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1.
本文把作者在前面两篇文章导出的Tc公式推广成下面形式:Tc=αωlog(ωlog/ωc)(μ*/(λ-μ*))exp{-(1+λ)/(λ-μ*)},并从线性Eliashberg方程出发,导出了计算α的方程组。α一般是λ和μ*的函数。在弱耦合极限下,由上述方程组解得,α=2γ/π,其中lnγ=C=0.5772是Euler常数。这个结果表明了,前面两篇文章得到的Tc公式在弱耦合极限下是正确的。作者进而在Einstein谱和μ*=0情形,用数值计算方法从定α的方程组算出当λ=0.23,0.25,0.38和0.48时,a的数值。结果表明,至少在0.23≤λ≤0.45区间中,α变化很小,近似等于1/1.30。此时,本文的Tc公式实际上就是Allen及Dynes修改后的经验的McMillan Tc公式。
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2.
作者在μ*=0情形,从Eliashberg方程解析地导出如下的Tc公式:Tc=αωlogexp{-b((1+cλ)/λ)},式中α=2γ/π,b=c=1;Inγ=C=0.5772是Euler常数。这个Tc公式只有在Tc=0.36/α(k)以下才是正确的,α是个大于1并随材料而异的常数。我们推测,当Tc超过上述范围后,Tc公式的函数结构很可能不同于McMillan Tc公式,至少α,b和c等参量不再是些不依赖于材料的常数了。
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3.
本文用数值解方法从Eliashberg方程计算出超导临界温度Tc,并考察Tc对有效声子谱的依赖关系。在这个研究中,a2F(ω)被取为双δ函数谱,并允许其中的谱参数可以在很宽范围内改变。作者发现在λ<∧区域(即在Tc级数解的收敛圆外),Tc除了依赖λ和矩比外,还依赖Tc级数解的收敛半径倒数Λ;它们之间的关系是有规律的。在这些结果的启示下,本文在μ*=0情形,用弥合数值解的方法得到一个适用于λ<Λ区域的Tc近似公式。接着,本文作者对吉光达和吴杭生的一篇文章进行了研究,指出:该文提出的超导体分类建议及其工作的主要结论是对的。但其中对决定A型超导体临界温度主要参量问题进行的分析,只适用于这样一些A型超导体,它们的收敛半径倒数Λ或者比λ0小,或者虽比λ0大、但λ又小于λ0,其中λ0是个依赖谱形状的参量,它的定义在正文中给出。对另一些A型超导体(λ0<λ<Λ),决定Tc的主要参量不再是λ,而是δ=1/∧0.5(ω1/2/ωlog)5.5λ1.55。
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本文提出一个非晶态非过渡金属超导体的Tc经验公式,Tc=Aλ<ω>1/2/(<ω>/ω0+(1+λ)/20),式中A=(1/5)(K1/2)。计算值和实验值,以及和Garland理论值的比较表明,Tc经验公式能很好地描述非晶态超导体的Tc值。
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8.
基于对复变函数Fα(y)=∫0(ωph-α)(ω2y)/(ω2y+1)g(ω)dω解析性质的分析,本文认为:在决定的收敛半径以外,吴杭生等提出的Tc级数解的部分和作为近似Tc公式仍可用于1/λ的适当范围。但它可能达到的精度依赖于谱形,一般来说是有限的。
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9.
在大量的非过渡金属和合金中,非晶态超导体的声子谱参数λ,<ω>和<ω2>与霍耳系数R_H之间存在着一个经验关系:在RH=-3.5—-4.0×10-11m3/As之间存在着λ,<ω>和<ω2>的最大值。上述声子谱参数与相应的液态金属的霍耳系数RHL之间也存在着一个和上述类似的经验关系。最后讨论了非晶态超导体的转变温度Tc的提高问题。
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10.
本文指出,对于实际的归一化有效声子谱函数g(ω),一般来说,zph≡F(-ωph-2是函数z=F(y)≡∫0(ωph)(ω2y)/(ω2y+1)g(ω)dω的反函数的分支点。因此,在估算超导Tc级数的收敛半径时,应当予以考虑。
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本文由超导体强耦合能隙方程出发,对64种有效声子谱求得了近3500个临界温度的数值解。它们说明,在谱面积A不变时,Tc具有条件极值(Tc/A)max。Tc主要取决于α2F(ω)上峰的位置及其面积,与峰的宽度关系不大。控制<ω>及<ω2>两个参量时,用双δ谱来代替L谱所产生的误差为3.2%。本文分析并澄清了文献中关于“λ=2极限”的争论。
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15.
用单辊急冷法制备了非晶态(Fe1-xVx)84B16(x=0,0.02,0.04,0.06,0.10)合金的薄带,分别用磁天平和四端引线法测量了饱和磁化强度和高温电阻率的温度关系。得到平均每个磁性原子的磁矩随V含量的增加近似线性下降,计算出每个Fe原子和每个V原子的平均磁矩分别为2.08μB和-5.08μB。居里温度Tc从x=0时的622K下降到x=0.10时的478K。利用自旋波激发公式:σ(T)=σ(0)(1-BT*
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16.
本文定出超导临界温度Tc级数公式(1)的前几项系数。对于形式为α2F(ω)=(λω)/2[a1δ(ω-ω1)+(1-a1)δ(ω-ω2)]的双δ型有效声子谱及若干具体材料的谱,将级数公式计算的Tc与Allen-Dynes公式(以下简称A-D公式)及Eliashberg方程的数值解作了比较。计算表明,当级数(1)收敛时,级数公式计算的结果较A-D公式更接近于数值解。此外,本文还给出了一个近似的Tc级数公式,得到了估计该Tc级数收敛半径的方法,并计算了若干材料的收敛半径值。因此,可估计级数公式(1)的适用范围。
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提出了能够很好地描述非过渡金属无序和非晶态超导体的2Δ0/(kBTc)与声子谱参量之间关系的一个公式:2Δ0(kBTc=4.95[1-(T0<ω>1/2)/A(1/(λω0)+1/(20λ<ω>)+1/(20<ω>))]。计算了大量已知声子谱的非晶和无序超导体的能隙2Δ0对Tc的比,结果表明在百分之几的范围内与实验值符合。指出了非过渡金属和合金的非晶态超导体,既可以是一个2Δ0/(kBTc)值远大于BCS理论值(3.53)的强耦合超导体,也可以是一个2Δ0/(kBTc)值比BCS理论值还要小得多的弱耦合超导体。
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19.
We present an experimental investigation of a
filamentation-assisted fourth-order nonlinear optical process in KTP
crystals pumped by intense 1.53~eV (807~nm) femtosecond laser
pulses. Femtosecond light pulses at 2.58~eV (480~nm) are generated
by the fourth-order nonlinear polarization (P4(ω 2 ) =
χ 4(ω 2 ,ω ,ω ,ω ,- ω 1
)E3(ω )E* (ω 1 ), where E(ω ) corresponds to
the pump frequency and E(ω 1 ) to the supercontinuum
generated through filamentation). If the system is seeded by a laser
beam at ω 1 or ω 2 and there are spatial and
temporal overlaps with the pump beam, E(ω 1 ) and E(ω
2 ) are simultaneously amplified. When the intensity of the seed
laser beam exceeds a certain intensity threshold, the contribution
of P4(ω ) = χ 4(ω ,ω 1 ,ω 2 ,-ω, - ω )E(ω 1 )E(ω 2 )(E* (ω))2 becomes non-negligible, and the amplification weakens. The
conversion efficiency from the pump to the signal at 2.58~eV
(480~nm) attains to 0.1%. 相似文献