超导临界温度理论(Ⅰ)

本文求出了Eliashberg方程在T=T_c时的解,得到了下面的临界温度级数表示式: 其中α₀(μ^*),α₁(μ^*)等系数是μ^*的函数.此式表明,T_c不仅依赖于λ,〈ω²〉和μ^*,而且依赖于有效声子谱α²F(ω)的各级矩〈ω²n〉.这是区别于前人的T_c公式最重要的一点。这说明像McMillan以及Allen和Dynes的T_c公式不仅是近似的,而主要是他们没有能正确地概括出α²F(ω)对T_c的影响.     

超导临界温度理论(Ⅲ)

本文定出超导临界温度T_c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T_c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T_c级数公式,得到了估计该T_c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。 关键词：     

向列相液晶与朗道相变理论

本文给出了把de Gennes-Landau理论应用于向列相液晶的正确结果,解释了“相干长度”的临界指数在相变温度的上、下两边并不对称的实验事实,与一般的结论相反,文中指出,上述理论在定量上是与实验不相符合的。     

天线理论中的第二类积分方程

本文提出一个决定柱状天线电流分布的新的积分方程,这是一个一维的Fredholm第二类积分方程。它不同于天线理论中惯用的Hallen积分方程。本文着重分析了在天线为无穷长时,由两个方程所解得的电流和磁场,说明第二类积分方程比Hallen方程更适于描述天线的实际情况。还初步进行了有限长度天线的数值计算,结果表明用第二类积分方程进行天线的数值计算是可行的。     

超导临界温度理论(Ⅰ)

本文求出了Eliashberg方程在T=T_c时的解,得到了下面的临界温度级数表示式:T_c=α₀(μ^*)(λ〈ω²〉)^1/2{1+1/λα₁(μ^*)〈ω⁴>/〈ω²>²+1/λ²(α₂₁(μ^*)〈ω⁶>/〈ω²>³+α₂₂(μ^*)〈ω⁴>²/〈ω²>⁴) +1/λ³(α₃₁(μ^*)〈ω⁸>/〈ω²>⁴+α₃₂(μ^*)(〈ω⁴>〈ω⁶>)/〈ω²>⁵)+α₃₃(μ^*)〈ω⁴>³/〈ω²>⁶+…},其中α₀(μ^*),α₁(μ^*)等仅是μ^*的函数。新的T_c公式表明了,T_c不仅依赖于λ、μ^*和〈ω²〉,而且依赖于有效声子谱α²F(ω)的各级矩〈ω²ⁿ〉。     

超导临界温度理论(Ⅱ)

在文献[1]中,我们导出了超导临界温度T_c的一个严格级数表式。本文讨论这个级数的收敛范围,以及通过解析延拓来扩展收敛范围的可能性。结论是:我们的T_c级数(指文献[1]原来的级数,或者经过延拓后的级数)在∞>λ>λ₀的整个范围内,都是收敛的。这里λ₀是Matsubara表象中使决定T_c的方程具有正实数解的最小的λ值。实际上,就是库仑赝势。因此,这就是说,也许除了少数非常弱耦合的超导体以外,我们的T<     

超导临界温度理论(Ⅱ)

在文献[1]中,我们导出了超导临界温度T-c的一个严格级数表式.本文讨论这个级数的收敛范围,以及通过解析延拓来扩展收敛范围的可能性.结论是:我们的T_c级数(指文献[1]原来的级数,或者经过延拓后的级数)在∞>λ>λ₀的整个范围内,都是收敛的.这里λ₀是Matsubara表象中使决定T_c的方程具有正实数解的最小的λ值.它实际上就是库伦赝势.因此,也许除了少数非常弱耦合的超导体以外,我们的T_c级数能适用于一切超导体.     

超导临界温度理论(Ⅲ)

本文给出文献[1]导出的T_c级数的前几个系数,用我们的级数公式计算了超导临界温度T_c,并且与Allen-Dynes公式和Eliashberg方程的数值解作了比较,结果表明,当级数收敛时,用级数公式求出的超导临界温度T_c较Allen-Dynes公式更接近于数值解结果,此外文中还给出了估计T_c级数收敛半径的一个方法。     

关于强耦合超导体临界温度公式的讨论

关键词：     

强耦合超导体临界温度的上限

一、关于提高超导临界温度T_c的问题,最近引起了广泛的兴趣,不少作者从理论上探讨决定T_c的重要材料参数以及T_c的上限问题.吴杭生等将超导体分为两类:A类及B类.两类超导体以文献[4]中给出的T_c级数公式收敛半径Λ为界:当λ<Λ时为A类,T_c主要由电-声子耦合常数λ决定;而当λ>Λ以时,为B类,T_c主要由λ