λ小的超导体临界温度理论(Ⅲ)

在本文中,作者将前文得到的T_c公式与Eliashberg方程数值解和实验值进行了比较,在小λ区域,它们符合得很好。 关键词：     

λ小的超导体临界温度理论(Ⅱ)

本文在有效声子谱不加限制的情况下,利用文献的方法,从Eliashberg方程导出了适用于小λ区域的T_c公式。 关键词：     

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〉。     

磁性超导体的临界温度理论

本文将文献[1]中的理论推广到磁性超导体的情形,研究了自旋涨落对超导临界温度的抑制作用,给出了磁性超导体的临界温度的级数展开公式为其中系数b_0、b_4、b~2…仅仅是库仑赝势μ和电子-自旋涨落耦合常数λ_s的函数.〈ω~(2n)〉、(ω~(2n))分别为有效声子谱α~2F(ω)和有效自旋涨落谱略α_m~2F(ω)的偶次矩.本文同时还给出了上述公式与数值解的比较的数字结果,并求出电声子耦合强度的临界值为μ与λ_s之和.     

A型超导体的近似临界温度公式(Ⅰ)μ~*=0情形

本文用数值解方法从Eliashberg方程计算出超导临界温度T_c,并考察T_c对有效声子谱的依赖关系。在这个研究中,a~2F(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T_c级数解的收敛圆外),T_c除了依赖λ和矩比外,还依赖T_c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T_c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λ_0小,或者虽比λ_0大、但λ又小于λ_0,其中λ_0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(λ_0<λ<Λ),决定T_c的主要参量不再是λ,而是δ=1/∧~(0.5)(_(1/2)/ω_(log))~(5.5)λ~(1.55)。     

探索高临界温度超导体

一、临界温度需要而且也是可能提高的超导体问世已经六十年了．对其机制的认识和使之变成有应用价值的新材料还只是近二十年的事．超导体虽然受到要求在极低温度下工作的限制,但由于它具有独特的性质,使它在某些方面的应用显示出无可匹敌的优越性,而受到人们重视．在电力工程上,若建立强场的磁体或者与强磁体大电流有关的设备（如电机）,使用普通的良导体,不仅消耗巨大的能量,更重要的是由于发热而带来的冷却散热问题,?...     

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：     

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<     

强耦合超导体的临界温度

本文采用的能隙函数模型,求解T=T_c时的Eliashberg能隙积分方程,得到了下面的强耦合超导体临界温度的表示式:     

高临界温度超导体的探索

本文将在［１］,［２］的基础上进一步介绍探索高温超导体的有关问题．第一节介绍电子－声子机构的有关问题．第二节介绍界面超导性、非晶态材料超导性和颗粒超导性等一些目前感兴趣的问题．第三节介绍激予超导性．弟四节介绍其它新机构．一、电子－声子机构超导性关于超导电性的理论是基于如下认识：金属中处于费密面附近具有相反动量和自旋的两个电子,由于和晶格之间相互作用而互相吸引,形成电子对,结果在临界温度Ｔｃ之?...     

高临界温度超导体研究进展介绍

1987年2月20日,中国科学院物理研究所赵忠贤、陈立泉等获得新的Ba基氧化物超导体,经过多次反复实验,表明该超导体的起始转变温度高达100K以上,从而在高临界温度超导体研究方面又一次获得重大突破. 新的超导体的主要成分包括钡、钇、铜、氧四种元素[Ba_xY_(5-x)　Cu_5　O_5(3-y)]。样品的制备采用了新的工艺和新技术[1].超导转变温度的测量采用标准四引线电阻法和低频交流互感法.图1是采用这两种方法得到的超导转变曲线.由图1可以看出,样品的电阻起始转变温度在100K以上(电阻由线性变化过渡到非线性变化时的温度在 110K附近),中点转变温…     

η－配对超导体的临界温度

本文研究具有非零中心动量的η－配对超导系统．用吸引的Ｈｕｂｂａｒｄ模型描述传导电子（或空穴），并认为其能量被限制在化学势范围内．利用平均场方法求出了零温度能隙△（０）和临界温度Ｔｃ同掺杂浓度δ的关系以及２△（０）／ｋＢＴｃ的值．我们的结果在相当宽的掺杂浓度范围内同有关的高Ｔｃ实验相符合．     

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     

影响超导体临界温度的某些结构因素

本文提出了一个有关A-15化合物新的T_c经验公式:由此可见,一些结构因素对高临界温度超导体T_c的影响。     

A型超导体的近似临界温度公式(Ⅰ)——μ*=0情形

本文用数值解方法从Eliashberg方程计算出超导临界温度T_c,并考察T_c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T_c级数解的收敛圆外),T_c除了依赖λ和矩比外,还依赖T_c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T_c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T_c的主要参量不再是λ,而是δ=1/∧^0.5(ω_1/2/ω_log)^5.5λ^1.55。 关键词：     

A型超导体的近似临界温度公式(Ⅱ)μ~*≠0情形

本文把作者在前一篇文章中对Eliashberg方程数值解进行的分析以及所得到的A型超导体的近似临界温度公式推广到μ~*≠0情形。     

Nb-Cu多层膜超导体临界温度的计算

对于Nb-Cu多层膜超导体临界温度T_cns的无调节参数数值计算表明,在充分考虑多层膜体系的周期性特点之后,在层厚d>30?的范围内邻近效应的理论和实验符合较好。计算结果和实验的比较还表明:T_cns-d关系中存在阻尼振荡行为;界面电子结构可能只在d<30?的范围内对T_cns有明显的影响,并且强异质界面对Nb的(NV)有加强作用。 关键词：     

有机超导体的临界温度已达117K

高温超导体的转变温度Ｔｃ 正沿着三条路线被提高 .其一是铜氧化合物超导体 ,从 1986年发现镧系的ＬＳＣＯ和钇系的ＹＢＣＯ ,至 1993年Ｔｌ 2 2 0 1超导体的Ｔｃ 已达到 133Ｋ ,而在加压的条件下 ,Ｈｇ系的Ｔｃ 可达 16 4Ｋ .其二是轻主族元素化合物 ,以 2 0 0 1年发现的Ｔｃ～ 4 0Ｋ的ＭｇＢ2 为代表 .其三是有机超导体 ,1979年发现的第一个电荷转移盐有机超导体 ,其Ｔｃ 在 1Ｋ以下 ,后来这类材料的Ｔｃ 提高到约10Ｋ[1,2 ] .1991年在碱金属Ａ掺杂的Ａ3 Ｃ60 大块超导体中 ,观察到的Ｔｃ 为 18Ｋ .近年来 ,美国贝尔实验室等一些研究机构 …