курс физики том 4. Курс физики ТОМ 4. Т. В. Стоянова, на. Тупицкая, Ю. И. Кузьмин курс физики том 4 квантовая механика. Физика твёрдого тела. Атомная и ядерная физика учебник санкт петербург 2014 удк 539. 1 530. 145(075. 8)

• Название: Т. В. Стоянова, на. Тупицкая, Ю. И. Кузьмин курс физики том 4 квантовая механика. Физика твёрдого тела. Атомная и ядерная физика учебник санкт петербург 2014 удк 539. 1 530. 145(075. 8)
• Анкор: курс физики том 4
• Дата: 22.04.2023
• Размер: 2.93 Mb.
• Имя файла: Курс физики ТОМ 4.pdf
• Тип: Учебник; #1081332
• страница: 14 из 18

7.7 Pависимость электропроводности твёрдых материалов от температуры Особенности электропроводности твердых тел. Носителями заряда в твердых телах являются электроны. В отсутствии внешнего электрического поля электроны участвуют в тепловом хаотическом движении со средней тепловой скоростью <u>, при этом все направления равноправны. При приложении внешнего электрического поля происходит изменение в распределении электронов по скоростям. Электроны, движущиеся по полю, должны замедляться, а движущиеся против поля должны ускоряться. Однако подобное ускорение или замедление частицы сопровождается изменением ее полной энергии, что означает переход частицы на новые квантовые уровни. Такие переходы могут осуществляться лишь в том случае, если в энергетической зоне есть свободные уровни. Переходы в нижележащие энергетические состояния невозможны, так как эти состояния заняты, поэтому электроны не могут двигаться по электрическому полю, а против поля могут. Это приводит к тому, что электроны приобретают преимущественное направление скорости против поля. Направленное движение носителей заряда под действием электрического поля называют дрейфом. Разгоняясь в электрическом поле, электроны переходят на более высокие энергетические уровни. При очередном соударении электрона с атомом кристаллической решетки, электрон отдает кристаллической решетке накопленную на длине свободного пробега энергию, возвращаясь на один из нижележащих уровней. Электроны, расположенные в глубине от уровня Ферми, не могут обмениваться энергией с кристаллической решеткой, ибо для них все ближайшие энергетические состояния заняты. Если в образце присутствуют носители заряда обоих знаков (электроны и дырки, то по закону Ома плотность дрейфового тока
j

равна
E
p
n
e
E
j
p
n



)
(






, где e – элементарный заряд, n – концентрация электронов, p – концентрация дырок, μ
n
– подвижность электронов, те. величина численно равная средней скорости их направленного движения в электрическом поле с Е = 1 В/м, μ
p
– подвижность дырок, σ – удельная электропроводность полупроводника. Таким образом, удельная электропроводность пропорциональна концентрации носителей заряда и их подвижности. Рассмотрим эти два фактора подробнее.

Концентрация носителей заряда. Концентрация свободных носителей заряда сильно зависит от структуры энергетических зон материала. Она принципиально отлична для металлов и полупроводников.
1. Полупроводники. В собственном полупроводнике при температуре абсолютного нуля отсутствуют свободные носители заряда, т.к. валентная зона полностью занята электронами, а зона проводимости пуста. При температурах выше абсолютного нуля некоторые электроны валентной зоны могут быть переброшены в зону проводимости, те. имеет место тепловая генерация пар носителей заряда – в зоне проводимости появляются электроны, а в валентной зоне - дырки. Кроме тепловой генерации носителей заряда в полупроводнике существует и их рекомбинация, те. возвращение электронов из зоны проводимости в валентную зону, в результате чего исчезает пара носителей заряда. В условиях термодинамического равновесия эти процессы при любой температуре взаимно уравновешиваются. Большинство полупроводников при комнатной температуре и выше являются невырожденными, те. распределение электронов по энергиям подчиняется статистике Максвелла-Больцмана. Это распределение зависит также от плотности энергетических уровней в зоне, те. от числа состояний, приходящихся на единичный интервал энергии в единице объёма. Поэтому собственные концентрации электронов и дырок равны где эффективные плотности энергетических уровней в запрещенной зоне и валентной зоне N
V
зависят от эффективных масс электронов m
n
* и дырок
2
/
3 2
*
2





 и
2
/
3 2
*
2







 Коэффициент 2 в числителях формул учитывает наличие двух электронов с противоположно направленными спинами на каждом энергетическом уровне. В собственном полупроводнике n
i
=p
i
и уровень Ферми расположен приблизительно посередине запрещенной зоны Е. Приняв
E
V
за начало отсчета энергии, получим и Электроны в зоне проводимости и дырки в валентной зоне могут появляться также за счет ионизации примесей - доноров и акцепторов соответственно. Концентрации примесных носителей заряда в n- и р-полупроводниках равны






 











kT
E
N
N
kT
E
E
n
n
D
D
C
F
D
i
2
exp
4
exp
0
и





 соответственно. Здесь ΔE
A
и ΔE
D
- энергии активации акцепторов и доноров соответственно. Общий вид зависимости концентрации носителей заряда полупроводника от обратной температуры представлен на рис. 7.11. В области низких температур (область I) с увеличением температуры и, следовательно, с увеличением энергии теплового движения концентрация свободных носителей заряда растет за счет ионизации примесей. Угол наклона участка I характеризует энергию ионизации примеси. В этом температурном диапазоне уровень Ферми находится между примесными уровнями и краем соответствующей зоны и с ростом температуры плавно смещается от края разрешенной зоны вглубь запрещенной зоны. При некоторой температуре (температура Т) вероятность заполнения примесных уровней становится равной 50% и уровень Ферми совпадает по энергии с примесным уровнем. При дальнейшем увеличении температуры участок II) концентрация носителей заряда не увеличивается, так как все примеси уже ионизированы, а вероятность ионизации собственных атомов ещё ничтожно мала. При относительно больших температурах (участок III) концентрация свободных носителей заряда растет с увеличением температуры вследствие перехода электронов через запрещенную зону и рождения пары носителей электрон-дырка. Наклон этого участка кривой характеризует ширину запрещенной зоны полупроводника. Уровень Ферми при этих температурах расположен вблизи середины запрещенной зоны. Температура Т при которой наступает собственная проводимость тем ниже, чем меньше ширина запрещенной зоны полупроводника.
2. Металлы. В отличие от полупроводников в металлах свободные электроны остаются вырожденными. Поэтому вероятность заполнения энергетических состояний электронами определяется функцией Ферми
1
exp
1
)
(








kT
E
E
E
F
F
, где E – энергия уровня, вероятность заполнения которого определяется E
F
- энергия Ферми. Величина E
F
определяет максимальное значение энергии, которую может иметь электрон в металле при температуре абсолютного нуля. Рис. 7.11. Зависимость концентрации свободных носителей заряда в полупроводнике от обратной температуры
1/T
1 1/T
2 1/T
ℓnn
III
II
I
α

Следует отметить, что E
F
не зависит от объема кристалла, а определяется только концентрацией свободных электронов, что непосредственно вытекает из принципа Паули. Поскольку концентрация свободных электронов в металле весьма велика, энергия Ферми также оказывается высокой ив типичных случаях составляет 3 – 15 эВ. При нагревании кристалла ему сообщается тепловая энергия порядка kT. За счет этого возбуждения некоторые электроны, находящиеся вблизи уровня Ферми, переходят в состояния с более высокой энергией. Однако дополнительная энергия, получаемая электронами за счет теплового движения, очень незначительна по сравнению си составляет всего несколько сотых долей электрон вольта. Поэтому характер распределения электронов по энергиям также изменяется очень незначительно средняя энергия электронов практически остается без изменения. Электронный газ в металле остается вырожденным до тех пор, пока любой из электронов не сможет обмениваться энергией с кристаллической решеткой, а это, в свою очередь, возможно лишь тогда, когда средняя энергия тепловых колебаний станет близкой к энергии Ферми. Для металлов температура снятия вырождения по порядку величины составляет 10 4
К, те. превышает не только температуру плавления, но и температуру испарения металлов. Вследствие вырождения в процессе электропроводности могут принимать участие не все свободные электроны, а только небольшая часть их, имеющая энергию, близкую к энергии Ферми. Только эти электроны способны изменять свои состояния под действием поля. Если считать, что каждый атом в металле поставляет один свободный электрон, то концентрация свободных электронов равна концентрации атомов и может быть рассчитана по формуле
0
N
A
d
n

, (7.44) где d – плотность металла А – атомная масса N
0
– число Авогадро.
3. Подвижность. На величину подвижности носителей заряда в основном влияют два физических фактора рассеяние носителей заряда на тепловых колебаниях решетки (фононах) и на структурных дефектах (ионах примесей, вакансиях, дислокациях и т.п.). При низких температурах преобладает рассеяние на ионах примесей. Время пребывания носителей вблизи иона примеси возрастает с понижением температуры, т.к. скорость хаотического движения уменьшается, увеличивается длительность пребывания носителя вблизи иона и время воздействия электрического поля иона наноси- тель заряда. Поэтому с уменьшением температуры подвижность носителей заряда уменьшается. При высоких
T
μ
N
2
<N
1
N
1
μ

T
3/2
μT
-3/2 Рис. 7.12 Температурная зависимость подвижности носителей заряда

температурах преобладает рассеяние на фононах. Поэтому с увеличением температуры подвижность носителей уменьшается μ рис. 7.12).
4. Электропроводность. Зная влияние температуры на концентрацию и подвижность носителей заряда, можно представить и общий ход кривой удельной электропроводности от температуры (рис. 7.13). Концентрация носителей заряда в полупроводниках сильно зависит от температуры – по экспоненциальному закону, а на подвижность изменение температуры влияет слабее – лишь постепенному закону. Поэтому температурная зависимость удельной проводимости похожа на температурную зависимость концентрации носителей при очень малых (область I) и больших температурах (область III). В среднем диапазоне температур область, когда все примеси уже истощены, а собственных носителей заряда ещё пренебрежимо мало, температурные изменения удельной проводимости обусловлены температурной зависимостью подвижности. При комнатной температуре концентрация собственных носителей мала
(n
i
(Si) 10 10
см, n
i
(Ge) 10 13
см, все примеси ионизированы и количество носителей заряда определяется концентрацией примесей. В области высоких температур, когда тепловая генерация собственных носителей дает заметный вклад в концентрацию свободных носителей, удельная электропроводность равна





 











 е 2
(
2
exp
0
. (7.45) Из формулы (7.45) следует, что по измерениям зависимости собственной электропроводности полупроводника от температуры можно определить ширину запрещенной зоны. В металлах концентрация электронов с ростом температуры изменяется слабо, поэтому основной вклад в температурную зависимость электропроводности вносит рассеяние на колебаниях решетки и ионизированных атомах примесей. Квантовые представления приводят к следующему выражению для удельной электропроводности металла
3
/
1 3
/
2 2
3 8
1





 е. (7.46) где

– удельное сопротивление, e - элементарный заряд, n – концентрация электронов, λ – средняя длина свободного пробега электрона, h – постоянная Планка. При очень низких температурах колебания кристаллической решетки малы и рассеяние на фононах отсутствует. Если металл не содержит дефектов
1/T
ln σ
III
II
I
n
2
>n
1
n
1
α Рис. 7.13 Зависимость удельной электропроводности полупроводника от обратной температуры

примесей, вакансий, дислокаций и т.п.), то электроны не рассеиваются и металл находится в сверхпроводящем состоянии. При наличии дефектов металл обладает постоянным остаточным сопротивлением. С ростом температуры концентрация электронов изменяется мало, а колебания кристаллической решетки усиливаются (количество фононов увеличивается, поэтому подвижность электронов уменьшается, что приводит к уменьшению средней длины свободного пробега. Соответственно удельное сопротивление металла возрастает. В зависимости удельного сопротивления металла от температуры вши- роком диапазоне температур (рис. 7.14) можно выделить несколько характерных участков
I – наблюдается сверхпроводимость у чистых металлов и остаточное сопротивление у металлов с дефектами
II – переходная область с сильной степенной зависимостью ρ T
m
, где показатель степени убывает от m = 5 допри- температура Дебая металла, характеризующая максимально возможную энергию колебаний кристаллической решетки
III – линейный участок, у большинства металлов простирается до температур, порядка ⅔Θ, те от комнатных до близких к точке плавления
IV – вблизи точки плавления начинается отклонение от линейной зависимости, вызванное ангармоничностью колебаний кристаллической решетки. В области линейной зависимости удельного сопротивления от температуры справедливо выражение
ρ=ρ
0
[1+α(T-T
0
)], (7.47) где Т – начальная температура, ρ
0
– удельное сопротивление при Т, α – температурный коэффициент удельного сопротивления, показывающий насколько изменяется удельное сопротивление при изменении температуры на один Кельвин. Из (7.46) следует, что измерив электропроводность металла, и зная концентрацию свободных электронов, можно определить среднюю длину свободного пробега электрона в металле.
7.8 Явление сверхпроводимости Как показывают многочисленные опыты, удельное сопротивление металлов падает с уменьшением температуры. При достаточно низких температурах на рис. 7.15 (кривая 1) удельное сопротивление металлов стремится к некоторому предельному значению, называемому остаточным сопротивлением. Однако, не все металлы при низких температурах ведут себя подобным образом. В 1911 году голландский физик Х. Камерлинг-Оннес обнаружил, что при температуре 4,15 К сопротивление ртути почти скачком падало до нуля, Рис. 7.14 Зависимость удельного сопротивления металла от температуры
ρ
T=Θ
0 св
T
н
л пл К
I
II
III
IV

те. ртуть перестала оказывать сопротивление электрическому току. Это явление, названное сверхпроводимостью, было обнаружено впоследствии у ряда чистых металлов олова, свинца, индия, алюминия, ниобия и т.д. Сверхпроводниками оказались и многие сплавы. Температура, при которой происходит переход в сверхпроводящее состояние, называется критической температурой перехода и обозначается Т
к
. График зависимости удельного сопротивления сверхпроводящего материала от абсолютной температуры представлен на рис. 7.15 (кривая 2). Самые чувствительные приборы могут определить только верхний придел сопротивления сверхпроводника. По последним данным, удельное сопротивление сверхпроводника менее
23 10

Ом•см. Если в кольце, изготовленном из сверхпроводника, создать ток, то он не будет затухать. Такой эксперимент был проведен в 1959 г. Через два с половиной года после начала опыта не было обнаружено никакого уменьшения тока. Если учесть, что больше половины электроэнергии, передаваемой по проводам, теряется вследствие нагрева проводов, значение этого открытия представлялось огромным. Но температуры, при которых наблюдалась сверхпроводимость, были настолько низкими, что практическое использование сверхпроводников казалось малоперспективным. Наиболее высокой температурой Т
к
из чистых металлов обладает ниобий (9,22 К, из сплавов –
Nb
3
Ge (23 K). Однако, в 1986 – 1987 гг. был обнаружен ряд высокотемпературных сверхпроводников с критической температурой 100 К и выше. Такая температура достигается с помощью жидкого азота. В отличие от жидкого гелия жидкий азот получают в промышленном масштабе. С того времени начались активные исследования, направленные на поиск материалов с возможно наибольшими критическими температурами. Все открытые до сих пор высокотемпературные сверхпроводники принадлежат к группе металлоок- сидной керамики. Магнитные свойства сверхпроводников Сверхпроводимость не исчерпывается только обращением в нуль электрического сопротивления проводника (идеальной проводимостью. Для сверхпроводящего состояния характерно также то, что магнитное полене проникает в толщу сверхпроводника, поскольку во внешнем магнитном поле с индукцией
0
B

в нем возникают индукционные токи, которые по закону Ленца создают магнитную индукцию
H
B





, компенсирующую внешнюю индукцию. В результате магнитная индукция внутри тела будет
0 0




B
B
B



. Линии индукции выталкиваются из тела и огибают его. В результате сверхпроводник обладает нулевой маг-
Рис. 7.15 Зависимость удельного сопротивления металлов от температуры Т
2
Т
к о

нитной проницаемостью, (

=0), те. является идеальным диамагнетиком. Это явление получило название эффекта Мейсснера. Эффект Мейснера не может быть объяснён только бесконечной проводимостью. Впервые его природу объяснили братья Фриц и Хайнц Лондон, что в сверхпроводник поле проникает на фиксированную глубину от поверхности «лондоновскую» глубину проникновения магнитного поля λ. Для металлов
2 10



мкм. Чистые вещества, у которых наблюдается явление сверхпроводимости, немногочисленны. Чаще сверхпроводимость бывает у сплавов. У чистых веществ имеет место полный эффект Мейснера, ау сплавов не происходит полного выталкивания магнитного поля из объёма, вещества, проявляющие полный эффект Мейснера, называются сверхпроводниками первого рода, а частичный сверхпроводниками второго рода. У сверхпроводников второго рода в объёме имеются круговые токи, создающие магнитное поле, которое, однако, заполняет не весь объём, а распределено в нём в виде отдельных нитей. Что же касается сопротивления, оно равно нулю, также как ив сверхпроводниках первого рода. Очень любопытный эксперимент можно наблюдать со сверхпроводящими токами. Если над сверхпроводящим кольцом поместить постоянный магнит, то он будет висеть над кольцом, паря в воздухе (рис. 7.16) – явление ле- витации. Достаточно сильное внешнее магнитное поле разрушает сверхпроводящее состояние. Значение магнитной индукции, при котором это происходит, называется критическим полем и обозначается кр. Величина кр зависит от температуры образца. При критической температуре кр. С понижением температуры кр возрастает, приближаясь в величине кр - значению критического поля при нулевой температуре. В обычных сверхпроводниках кр меньше 0,1 Тл. Состояние сверхпроводимости разрушается также магнитным полем самого тока в сверхпроводнике. Это происходит при таком значении силы тока кр (критический ток, что магнитное поле у поверхности образца достигает критического значения, при котором исчезает сверхпроводимость. Сила критического тока при фиксированной температуре прямо пропорциональна диаметру провода, поскольку в обычных сверхпроводниках токи текут в тонком приповерхностном слое толщиной от 10 до 100 нм. В сверхпроводниках второго рода, возникающие во внешнем магнитном поле токи, текут не только по поверхности, но ив толще проводника. В результате в таких сверхпроводниках критическое поле возрастает до 20 Тли более. Рис. 7.16

Понятие о теории сверхпроводимости. Сверхпроводимость представляет собой явление, в котором квантовомеханические эффекты проявляются в макроскопических масштабах. Теория этого явления весьма сложна и была создана только в 1957 г. американскими физиками Бардиным, Купером и
Шриффером и независимо от них в 1958 г. русским физиком и математиком
Н.Н. Боголюбовым. Возникновение этого явления обусловлено взаимодействием электронной подсистемы с кристаллической решеткой, благодаря которому на электроны в металле действуют силы взаимного притяжения, которые в сверхпроводящем состоянии превышают силы кулоновского отталкивания. Притяжение возникает вследствие деформации (поляризации) кристаллической решетки, в результате чего электрон оказывается окруженным облаком положительного заряда, к которому будет притягиваться другой электрон. В результате электроны проводимости объединяются в так называемые куперовские пары. На квантовомеханическом языке такое притяжение возникает как результат обмена квантами возбуждения решетки – фононами. При низких температурах это притяжение у веществ, являющихся сверхпроводниками, превышает кулоновское отталкивание. Наиболее эффективно образование пар происходит в тех металлах, у которых имеет место сильное взаимодействие электронов с кристаллической решеткой, приводящее в обычных условиях к относительно низкой электропроводности. И действительно, из чистых металлов лучшими сверхпроводниками оказались наиболее высокоомные – свинец, ниобий, олово, ртуть и др. В тоже время у хороших проводников (меди, серебра) сверхпроводимости не наблюдается. Взаимодействие, обусловленное обменом фононами, наиболее сильно проявляется у электронов, обладающих противоположными спинами и импульсами. Поскольку полный спин пары равен нулю, то такие частицы подчиняются квантовой статистике Бозе-Эйнштейна, те. являются бозонами. Бозоны накапливаются в основном энергетическом состоянии, образуя бозе- конденсат, из которого их сравнительно трудно перевести в возбужденное состояние. Следовательно, куперовские пары, придя в согласованное движение (под действием, например, электрического поля, остаются в этом состоянии неограниченно долго. Такое согласованное движение пари есть ток проводимости. В куперовские пары объединяются не все электроны проводимости, поскольку в вырожденном газе фермионов взаимодействовать между собой могут лишь те частицы, вблизи уровней которых имеются свободные состояния, те. фермиевские электроны. При Т > 0 имеется некоторая вероятность разрушения пары. Поэтому наряду с такими парами имеются нормальные электроны. Чем ближе Т к Т
к,
тем доля нормальных электронов становится больше. При Т = Т
к
все электроны становятся нормальными и сверхпроводящее состояние разрушается. Притяжение электронов друг к другу не противоречит законам классической физики. По закону Кулона модуль сила взаимодействия электрических зарядов равна

2 0
2 Если диэлектрическая проницаемость среды может быть отрицательна, то одноименные заряды будут притягиваться. Кристаллическая решетка сверхпроводника является средой, в которой диэлектрическая проницаемость становится отрицательной, что приводит к притягиванию электронов. Из теории сверхпроводимости следует также, что сила тока в сверхпроводящем кольце (или цилиндре) квантуется, те. принимает только дискретный ряд значений. Поскольку сверхпроводящий ток связан с магнитным полем, то его напряженность, а значит и магнитный поток Ф, связанный со сверхпроводящим кольцом, будут квантоваться, те. Ф = Ф, где n – целое число, Ф = h /q, где q – заряд носителя тока, h – постоянная Планка. Эта формула была подтверждена в 1961 г. экспериментально. Измеренное значение Ф оказалось кратным Ф при q, равном удвоенному заряду электрона (q = -2e). Это служит дополнительным подтверждением теории, согласно которой носителями тока в сверхпроводнике являются куперовские пары, заряд которых равен суммарному заряду двух электронов. Эффекты Джозефсона.В 1962 г. Джозефсон предсказал на основе теории сверхпроводимости существование двух необычных эффектов стационарного (обнаружен экспериментально в 1963 г) и нестационарного (1965 г. Эти эффекты наблюдаются при протекании сверхпроводящего тока через туннельный контакт, образованный двумя сверхпроводниками, разделенными слоем диэлектрика толщиной порядка 1 нм, называемый контактом
Джозефсона. При этом возникает туннелирование электронных пар через контакт. Все куперовские пары в сверхпроводнике находятся водном и том же нижнем энергетическом состоянии, и фазы их волновых функций одинаковы. Разность фаз
2 и волновых функций, описывающих куперовские пары по обе стороны барьера, связана с силой тока I через контакт соотношением, где I
0
- максимальный ток через барьер, пропорциональный площади туннельного перехода и прозрачности барьера. Стационарный эффект наблюдается при условии, что ток через контакт
Джозефсона не превышает определенного значения, называемого критическим током контакта. При стационарном эффекте напряжение на контакте отсутствует. Если ток на контакте превышает критическое значение, наблюдается нестационарный эффект Джозефсона. В этом случае на контакте возникает падение напряжения U, и при прохождении через контакт электронная пара приобретает энергию 2eU, которая является избыточной по отношению к

энергии основного состояния сверхпроводника. Возвращаясь в исходное состояние, электронная пара испускает квант электромагнитного излучения с частотой При U = 1 мВ она составляет 485 ГГц, что соответствует длине волны
0,6 мм. В эффекте Джозефсона проявляется важнейшее свойство сверхпроводника согласованное движение его электронов. Эффект Джозефсона нашел применение для создания сверхточных приборов для измерения малых токов (до 10
-10
А, напряжений (до 10
-15
В, магнитных полей (до 10
-18
Тл), низкотемпературных термометров для диапазона
10
-6
– 10 К. С помощью эффекта Джозефсона установлен новый, более точный эталон вольта. О некоторых применениях сверхпроводимости в науке и технике. О применении эффекта Джозефсона было сказано выше. В последние годы интенсивно развивается техническая сверхпроводимость. Явление сверхпроводимости используется для получения сильных магнитных полей. Так, для создания магнитного поля в Большом адронном коллайдере (БАК) используются сверхпроводящие магниты. Сверхпроводящие соленоиды используются на космических кораблях для магнитной защиты космонавтов от радиации. Ведутся разработки новых поколений ЭВМ на основе явления сверхпроводимости. Сверхпроводящий ток является незатухающим, поэтому его можно использовать в качестве запоминающего устройства, хранящего большие и легко считываемые запасы информации. Такие устройства обладают высоким быстродействием и способны выбрать нужную информацию за 10
-6
сиз ее единиц. Пребывание сверхпроводника в двух состояниях – нормальном и сверхпроводящем, позволяют использовать сверхпроводники в качестве элементов вычислительных машин. Сверхпроводящие линии связи на основе керамики позволят повысить плотность передаваемой информации добит в секунду. Сверхпроводники используют в качестве переключающих устройств, работающих с высокой скоростью при малых затратах мощности. В подобных устройствах – криотронах – скорость переключения достигает 2 нс. Сверхпроводники, в толщу которых не проникает магнитное поле, используют для сверхпроводящих подвесов. Такие подвесы используются в гироскопах, двигателях и других устройствах. В 2003 г. был создан магниторезонансный томограф, в котором используются сверхпроводящие магниты. В недалеком будущем сверхпроводимость станет одной из базовых составляющих технического прогресса во многих секторах экономики, и будет играть важную роль в нашей повседневной жизни. Можно ли достичь комнатной температуры сверхпроводящего перехода В принципе, ни одной четкой и ясной причины, которая это запрещает, нет. Мало того, существует несколько путей ее повышения. Один из них связан с увеличением параметра порядка, то есть с «насильным» упорядочи

ванием атомов в соединении. Например, как рассчитал русский физик
Е.Г. Максимов, для того, чтобы создать сверхпроводник с температурой перехода в 500–600 К, нужно взять водород и сжать его под давлением
20 Мбар. Достичь таких давлений на нашей планете нельзя, разве что в водородной бомбе при взрыве происходит что-то близкое. Но это, безусловно, невыход. Так что нужно искать другое решение проблемы.