Федоров Высокотемпературная сверхпроводимост.Тлеюсчий разряд 2010

ЗАДАНИЕ

1. По полученной в процессе работы эмпирической зависимости T(UT) – см. формулу (17.1) – и по формуле (17.2) вычислить значения температуры и соответствующие им значения сопротивления образца. Оценить сопротивление образца при комнатной температуре. Построить на миллиметровой бумаге зависимости Rобр(T) в диапазоне температур:

а) 78 – 300 К; б) 78 – 110 К.

2.Определить температуру начала Tн и конца Tк сверхпроводящего перехода. Определить критическую температуру Tc и ширину

перехода Tc. Сравнить результаты, полученные при измерении при различных токах через образец. Объяснить полученные результаты.

3.Для температур, выше критической, проверить зависимость сопротивления образца от температуры вида:

R(T) = R0 – a (T – Tc).

(17.3)

Определить константы R0 и a.

КОНТРОЛЬНЫЕ ВОПРОСЫ

1.Что такое критическая температура?

2.Что такое куперовская пара?

3.Какие причины могут приводить к появлению систематической ошибки при измерении температуры?

4.Как влияет скорость охлаждения и нагревания на результаты измерений?

5.Каков смысл параметра R0 в формуле (17.3)? Чем он определяется?

11

Р а б о т а 18

ИЗУЧЕНИЕ ТЛЕЮЩЕГО РАЗРЯДА

Цель: ознакомление с некоторыми свойствами плазмы тлеющего газового разряда.

ВВЕДЕНИЕ

Самые общие сведения о плазме

Плазмой принято называть частично или полностью ионизированный квазинейтральный газ, в котором плотности положительного и отрицательного зарядов практически (подробнее см. дальше) одинаковы.

При не слишком большой температуре (порядка 104÷105 К) плазма состоит из положительно заряженных молекулярных и атомарных ионов, свободных электронов, нейтральных атомов и молекул. В некоторых случаях могут присутствовать отрицательные ионы, образующиеся при «прилипании» электрона к нейтральному атому или молекуле.

Вплазменном состоянии находится подавляющая часть вещества Вселенной – звезды, звездные атмосферы, галактические туманности и межзвездная среда. В окрестности Земли плазма существует в виде «солнечного ветра», радиационных поясов и ионосферы Земли. Процессами в околоземной плазме обусловлены такие явления, как магнитные бури и полярные сияния. Отражение радиоволн от ионосферной плазмы обуславливает возможность дальней коротковолновой радиосвязи.

Влабораторных условиях и промышленных применениях плазма образуется чаще всего при электрическом разряде1 в газе. Существует множество видов разряда в газе, дальше кратко описаны ос-

1 Электрический разряд в газе – это прохождение через газ электрического тока.

12

новные свойства только тлеющего разряда, который исследуется в данной работе.

Свойства плазмы резко отличаются от свойств нейтрального газа в силу двух основных обстоятельств. Во-первых, энергия взаимодействия заряженных частиц убывает с ростом расстояния r между ними значительно медленнее (как 1/r – закон Кулона), чем частиц нейтральных (например, ван-дер-ваальсово взаимодействие1/r6). Это приводит к тому, что взаимодействие частиц плазмы носит, строго говоря, не «парный», а «коллективный» характер: одновременно взаимодействует друг с другом большое число частиц. Во-вторых, на плазму очень сильно воздействуют (благодаря наличию свободных заряженных частиц) электрические и магнитные поля, вызывая появление объемных зарядов и токов, что и обуславливает ряд ее специфических свойств.

Определяющим2 свойством плазмы является упомянутая раньше квазинейтральность, т.е. практическое равенство плотностей отрицательного и положительного зарядов. В силу хаотичности движения заряженных частиц плазмы (электронов – e и ионов – i) их концентрации ne и ni непрерывно флуктуируют, вместе с ними

флуктуирует и полная плотность заряда ρ =ρ+ + ρ− ( ρ+					и ρ− –
плотности	положительного	и	отрицательного	заряда,	равные:
ρ+ = qi ni	и ρ− = qe ne , где	qi	= Zie и qe = −e –	заряды ионов и

электронов соответственно, e – элементарный заряд (заряд протона), Zi – кратность иона). Поэтому «точная» нейтральность плаз-

мы, понимаемая как тождественное равенство ρ ≡ 0, невозможна. Другими словами, пространственное разделение зарядов в плазме имеет место все время и, лишь в среднем, – за достаточно большие времена и в достаточно больших объемах – возможно равенство нулю средней <ρ> плотности заряда: <ρ> = 0. По этой причине и употребляется термин квазинейтральность: квази – почти.

Всякое пространственное разделение положительных и отрицательных зарядов приводит к появлению электрического поля, которое, как известно, обладает энергией. Поскольку самопроизвольное разделение заряда есть следствие хаотического (теплового) движе-

2 Не всякий, а только квазинейтральный ионизированный газ можно называть плазмой.

13

ния частиц, можно заключить, что при разделении зарядов кинетическая энергия теплового движения превращается в потенциальную энергию электрического поля. Данное обстоятельство позволяет достаточно просто оценить пространственные и временные масштабы разделения зарядов в плазме.

Рассмотрим для простоты плоский слой плазмы (рис. 18.1) толщиной h, в котором в данный момент времени ρ+ =ρ− . Предпо-

ложим, что в результате хаотичности движения электронов и ионов имеет место следующая «флуктуация»3: все электроны сместились относительно ионов вправо на расстояние x (само x – смещение, алгебраическая величина). Тогда на левой поверхности появится положительно заряженный слой толщиной x , а на правой – отрицательно заряженный слой той же толщины x , при этом средняя часть плазмы толщиной h – x останется незаряженной. Считая x << h, можно сказать, что граничные поверхности плазмы зарядились: слева поверхностная плотность заряда σ =ρ+ x , справа, соответственно, − σ =ρ− x .

Рис. 18.1. Плоский слой плазмы

3 Разумеется, буквально так никогда не будет. Это только модель, которая хороша тем, что дает результат не только «буквенно», но и количественно правильный, что подтверждается точным расчетом.

14

В результате в объеме плазмы создается электрическое поле с напряженностью E = ExeGx (ось OX см. на рис. 18.1)

Ex = +σ/ ε0 = Zi eni x / ε0 = ene x / ε0 .

(18.1)

Здесь и дальше под ne и ni понимаются средние концентрации электронов и ионов. Равенство Zi ni = ne есть очевидное следствие

равенства <ρ> = 0.

В таком поле на электроны плазмы будет действовать сила

FGxe = FxeeGx , где

Fxe = −eEx = −e2ne x / ε0 = −k x , k = e2ne / ε0 . (18.2)

Из выражения (18.2) видно, что сила Fxe есть типичная квази-

упругая «возвращающая» сила: она пропорциональна смещению x и направлена в противоположную смещению сторону независимо от знака смещения x. В поле такой силы электроны будут совершать гармонические колебания с частотой Ω0 :

	Ω0 =	e2ne	,	(18.3)
		meε0

где me – масса электронов4. При написании (18.3) использовано

соотношение: Ω0 = k / m , где k – коэффициент квазиупругой си-

лы (см. формулу (18.2)).

Таким образом, при случайном (флуктуационном) или вызванном внешними полями пространственном разделении зарядов в плазме возникают электростатические колебания с частотой Ω0 .

Эти колебания называются ленгмюровскими, Ω0 – ленгмюровская

или плазменная частота (в честь П. Ленгмюра – одного из первых исследователей плазмы).

4 Движение ионов можно не рассматривать, так как их масса много больше массы электронов. Соответственно, Ωi = (Zi2 e2ni/(mi ε0))1/2 « Ω0.

15

Временной масштаб τ разделения зарядов в плазме порядка периода ленгмюровских колебаний электронов

τ ~ 1/ Ω0

(18.4)

в том смысле, что разделение зарядов может быть существенным лишь в течение времени t:

< τ ~ 1/ Ω0 . t (18.5)

В среднем за много периодов ( t >> τ ) ленгмюровских колебаний плазма ведет себя как квазинейтральная среда.

Плотность энергии электрического поля с напряженностью Ex из (18.1) равна, очевидно,

wE = ε0 Ex2 / 2 = (e2ne2 / 2ε0 ) x2 .

(18.6)

Для оценки величины xт того пространственного разделения зарядов, которое может быть обусловлено тепловым движением частиц, wE надо приравнять плотности тепловой энергии wт . При

этом сразу учтем следующее. Чаще всего плазма не является термодинамически равновесной системой и ее нельзя описать с помощью такого термодинамического параметра, как температура. Однако в подавляющем большинстве практически интересных случаев ионы имеют равновесное (максвелловское) распределение по скоростям со своей – ионной – температурой Ti , а электроны –

также максвелловское распределение, но с другой – электронной – температурой Te 5. В слабоионизованной газоразрядной плазме ча-

ще всего Te >>Ti . Пренебрегая вкладом ионов и учитывая одномерность рассматриваемой задачи (смещение только вдоль оси OX в плоском слое), wт можно написать в виде

5 Это объясняется тем, что из-за существенного различия масс mi и me обмен энергией при электрон-ионных столкновениях (что необходимо для выравнивания температур) происходит значительно медленнее, чем при электрон-электронных и ион-ионных столкновениях.

16

wт = nekTe / 2 .

(18.7)

Приравнивая (18.6) и (18.7), получаем масштаб пространственного

разделения зарядов с учетом только движения электронов			xтe :
xтe =	ε0kTe	.	(18.8)
	e2ne

Учет движения ионов требует более тонкого подхода, который приводит к следующему результату:

(1/ RD )2 = (1/ xтe )2 + (1/ xтi )2 ,

где

RD =		ε0kTeTi		(18.9)
	Z	e2 (n T +n T )
	i	e e i i

и носит название дебаевского радиуса экранирования. Он определяет пространственный масштаб разделения зарядов в плазме в том смысле, что заметное разделение зарядов происходит на расстояниях, не превышающих RD . В объеме, размер которого L >> RD ,

плазма в среднем квазинейтральна. Таким образом, ионизированный газ является плазмой, если размер занятого им объема L велик по сравнению с дебаевским радиусом и существует он в течение времени t большего, чем период плазменных колебаний, т.е. при выполнении неравенств:

L >> RD ; t >> τ.

(18.10)

Виды газового разряда. Основные элементарные процессы

Как уже было указано раньше, прохождение электрического тока через газ называют электрическим разрядом (в газе).

В условиях, близких к нормальным, в отсутствие внешних воздействий газы не содержат свободных носителей электрического

17

заряда и потому являются диэлектриками. Появление в газе свободных носителей заряда возможно либо в результате внешнего воздействия на газ: ультрафиолетового, рентгеновского облучения, облучения электронами, протонами или другого ионизирующего воздействия, либо в результате внутренних процессов, идущих в самом газе или на поверхностях (электродов, стенок камеры и т.п.), с которыми контактирует газ.

Если протекание тока через газ возможно лишь при постоянном, поддерживающем его внешнем ионизирующем воздействии, то говорят о несамостоятельном газовом разряде.

Если же протекание тока через газ имеет место и без действия внешних ионизаторов, то говорят о самостоятельном газовом разряде.

Перечислим (разумеется, не претендуя на полноту списка) основные процессы «рождения» и «уничтожения» свободных носителей заряда.

Столкновительная ионизация

При столкновении двух атомов A и B (двух молекул A и B, атома A с молекулой B и т.п.) возможен отрыв электрона от одного из участников столкновения. Уравнение реакции записывается следующим образом.

A + B → A+ + B + e , A + B → A + B+ + e ,

(18.11)

где A+ и B+ – атомарные или молекулярные ионы, e – электрон. Процесс ионизации – пороговый: ионизация возможна лишь в том случае, если энергия E относительного движения A и B превышает

некоторое минимальное значение –					Eион , называемое энергией
ионизации. К примеру, если				Eион(B) > E > Eион(A) , то возмо-
жен	только	первый	из	двух	процессов (18.11), при
E >	Eион(B) >	Eион(A)	возможны оба процесса (18.11).
				18

Ионизация электронным ударом

Частный случай (18.11), когда один из двух участников столкновения – электрон, например:

A + e → A+ + e + e .

(18.12)

Поскольку, уже для атома водорода, отношение масс mA / me составляет около двух тысяч, энергия относительного движения E с хорошей точностью равна энергии электрона Ee , так что процесс идет, если Ee > Eион(A) .

Столкновительное возбуждение

Этот процесс не приводит к появлению свободных носителей заряда, но заслуживает упоминания здесь, так как крайне важен с точки зрения анализа интенсивности и спектра электромагнитного излучения.

Возбуждением принято называть переход сложной частицы (атома, молекулы, иона, ядра и т.п.) из состояния с меньшей внутренней энергией ( E1 ) в состояние с большей внутренней энергией

( E2 > E1 ). Разность энергий тех состояний, между которыми осуществляется переход, называется энергией возбуждения: Eex = E2 − E1 . Обратный процесс (переход из состояния с энергией E2 в состояние с энергией E1 < E2 ) называют девозбуждением.

Время жизни в возбужденном состоянии ограничено. Для ней-

тральных атомов и молекул оно, как правило, порядка 10−8 с, для ионов оно еще меньше. Одним из наиболее вероятных каналов девозбуждения атомов, молекул и ионов является испускание фотона, который и «уносит» энергию возбуждения. По этой причине интенсивность и спектр электромагнитного излучения определяются тем, какие частицы и в каких возбужденных состояниях имеются в системе, какова их концентрация и распределение по объему системы. Например, там, где больше возбужденных частиц, там и интенсивность излучения больше.

19

Уравнение реакции возбуждения частицы A при ее столкновении с электроном e можно записать в виде:

A + e → A* + e .

(18.13)

Здесь и ниже звездочка вверху справа означает, что частица находится в возбужденном состоянии.

Рис. 18.2. Пороговые процессы

Возбуждение, как и ионизация, – пороговый процесс. Реакция

(18.13) возможна, если Ee >		Eex (A) . Энергия возбуждения всегда
меньше энергии ионизации,		поэтому, если энергия электрона Ee
такова, что	Eион(A) > Ee >	Eex ( A) , то возбуждение (18.13) будет
иметь место,	а ионизация (18.12) – нет. Для понимания причин

«слоистости» свечения тлеющего разряда необходимо учитывать также следующее обстоятельство6. Вероятности процессов ионизации (18.12) – Wион(Ee ) и возбуждения (18.13) – Wex (Ee ) зависят

от энергии налетающего электрона Ee немонотонно. При пороговых значениях энергии электрона, когда Ee = Eион (соответственно, Ee = Eex ), обе вероятности равны нулю. С ростом Ee они возрастают, при некоторой энергии Eионmax (соответственно

6 Мы сознательно ограничиваемся здесь грубо качественным анализом.

20