有序的状态。8.2.超导转变2相变的性质无磁场的状况:当T=Tc时，Hc=0,则SN=Ss,即,

9、GN/T=Gs/T,这表明在无磁场时，超导态到正常态的相变不仅G连续而且G的一阶导数也连续。依据潜热公式 L=TS=T(SN-Ss)，由于SN-Ss=0,所以L=0，即相变时没有潜热。依据比热公式：C=T(S/T),则C为：8.2.超导转变由于T=Tc时，Hc=0，所以可见该相变属于二级相变。有磁场的状况:Hc0，相变在TSS，L0，相变有潜热，所以是一级相变。超导00.010.020.030.0412345T/K比热/Jmol-1K-1锡在正常态和超导态下的比热正常Tc8.2.超导转变8.2.3.超导电子对比热的贡献正常金属的比热CN包括两个部分：晶格比热和传导电子比热CeN。超导态金属的比

10、热Cs也包括两个部分,但晶格比热不发生变更，变更的是电子比热Ces,因此：Cs-CN=Ces-CeN.超导体中电子的比热在TTc时按指数形式随温度变更：Ces=Ae-D/kBT其中A为常数，为由正常电子变成超导电子所需能量，kB为玻兹曼常数。该式表明在超导电子的能谱中存在能隙，随温度的上升被激发越过能隙的电子数将随温度按指数形式变更，它示意有两种电子的存在，从而有人提出二流模型8.3.伦敦电磁学方程依据Maxwell方程：B=0 j,而依据迈斯纳效应，在超导体内部B为零，所以内部电流密度j也为零，而在超导体外部B不必需为零，所以假如超导体有电流的话，只能在表面流淌。8.3.1.方程推导在超导体

11、中，超导电子的运动不受阻力（零电阻性质），所以，假如超导体中保持一恒定电场E，则这些电子将在该电场下做匀加速运动，设超导电子的质量和速度分别为m和vs 则 mvs/t=-eE设超导电流密度为js，超导电子的密度为ns,则 js=ns(-e)vs，把该式代入mvs/t=-eE 得出:8.3.伦敦电磁学方程 式中t代表时间,a=m/(nse2)可见超导体中的电场将产生一个持续增加的电流，该式描述了超导体的零电阻性质：若电流无变更，超导体内就没有电场。另一方面，将E=a(js/t)代入Maxwell方程：,得：或写成：8.3.伦敦电磁学方程可见，假如(a js)=-B 在任何时刻都成立，则上式成立。

12、所以,该式描述了超导体的抗磁性：B在超导体内由于受到超导电流的屏蔽而快速降为0。E=a(js/t)和(a js)=-B 分别描述了超导体的零电阻性质和迈斯纳效应，称为伦敦方程。综上所述，在伦敦方程中，迈斯纳效应是以0电阻为条件的。然而，0电阻本身不产生迈斯纳效应。伦敦方程事实上是在0电阻所允许的全部解中，选择了符合条件8.3.1.2的解来概括超导态。8.3.伦敦电磁学方程8.3.2.迈斯纳效应与穿透深度考虑恒定电场的状况，此时，在超导体内必有E=0,否则，依据伦敦方程，超导电流js将会无限增加.因此，麦克斯韦方程为，xB=m0js即js=xB/m0把该式代入(ajs)=-B得(ajs)=Ba/

13、m0=-B,a=m/(nse2)即x(xB)=-m0B/a=-m0nse2B/mlL=m/(m0nse2)1/2由于，x(xB)=(B)-2B而磁场是有旋无散的，B=0，因而8.3.2.1化为，8.3.伦敦电磁学方程为理解该方程的意义，考虑以超导体的平面界面，处于平行于其界面的匀整外磁场中，如图所示。假设超导体外部的y方向的磁通密度为Ba,并令垂直于此界面的方向为x方向,由于外磁场是匀整的，Ba的方向处看作标量方程式。从而，可以用1维式2B(x)/x2=B(x)/lL2B(x)为在外磁场Ba中超导体内x处在y方向的磁通密度。超导体B(x)lxBa超导体边界处磁通密度的变化y8.3.伦敦电磁学方

14、程该方程的解为，上式表明，超导体内部磁通密度按指数规律渐渐消逝，在x=L处下降到其表面值的1/e，这一距离称作伦敦穿透深度。由下式计算浓度：ns约41028m-3 代入电子的质量和电量，得L约为10-6cm。把8.3.2.3 代入js=xB/m0还可以得到在此状况下与平面垂直（z）方向的超导电流jsz=-Baexp(-x/lL)/(m0lL)可见伦敦方程不仅说明白迈斯纳效应，而且预言了：超导体确定厚度的表面超导电流屏蔽了内部磁场。8.4.其次类超导体8.4.1.超导体的两种类型1.第一类超导体 大多数元素超导体的的磁化曲线如下图a所示。这类超导体称为第一类超导体。它们只有一个临界磁场，而且一般

15、不高，通电后它自身产生的磁场就足以破坏其超导态。-MA.第一类超导体B.第二类超导体-MHHcHC1HC2H超导态混合态正常态两类超导体的磁化曲线8.4.其次类超导体2.其次类超导体其次类超导体的磁化曲线存在两个临界磁场如图b所示：下临界磁场Hc1和上临界磁场Hc2。假如，HaHc1和第一类超导体相同，完全抗磁性,零电阻Hc1Ha Hc2 正常态假如其次类超导体在成分上是匀整的，它的磁化就是可逆的。不管外磁场从零增加还是从大于Hc2的某值减小，图中的磁化曲线不变。这类超导体的上临界磁场通常很高，可达几十特斯拉，而下临界磁场很底，两者之比达100以上。所以，实际运用的都是其次类超导体。8.4.其

16、次类超导体上下临界磁场的温度曲线与第一类超导体相像。近似地有，Hci=Hci1-(T/Tc)2i=1,2,7.4.1.1.式中Hci(0)即T=0K时两类超导体所对应的临界磁场，Tc是临界温度。右下图为上式的图示。两条曲线把H-T平面分成3个区域：正常态区，混合态区，超导态区。H0Tc第二类超导体临界磁场温度曲线Hc2(T)混合态Hc1(T)超导态正常态Hc1(0)THc2(0)8.4.其次类超导体3处于混合态的其次类超导体的磁结构特征处于混合态的其次类超导体，其内部有磁感应线穿过。在超导体内形成很多半径很小的圆柱体形正常区。正常区四周由相互连通的超导区包围。(见图)为了使其次类超导体进入混合

17、态，必需有最低的外磁场强度。即，下临界磁场Hc1（T）。当外磁场接着增加，园柱体形正常芯的面积并不扩大，其磁通量也不变，仍旧是单位磁通，即磁通量子。但是数目增加，达到某一磁场强度时，相邻圆柱体彼此接触，超导性消逝，整个材料处于正常态。Ha混合态，正常芯与环形的超导涡旋电流，竖线代表穿过正常芯的磁通。表面电流维持整体抗磁性8.4.其次类超导体8.4.2其次类超导体中的界面能处于混合态的其次类超导体中园柱体形正常芯与超导区之间必定有界面存在。但它们不是截然划分的几何界面，而是过渡区。该过渡区的存在必定引起能量的变更，即产生附加的界面能。界面能由两部分组成：其一是因为正常芯的磁通进入超导区穿透深度l

18、L范围以后才几乎削减到0，由此而削减的磁能，单位面积约为m0H2lL/2(H为外磁场强度)，另一个是界面旁边x（相干长度）范围内超导电子浓度几乎削减到0，相对于超导区其单位面积的凝合能上升了m0Hc2x/2 (Hc为临界磁场强度)，因此，界面能为，8.4.其次类超导体s=m0Hc2x/2-m0H2lL/2假如，xlL,HcH,s0,界面的出现会引起体系能量上升，所以不会出现界面，即没有正常芯。为第一类超导体的状况。xlL，且Hc1HHc2 s0 理论梗概伦敦理论是唯象理论，没有阐明超导现象的物理缘由。1957年，J.Bardeen,L.N.Cooper&J.R.Schrieffer三人发表文章

19、，首次从微观上揭开了超导电性的隐私。该理论以三人名字的首字母命名，称之为BCS理论。8.51.同位素效应超导元素，例如Hg，的Tc与其同位素养量M有关，M：199.5203.4;Tc:4.1854.146K，且有：TcMa=常数，对于很多数金属元素，a=0.50.03，不管a为何值，都说明超导转变与原子质量有关。上述现象被称为同位素效应。由同位素效应可见，M,Tc0.即没有超导性。在原子质量无穷大时晶格原子就不能运动，就没有晶格振动了。此外，晶格振动的频率w正比于M，Tc正比于M。因此，该现象示意:超导性与电子-声子（晶格振动）的相互作用有关！正是对此问题的探讨导致了BCS理论的产生。理论梗概

20、某些元素的同位素效应a值0.00 0.050.15 0.050.330.08 0.020.33 0.030.00 0.05RuOsMoNb3SnMo3IrZr0.45 0.050.32 0.070.47 0.020.50 0.030.47 0.020.61 0.10ZnCdSnHgPbTla a超导体超导体a a超导体超导体理论梗概8.5.2.电子-声子的相互作用我们知道电子-声子的相互作用，产生了电阻。1950年弗列里希证明另一种电子-声子的相互作用：一个电子放射出一个声子，而后这个声子马上被另一个电子吸取，在某种状况下，这种放射和随即吸取声子的过程能够在电子间产生一种弱吸引力。下图是这一过

21、程的说明。设想电子1以V1的速度在晶体中运动，由于它带负电，把近邻的正离子吸向自己。而晶格离子的位移产生格波，即声子。电子速度很快（约为费米速度），而正离子质量大反应慢，当电子1已经离开后正离子还没有完全复位。从而形成一个正电区（正离子对电子的超响应）假如此时刚好有电子2以速度V2从正电区旁边经过它就会受到正电区的吸引。于是，两电子之间通过与超响应的正电区的吸引作用而表现出间接的相互吸引.如左图所示。用场理论语言说，就是波矢为k1的电子发射波矢为q的“虚声子”后，波矢变为k1,而波矢为k2的另一个电子吸取这个虚声子波矢变为k2,如右图所示。这就是两个电子通过交换虚声子而发生相互吸引作用。V11

22、2V2由声子传递的电子-电子相互作用示意图k1k2 k1k2q理论梗概所谓虚声子的含义是：在电子1放射声子和电子2吸取声子的过程中，其初态（k1,k2）和末态（k1,k2）准动量和能量都守恒的，即，k1-q=k1,k2+q=k 2,k1+k2=k1+k 2,Ek1+E k2=Ek1+Ek2但是，在电子1放射声子和电子2吸取声子的过程中能量不守恒。这是因为声子从被放射到被吸取的时间很短。依据测不准原理。Dt.DE,因而，能量DE的不确定性很大。能量不守恒的过程称为虚过程。该过程中存在的声子称为虚声子。放射虚声子的过程的存在是以在极短的时间内有另一电子吸取此虚声子为前题的。理论梗概放射和吸取虚声子

23、只不过是电子通过晶格畸变发生相互作用的场论说法，不能认为是对普遍的能量守恒定律的破坏。上述过程只有在费米面旁边的电子，遵守泡利不相容原理的状况下才能够发生。当然电子之间还有库仑斥力，但是由于正离子的中介作用电子而受到猛烈的屏蔽。此时电子之间的库仑斥力由下式确定，V(r)q2e-l/r,（q,e,l,r分别为电子电量，自然数，与金属特性有关的常数，电子间距）即随距离的增大，电子间的库仑斥力衰减很快。因此，引力和斥力相抵后电子之间仍旧能够有净的引力存在。理论梗概3总的物理图象超导体在正常态时，电子听从费米分布，在超导态时，低能量的即在费米球内部的电子仍旧与正常态中的一样。但在费米面旁边的电子，在交

24、换虚声子所引起的引力作用下按相反的动量和自旋两两结合成电子对，即库柏对。当上述能量范围内的电子都结合为库柏对以后，系统就处于能量最低的基态。库柏对是复合粒子，泡利原理对它已经不适用，它们是遵循玻色-爱因斯坦统计的粒子。因而，库柏对处于具有相同能量的同一量子态。库柏对空间尺度约为10-4cm，为晶格常数的几千倍，库柏对之间相互交叉重叠。理论梗概8.5.3.库柏对1什么是库柏对1956年库柏证明：只要两个电子之间有净的吸取作用，不管这种作用多么弱，它们都能形成束缚态，其能量低于自由电子的能量。这种束缚在一起的一对电子，称为库柏对。2形成库柏对的条件费米面旁边(与费米能相差wD10-4EF，即,EF

25、wD,wD德拜频率，或声子平均频率)，准动量和自旋都相反的电子之间简洁形成库柏电子对。即：动量大小相等，方向相反，自旋方向相反，波矢在KF 旁边的电子.理论梗概库 柏 对(Cooper Pairs)理论梗概8.5.4.能隙1.超导态金属自由电子基态由于库柏对转移到比费米能低的同一能量状态上，所以在费米面旁边存在空隙，称之为能隙。大小为2。对于其它超导体也同样，在T=0K，费米面旁边的电子全部组成电子对，这就是系统的基态。2.能隙把一个电子对拆散为两个正常电子，至少须要2的能量。这意味着，系统不行能有在基态与2之间的能量，即存在能隙，其宽度为2。超导体的很多性质与该能隙有关。正常态超导态2(0)

26、EF空态占态金属超导态与常导态时电子能谱示意图理论梗概8.5.5.BCS理论的基本结论1.超导电子即为组成库柏对的那些电子;在确定零度时，费米面旁边的电子全部组成库柏对，超导体处于一种高度有序的状态，这就是系统的基态。2.超导态能隙的存在说明拆开库柏对须要确定的能量，T=0K时，(0)=2wDexp-1/N(EF)G wD、N(EF)、G分别为德拜频率、EF处正常电子的态密度和电子-声子耦合系数，2(0)与 Tc有如下关系 2(0)=3.53kBTc能隙参量是温度T的函数。理论梗概3.电子对和能隙，都是全部电子的集体效应，是通过整个电子气与晶格间的耦合而产生的，它的强弱或大小取决于全部电子的状

27、态。利用BCS理论提出的微观图象可以说明超导态的大多数宏观物理现象。如零电阻现象：超导体内没有电流时，每个库柏对的总动量为零。而当超导体处于载流的超导态时，每个库柏对都获得同样的附加动量，因而总动量不再为零。电流是靠库柏对来输运的，库柏对中电子的散射只是使这一对转化为另一对，但在散射过程中总动量保持不变，所以电流不发生变更。8.6.隧道效应8.6.1.N-I-N结隧道效应1.什么是隧道效应N-I-N:当I层厚度在几十到几百纳米时，即使电子能量低于I层的势垒也有确定的概率穿透I层。这就是正常电子的隧道效应。2.发生隧道效应必需满足的两个条件隧道效应前后，系统的能量守恒；电子隧穿后必需有空态供应应

28、隧穿过来的电子。没有外加电压时，两层金属的费米能相等。没有电流通过。当有外加电压V时，两层金属的费米能相差-eV,在该能量范围内的电子隧穿形成净电流。一般说来，电流的大小与外电压成正比，如下图直线所示。VAINN8.6.隧道效应8.6.2.S-I-N结的隧道效应1.试验结果把N-I-N结中的一个N结用超导体代替，并使之处于超导态，就变成了S-I-N结。加上外电压，系统的电流-电压特性由原来的直线，变成了曲线,如右图所示。2半导体模型如前面所说，在超导体中存在一费米能级为中心的宽度单粒子隧道效应单粒子隧道效应的曲线的曲线I-VI-V关系关系.IVVs0N-I-N结S-I-N结8.6.隧道效应为2

29、D的能隙。T=0K,在2D能隙以下的能级全部填满电子，在2D能隙以上的能级全部空着。它对应BCS理论的基态。T0K,由于热激发，在能隙以上的能级上会出现少量电子，与此同时，在能隙以下的能级会出现少量空态（或空穴）。如下图所示(图中影线表示占态)。这种模型叫做半导体模型广泛用来探讨隧道效应。ENs(E)2f(E)1.0T0K时超导态单粒子能态密度以及电子的分布EF08.6.隧道效应3.半导体模型的说明T=0K的状况。从下图可见，当右边正常导体的费米能低于或等于左边超导体能隙的顶部能量时，即，0VD时，Ns(E)N(E)，电流随电压的变更于N-I-N结相同。所以，其电流-电压曲线如上图所示。T0K

30、时，超导态能隙之上右少量电子，能隙之下右少量空穴，当0VD2，其电流-电压特性曲线如右图所示，T0K,V=(D1-D2)/e处,出现隧道电流的一个峰值。在V=(D1+D2)/e处，电流急剧增加。假如T=0K,仅当V(D1+D2)/e,才有隧道电流。(D D1 1-D-D2 2)/eIV T0K时的时的电流电流-电压关系电压关系(D D1 1+D+D2 2)/e8.6.隧道效应2说明当两边的金属都处于超导态，它们各自的单电子态都有正常电子，能隙狭窄的超导体2正常电子多，加上外电压后，使得超导体2的费米能比超导体1的费米能高出eV,直到eV=D1-D2，电流随电压增加而增加，因为，在此阶段，能隙窄

31、的超导体2中的正常电子逐步隧穿到能隙宽的超导体1中空的单电子态。接着增加电压，能够隧穿的电子态密度减小，因而电流下降，呈现负阻现象。直到eV=D1+D2，窄能隙的下沿同宽能隙的上沿处于同一水平线以后，再增加电压，有很多电子从超导体隧穿到超导体1的单电子状态，电流因而很快上升。E2D D1 1a.T=0时的能态密度时的能态密度S I-SEFEb.T=0时产生隧道电流示意图时产生隧道电流示意图S I-S负负正正2D D2 22D D2 22D D1 1EFEFEF8.6.隧道效应(增加外电压的过程事实上就是使得超导体2中电子的能量不断上升的过程，只有当超导体2的占态与对面的超导体1的空态相对时才有

32、隧道电流产生).可见，利用S-I-N结或S-I-S结的I-V曲线可以便利而精确地测量超导体的能隙。此外，利用dI/dV-V曲线，d2I/dV2-V曲线还可以探讨超导体内的态密度和有效声子谱等E2D D1 1a.T0时的能态密度时的能态密度S I-SEFEb.T0时产生隧道电流示意图时产生隧道电流示意图S I-S负负正正2D D2 22D D2 22D D1 1EFEFEF8.7.1.什么是Josephson效应上 面 探 讨 的 都 是 单 电 子 隧 穿 效 应。1962年Josephson深化探讨了弱连接即用很薄的超导体、导体或绝然体将超导体连接，使得只能允许很微小的超导电流(mA-mA)

33、从一侧的超导体流向另一侧的超导体S-I-S结的隧道效应(图a,b)，发觉超导电流的载流电子对（即库柏对）同样也能穿过绝缘层I(厚度10左右).8.7.约瑟夫森效应VAISS8.7.约瑟夫森效应约瑟夫逊从理论上预言下列现象：（1）当S-I-S结两端无外加电压时，也可存在很小的超导电流，这是超导电子对的隧道电流。这一现象称为直流约瑟夫逊效应。（2）当结两端的直流电压V0时，仍存在超导电子对的隧道电流，但它是一个交变的超导电流，其频率为 w=2eV/.而当外加一个频率为w1的交变电磁场时，会对结内交变电流起频率调制作用，从而产生直流重量，在I-V曲线上强出现一系列台阶，电流台阶对应的电压值Vn满足2

34、eVn/=nw1(n为整数)。这种现象称为沟通约瑟夫逊效应(图c)8.7.约瑟夫森效应（3）假如在与隧道结面平行的方向加一磁场H,则结上直流电流的大小将受到H的大小的调制（留意没有外加电压，故为直流约瑟夫森效应。此即磁场对隧道结超导电流的相位调制作用(图d)。d.Sn-I-Sn结极大超导电流作为磁场的函数示意图H（高斯）ImaxmA微波辐照无微波辐照放大电流mA电压(mV)c.Sn-I-Sn结微波辐照下的直流I-V示意图8.7.约瑟夫森效应8.7.2.约瑟夫逊基本方程在单个超导体中，全部的库柏对都凝合到同样的量子态。可以用有效波函数来描述这个量子态：y=nseif其中ns，f分别为库柏对密度和

35、波函数的相位。全部库柏对具有相同的能量E,可以认为y满足量子力学的波动方程：iy/t=Ey考虑一个S-I-S结，假如绝然层很厚，可以认为它们相互独立，有效波函数分别满足上面的方程。对于约瑟夫森结，绝然层很薄，因而两块超导体之间有弱的耦合存在。即，库柏对在两块超导体间有很小的转移几率。于是，一侧的波函数的时间变更率和另一侧的波函数有确定的联系。8.7.约瑟夫森效应设两侧的电子对电子对的波函数分别为：y1=ns1ei1，y2=ns2ei2则：iy1/t=E1y1+ky2 iy2/t=E2y2+ky1 k为耦合系数，它表征两侧超导体耦合的强弱程度，这里k时很小的。把代入并分开实部和虚部。便得：ns1

36、/t=2k(ns1ns2)1/2sin(2-1)ns2/t=-2k(ns1ns2)1/2sin(2-11/t=-E1-k(ns2/ns1)1/2cos(2-1)2/t=-E2-k(ns1/ns2)1/2cos(2-18.7.约瑟夫森效应上面的方程可以化为：ns1/t=-ns2/t最终两个方程称为约瑟夫森基本方程，它们描述由于隧道效应引起的两块超导体内电子对的密度和相位差随时间的变更规律。ns1/t=-ns2/t表明一则削减库柏对的速率对于另一则增加库柏对的速率。8.7.2.直流约瑟夫逊效应电流源供应约瑟夫逊结的电流不为0时，隧道电流密度J=2ens1/t，8.7.约瑟夫森效应把 ns1/t=2

37、k(ns1ns2)1/2sin(f2-f1)/代 入其中，且令4ke(ns1ns2)1/2/=Jc 得隧道电流密度为：式中1、2分别为两个结的超导电子波函数的相位。Jc为最大电流值。在结两端的直流电压V=0时，电子对穿过势垒后 其 势 能 的 变 更 为，E2-E1=2eV=0,依 据8.7.1.6得f2-f1为不等于0的常数，所以通过结的电流是确定值小于Jc的直流。整个结就是一个完整的超导体。这就是直流约瑟夫逊效应几个月后，P.W.Andenson and J.M.Rowell的试验(见下图)验证了上述预言。8.7.约瑟夫森效应直流约瑟夫逊效应的直流约瑟夫逊效应的I-V关系关系.IIc时，沿

38、虚线a跳到单粒子隧道效应的曲线b；降低电压，电流将按曲线b下降。IabVIc08.7.约瑟夫森效应8.7.3.8.7.3.沟通约瑟夫逊效应沟通约瑟夫逊效应在在结结两两端端的的直直流流电电压压 V0V0时时，电电子子对对穿穿过过势势垒垒后后其其势势能的变更为，能的变更为，E2-E1=2eV,E2-E1=2eV,由由8.7.1.68.7.1.6得，得，(f2-f1)/(f2-f1)/t=-2eV/,t=-2eV/,令令f(t)=f2-f1,f(t)=f2-f1,则上式化为：则上式化为：f(t)=f0-2eVt/,f(t)=f0-2eVt/,把该式代入把该式代入8.7.1.78.7.1.7得隧穿电流

39、密度为，得隧穿电流密度为，隧穿电流发生振荡，其频率隧穿电流发生振荡，其频率w w为：为：式式中中f f 0 0 为为两两个个结结的的超超导导电电子子波波函函数数的的初初始始相相位位差差，这就是沟通约瑟夫逊效应。这就是沟通约瑟夫逊效应。假假 如如 除除 了了 直直 流流 电电 压压 还还 加加 上上 微微 波波 辐辐 照照 则则V=V0+V1sinwt V=V0+V1sinwt 把把它它代代入入8.7.1.88.7.1.8式式可可以以得得出出电电流流的的直直流流重量。重量。8.7.约瑟夫森效应8.7.4.8.7.4.超导量子干涉器超导量子干涉器超导量子干涉器简称SQUID由一个或两个弱连接的超导

40、环构成，如右下图为两个弱连接的相同隧道结A和B构成的超导环。8.7.约瑟夫森效应由于两个结完全相同，没有磁场时，两个结的相位差相等。a=b=0,当有磁通=n0=pn/e,(0=p/e为磁通量子,n为整数）穿过闭合回路时，则两个结中会产生相位差：a=0-e/和b=0+e/于是，通过A、B两个结的隧道电流分别为Ia 和Ib，若两个结一样，则总电流密度为：J=Jcsin(0+e/)+sin(0-e/)=2Jcsin0cos(p/0)8.7.约瑟夫森效应可见电流I 随周期性地变更，每当为0的整数倍时，I 出现极大值。这种现象与光通过双狭缝的干涉现象特别相像，称为量子干涉现象，可用来测量极微弱的磁场。下图为其试验曲线。图中小周期受限制,大周期为结的磁通限制.人有了学问，就会具备各种分析实力，明辨是非的实力。所以我们要勤恳读书，广泛阅读，古人说“书中自有黄金屋。”通过阅读科技书籍，我们能丰富学问，培育逻辑思维实力；通过阅读文学作品，我们能提高文学鉴赏水平，培育文学情趣；通过阅读报刊，我们能增长见识，扩大自己的学问面。有很多书籍还能培育我们的道德情操，给我们巨大的精神力气，鼓舞我们前进。