Андрей Гришаев - Этот «цифровой» физический мир

Автор [Ф5] делает совершенно справедливый вывод о том, что разнообразные проявления «сверхпроводимости» - включая такие эффектные, как опыт Аркадьева с постоянным магнитом, левитирующим внутри чаши из сверхпроводника – разом находят непротиворечивое и естественное объяснение, если допустить, что мы в действительности имеем здесь дело с проявлениями сверхнамагниченности образцов. Конечно же, в режиме сверхнамагниченности нет упорядоченного движения свободных электронов – такое движение непременно затухало бы из-за потерь на джоулево тепло.

Интересно, что не было прямых доказательств того, что в проводящем кольце, охлаждённом ниже критической температуры, «годами» циркулировали электроны – поскольку о наличии тока сверхпроводимости судили исключительно по магнитному полю кольца. Но ведь и обычные постоянные магниты годами сохраняют свои свойства – причём, отнюдь не при сверхнизких температурах – а токов сверхпроводимости в этих магнитах нет. В чём же разница между источниками магнитного действия у постоянного магнита и у «сверхпроводящего» кольца? Разница здесь только в чисто теоретических воззрениях – согласно которым, по кольцу всё-таки циркулирует ток сверхпроводимости, обусловленный упорядоченным движением электронов. Впрочем, даже среди физиков мало кто знает, в чём заключается эта «упорядоченность». Многие слышали о том, что, согласно микроскопической теории сверхпроводимости Бардина, Купера и Шриффера (БКШ), дающие ток сверхпроводимости электроны объединены в т.н. куперовские пары – но это не всё. Авторы [З1] разъясняют: « общий импульс пары равен нулю… можно утверждать, что куперовская пара образуется электронами, имеющими противоположные импульс и спин », и немедленно добавляют: « Последнее не следует понимать буквально ». Это очень важное добавление – без него очевидна абсурдность микроскопичекой теории сверхпроводимости.

А появился этот абсурд потому, что иного механизма переноса электричества в металлах, кроме как через движение свободных электронов, наука до сих пор не заметила. Между тем, как изложено выше, миграции зарядовых разбалансов, порождающие намагниченность образца, происходят совершенно без потерь на джоулево тепло. Т.е., миграции зарядовых разбалансов являются истинными токами сверхпроводимости – даже при комнатной температуре.

Но остаётся вопрос: каков же физический смысл критической температуры? Что за фазовый переход происходит при охлаждении образца ниже этой температуры? Следуя логике вышеизложенных представлений о намагниченности ( 5.13), мы полагаем, что при субкритической температуре имеет место макроупорядоченность миграций химических связей во всём объёме образца – такая, что, в терминах намагниченности, весь образец представляет собой один домен.

Каким же образом один домен может разрастись на весь объём образца? Эта возможность, на наш взгляд, следует из уменьшения частоты переключений направленных валентностей у атомов металлов по мере понижения температуры [Г6]. Действительно, упорядоченность переключений химических связей на замкнутой цепочке атомов не может быть устойчива, если период переключений химических связей меньше характерного «времени синхронизации» на длине этой цепочки – а это «время синхронизации» равно длине цепочки, делённой на скорость света. Тогда максимально возможная длина L *замкнутой цепочки атомов, которая способна, через стационарные миграции химических связей, порождать стационарное магнитное действие, определяется простым соотношением

L *= c/f вал( T ) . (5.14.1)

Значит, температура перехода в состояние сверхнамагниченности не является характеристической для конкретного материала: она зависит от характерных размеров образца! Если образец представляет собой замкнутый проводник, у которого отношение длины к размеру поперечного сечения много больше единицы, то в состоянии сверхнамагниченности, когда весь этот проводник является одним доменом, замкнутые линии подвижек статических зарядовых разбалансов проходят по всей длине этого проводника. Поэтому в данном случае именно длина проводника является характерным размером, от которого зависит температура T *перехода в состояние сверхнамагниченности. Полученная нами [Г6] зависимость T * ( L *) приведена на Рис.5.14 для титана, ниобия и циркония, которые используются как «сверхпроводящие» материалы. Как можно видеть, при увеличении длины замкнутого проводника, требуется сильнее охлаждать его для перехода в состояние сверхнамагниченности. А, при одной и той же температуре хладагента, переход в состояние сверхнамагниченности может быть возможен для короткого контура, но невозможен для более длинного, сделанного из того же самого материала . Эти выводы играют ключевую роль в понимании драматической истории создания «сверхпроводящих» соленоидов.