hi88 hi880

Product description



　　của điện trở do sự truyền nhiệt là sự xuất hiện hoàn

　　toàn của điện trở thường, ngay lập tức khi dòng điện xác định vượt qua dòng tới

　　hạn. Kết quả là, vùng thường lan rộng chiếm suốt toàn bộ mẫu và trạng thái siêu

　　dẫn bị phá vỡ.

　　27

　　II.3.2. Nhiệt dung của chất siêu dẫn

　　Một số kết quả nghiên cứu về nhiệt dung và độ dẫn nhiệt đã trùng hợp

　　giữa lý thuyết và thực nghiệm.

　　Nhiệt dung của một chất thường bao gồm sự đóng góp của mạng (phonon)

　　và của điện tử. Nó được biễu diễn theo công thức sau:

　　C = CP + Ce = βT 3 + γT (2.20)

　　Thông thường ở dưới nhiệt độ chuyển pha, nhiệt dung của kim loại siêu

　　dẫn là rất nhỏ, nhỏ hơn cả nhiệt dung của kim loại ở nhiệt độ thường.

　　Thực nghiệm cho thấy rằng tại điểm chuyển pha từ trạng thái thường sang

　　trạng thái siêu dẫn, nhiệt dung có bước nhảy. Mặt khác, các giá trị đo được của

　　nhiệt dung mạng cho thấy ở cả hai trạng thái siêu dẫn và trạng thái thường, phần

　　nhiệt dung của mạng βT3 là không đổi. Như vậy trong công thức (2.20) sự thay đổi

　　nhiệt dung toàn phần ở trạng thái siêu dẫn chỉ do sự đóng góp của nhiệt dung điện

　　tử (γًT). Nhưng rất khó xác định chính xác giá trị nhiệt dung của các chất siêu dẫn

　　bằng phương pháp thực nghiệm, bởi vì ở nhiệt độ thấp giá trị nhiệt dung rất nhỏ.

　　Tuy nhiên, một số thiết bị đo chính xác ở nhiệt độ thấp đã chứnh minh được rằng ở

　　trạnh thái dưới nhiệt độ chuyển pha (T < TC ), nhiệt dung điện tử của kim loại trong

　　trạng thái siêu dẫn thay đổi theo nhiệt độ theo quy luật sau:

　　. B

　　b

　　k T

　　eC a e

　　

　　 (2.21)

　　Ở đây a và b là các hằng số. Sự thay đổi theo hàm e mũ cho thấy rằng,

　　nhiệt độ đã làm tăng các điện tử bị kích thích vượt qua khe năng lượng ở trên trên

　　thái cơ bản của chúng. Số điện tử bị kích thích vượt qua khe cũng sẽ thay đổi bằng

　　hàm e mũ theo nhiệt độ (vấn đề này đã được lý thuyết BCS xác nhận mà ta sẽ xét ở

　　28

　　phần sau). Điều này cũng chứng tỏ trong trạng thái siêu dẫn có sự tồ tại của các khe

　　năng lượng và đó chính là một đặc trưng cơ bản của trạng thái siêu dẫn.

　　Lần đầu tiên Keesom và Bok đưa ra rằng: khi không có từ trường ngoài

　　tác dụng, khi có sự chuyển pha siêu dẫn thì nhiệt dung điện tử (γًT) cũna dạng gồm

　　hai phần và có đặc trưng riêng.

　　 Tại điểm chuyển pha T = TC , bước nhảy của nhiệt dung có giá trị là:

　　( ) 3 ( )e eSD NC T C T (2.21)

　　 Tại T < TC nhiệt dung siêu dẫn giảm mạnh và không tuyến tính cho đến 0.

　　Ehrenfest phát hiện ra rằng: Chuyển pha nhiệt dung tại T = TC là chuyển

　　pha loại II (loại dối xứng), chuyển pha loại II có hai đặc điểm quan trọng: một là nó

　　không đi kèm nhiệt Latent mà là các trạng thái của hệ thay đổi liên tục tạo ra sự

　　thay đổi đột ngột về sự đối xứng của hệ. Hai là nhiệt dung có bước nhảy. Ở nhiệt độ

　　chuyển pha, entropy của trạng thái siêu dẫn và trạng thái thường là như nhau. Nói

　　cách khác, tại điểm chuyển pha, entropy của hệ không thay đổi và do đó nó không

　　có ẩn nhiệt Latent. Trong trường hợp có từ trường tác dụng (H ≠0 ), nếu mẫu

　　chuyển pha trong vùng T ≤ TC thì quá trình chuyển pha có kèm theo ẩn nhiệt và khi

　　đó sẽ là chuyể pha loại I.

　　Sự tăng, giảm entropy trong quá trình chuyển pha siêu dẫn có liên quan

　　trực tiếp đến nhiệt dung.

　　II.3.3. Độ dẫn nhiệt của chất siêu dẫn

　　Độ dẫn nhiệt (k) của kim loại là vấn dề phức tạp. Đây là bài toán về các quá

　　trình không cần bằng với các thành phần da dạng.

　　29

　　Ta biết rằng, năng lượng nhiệt được truyền trong kim loại bằng cả điện tử và

　　photon. Quá trình truyền nhiệt là quá trình truyền nhiệt va chạm của từng loại hạt tải

　　với chính loại đó, với các loại hạt tải khác, với các sai hỏng mạng và các biên hạt.

　　Cơ chế này phụ thuộc nhiệt độ, nồng độ, tạp chất vá kích thước mẫu .Ở trạng thái

　　siêu dẫn còn phụ thuộc cả vào từ trường và các xoáy từ. Vì vậy, khó có thể làm

　　sáng tỏ mọi sự đóng góp vào độ dẫn nhiệt của vật trong trạng thái siêu dẫn, mà chỉ

　　có thể xác định được những thành phần tương đối đơn giản và để phân tích trong

　　quá trình thực nghiệm.

　　Các kết quả thực nghiệm cho rằng:

　　Thông thường độ dẫn nhiệt (k) trong trạng thái siêu dẫn thấp hơn nhiều so

　　với trạng thái thường . Trạng thái siêu dẫn, độ dẫn nhiệt của vật liệu (kSD ) giảm

　　mạnh trong vùng nhiệt độ T<TC . Về mặt định lượng, có thể giả định mô hình hai

　　chất lỏng. Bản chất của nó là : Khi nhiệt độ giảm, nồng độ của chất siêu chảy điện

　　tử tăng lên (electron superfluid). Chất siêu chảy điện tử trong Heli lỏng không mang

　　năng lượng cho nên độ dẫn nhiệt bị giảm xuống theo nhiệt độ. Trong nhiều chất

　　siêu dẫn khi T<TC độ dẫn nhiệt giảm giảm xuống xấp xỉ hoặc bằng 0.

　　Như vậy, có thể cho rằng các điện tử siêu dẫn không đóng vai trò trong sự

　　dẫn nhiệt. Tính chất này không được áp dụng để chế tạo các công tắc nhiệt siêu dẫn

　　trong kĩ thuật nhiệt độ thấp.

　　Trong một số hợp kim hoặc hợp chất siêu dẫn, người ta còn quan sát thấy

　　độ dẫn nhiệt tăng tại vùng chuyển pha, sau đó mới giảm theo nhiệt độ. Hiện tượng

　　này được Hulm giải thích là: Trong siêu dẫn loại II, quá trình chuyển pha siêu dẫn

　　đã có sự tán xạ nhẹ của các sóng phonon lên các điện tử làm tăng бSD (độ dẫn

　　nhiệt). Các sóng này mất dần theo sự giảm nhiệt trong trạng thái siêu dẫn.

　　30

　　II.3.4. Hiệu ứng đồng vị

　　Kinh nghiêm cho thấy rằng nhiệt độ tới hạn của các chất siêu dẫn (TC)

　　thay đổi theo khối lượng đồng vị. Maxwell, Regnols và các đồng nghiệp lần đầu

　　tiên đã tiến hành thí nghiệm chứng minh vấn đề này. Một số kết quả đã đươc kiểm

　　định trên các đồng vị của Pb và Hg, nhiệt độ chuyển pha (TC) thay đổi theo khối

　　lượng đồng vị như :

　　TC = 4,185 K khi khối lượng đồng vị M là 199,5 và TC = 4,146 K khi M là

　　203,4.

　　Các kết quả thực nghiệm thu đươc thỏa mãn hệ thức sau:

　　M α TC = const với 12 

　　Trong một dãy đồng vị, tỷ lệ giữa nhiệt dộ tới hạn (TC ) và niệt độ Debye

　　(θD ) là một hằng số :

　　c

　　D

　　T const 

　　Từ sự phụ thuộc của nhiệt độ TC vào khối lượng đồng vị cho thấy rằng tác

　　dụng quan trọng của các dao động mạng đến chất siêu dẫn và do đó các tương tác

　　điện tử và mạng cũng rất quan trọng trong trạng thái siêu dẫn. Đây là một phát minh

　　cơ bản. Bản chất của hiệu ứng đồng vị là: nhiệt độ chuyển pha siêu dẫn TC phụ

　　thuộc vào số nơtron trong hạt nhân.

　　II.3.5. Các hiệu ứng nhiệt điện

　　Cả lý thuyết và thực nghiệm đều thấy rằng các hiệu ứng nhiệt điện không

　　xuất hiện trong chất siêu dẫn.

　　31

　　Tuy nhiên các hiệu ứng nhiệt điện có thể xuất hiện trong một số chất siêu

　　dẫn loại II.

　　II.3.6. Các tính chất khác

　　Chất siêu dẫn không thay đổi kích thước khi chuyển pha trong từ trường

　　bằng 0 (H = 0). Tuy nhiên có xuất hiện từ giảo nhỏ trong trạng thái siêu dẫn ở

　　những nhiệt độ thấp hơn và có sự thay đổi đột ngột về klích thước khi mẫu trở lại

　　trạng thái thường dưới tác dụng của từ trường. điều này cho thấy tính dị hướng của

　　tinh thể. Trong siêu dẫn nhiệt độ cao tính dị hướng đã được xác định ở nhiều hợp

　　chất.

　　Trong trạng thái siêu dẫn (T < Tc) hệ số đàn hồi của vật thường nhỏ hơn

　　trạng thái thường.

　　Siêu âm tắt dần trong chất siêu dẫn. Sự tắt dần này tương ứng với sự tương

　　tác của các sóng âm với các điện tử dẫn phonon và các sai hỏng mạng. Hiệu ứng

　　này cho thấy sự suy giảm điện tử.

　　Khi nghiên cứu các hiệu ứng về suất điện động nhiệt điện Daunt và

　　Mendelssohn đã tìm được rằng: hệ số Thomson của siêu dẫn chì gần bắng không

　　nhỏ hơn rất nhiều hệ số Thomson ở trạng thái thường.

　　Các phép đo điện trở còn cho biết: điện trở suất của chất siêu dẫn phụ thuộc

　　lớn vào tần số lớn và tần số nhỏ.

　　II.4. Phân biệt giữa vật liệu siêu dẫn và vật dẫn điện hoàn hảo

　　Từ trường bên trong vật dẫn điện hoàn hảo và vật siêu dẫn dưới tác động của

　　môi trường ngoài ở nhiệt độ phòng và nhiệt độ thấp (nhiệt độ nhỏ hơn nhiệt độ

　　Curi). Từ trường bị đẩy ra khỏi vật siêu dẫn ở nhiệt độ thấp không phụ thuộc vào

　　32

　　trạng thái ban đầu của vật liệu siêu dẫn ở nhiệt độ phòng. Trạng thái của vật siêu

　　dẫn ở nhiệt độ thấp là trạng thái không thuận nghịch.

　　III. Các lý thuyết liên quan về siêu dẫn

　　III.1. Entropi của trạng thái siêu dẫn và trạng thái thường

　　Ta có thể tính hiệu entropi của trạng thài siêu dẫn và trạng thái thường bằng

　　thuyết nhiệt động lực học, và có kết quả trong từ trường không đổi là:

　　S = SN – SS =  14 cH . dT

　　dHC (3.1)

　　Từ trường tới hạn luôn giảm khi nhiệt độ tăng nên CdH

　　dT

　　luôn luôn âm, nghĩa

　　là vế bên phải của phương trình trên luôn dương.

　　Như vậy S > 0 nghĩa là entropi của trạng thái siêu dẫn nhỏ hơn trạng thái

　　thường. như vậy bằng lý thuyết nhiệt động học ta đẽ tìm ra tính chất giảm entropi

　　của trạng thái siêu dẫn đã quan sát được bằng thực nghiệm.

　　III.2. Sự xâm nhập của từ trường vào chất siêu dẫn

　　Để giải thích hiệu ứng Meissner khi từ thông bị đẩy khỏi chất siêu dẫn (B =

　　0), người ta cần giả định chất siêu dẫn là nghịch từ lý tưởng. Giả định này chỉ đúng

　　cho các chất siêu dẫn lý tưởng (siêu dẫn loại I) vì nó không tính đến vấn đề từ thông

　　có thể thấm sâu vào các vật liệu trong siêu dẫn loại II.

　　Lý thuyết London đã thiết lập được các phương trình (gọi là phương trình

　　London) biến đổi từ các phương trình nhiệt động lực để nhận lại hiệu ứng Meissner.

　　Như vậy lý thuyết London đã chứng minh được sự tồn tại của hiệu ứng Meissner

　　trong chất siêu dẫn.

　　33

　　Phương trình London:

　　24 L

　　cAJ  

　　

　　(3.2)

　　Từ biểu thức này để dẫn đến minh chứng cho hiệu ứng Meissner, cần phải

　　biểu diễn phương trình London dưới dạng khác có liên quan đến từ trường bên

　　trong chất siêu dẫn, đó là cảm ứng từ B rot A  .

　　Lấy rot hai vế phương trình (3.2) và sử dụng phương trình Maxwell trong

　　điện động lực học :

　　4rotB J

　　c

　　  (3.3)

　　Và thực hiện các biến đổi toán học ta được phương trình:

　　2 2

　　L

　　BB  

　　

　　(3.4)

　　Phương trình này có nghiệm duy nhất B = 0 vì từ trường đồng nhất không

　　thể tồn tại trong chất siêu dẫn và B = const. Ở đây L là số đo độ dài thấm sâu của

　　từ trường ngoài vào trong chất siêu dẫn và được gọi là độ thấm sâu London.

　　Kết quả này mô tả đúng với hiệu ứng Meissner trong lòng chất siêu dẫn mà

　　thực nghiệm quan sát thấy. Tuy nhiên chỉ đúng hoàn toàn cho chất siêu dẫn loại I.

　　III.3. Lý thuyết Ginzburg - Landau

　　III.3.1. Phương trình Ginzburg – landau

　　Ginzburg - Landau đã đưa ra lý thuyết hiện tượng luận về chuyển pha siêu

　　dẫn (1951). Giả thuyết của Ginzburg - landau là trạng thái siêu dẫn trật tự hơn trạng

　　thái thường như vậy xuất phát từ vấn đề chuyển pha có thể diễn tả được bằng một

　　34

　　thông số trật tự (), đó là một đại lượng vật lý mô

　　tả được các trạng thái khác nhau của hệ.

　　Biểu diễn năng lượng tự do của chất siêu

　　dẫn theo thông số trật tự.

　　Xuất phát điểm: Giải thích trạng thái siêu

　　dẫn trật tự hơn trạng thái thường.

　　Vậy chuyển pha siêu dẫn sang trạng thái thường khác nhau của hệ bằng đại

　　lượng vật lý gọi là thông số trật tự  . Với  là hàm sóng phụ thuộc tọa độ không

　　gian ( r

　　

　　) có tính chất là:

　　*( ). ( ) ( )Sr r n r  

　　  

　　( )Sn r

　　

　　: Nồng độ (định xứ) của các điện tử siêu dẫn.

　　Thiết lập phương trình Ginzburg- landau:

　　22

　　2( ) ( ) ( ) | ( ) | ( ) 0

　　2

　　i A r r r r r

　　m c

　　             

　　      

　　Tính mật độ dòng siêu dẫn:

　　2

　　*( ) ( ) ( ) *( ) *( ) ( ) ( )

　　2S

　　iq qJ r r r r r r A r

　　m mc

　　                      

　　      

　　Phương trình này khẳng định thông số trật tự  là một hàm sóng vĩ mô. Vì

　　phương trình này cũng chính là phương trình Schrodinger và ( )r  chính là hàm

　　sóng của cặp điện tử (cặp Cooper) trong trạng thái siêu dẫn, m là khối lượng hiệu

　　dụng của điện tử siêu dẫn và q = - 2e. Đây cũng chính là phương trình mô tả mật độ

　　dòng của các cặp Cooper trong trạng thái siêu dẫn. Để hiểu rõ cặp Cooper là gì,

　　Nhà khoa học Vitaly Ginzburg

　　35

　　chúng ta sẽ nghiên cứu vấn đề này trong phần lý thuyết BCS, đó là lý thuyết lượng

　　tử về siêu dẫn - một lý thuyết được coi là hoàn hảo nhất trong các lý thuyết áp dụng

　　cho các chất siêu dẫn cổ điển.

　　III.3.2. Độ dài kết hợp

　　Đó là khoảng cách nS = nS( r ) thay đổi rất chậm theo r :

　　Đối với siêu dẫn loại I:

　　Đối với siêu dẫn loại II:

　　Từ phương trình Ginzburg- landau tính được:

　　1

　　2 2

　　2m

　　 

　　    

　　

　　Từ phương trình London tính được:

　　1/ 2 1/ 22 2

　　2 22 44 o

　　mc mc

　　qq

　　   

　　            

　　III.4. Lý thuyết BCS

　　III.4.1. Lý thuyết BCS

　　Lý thuyết BSC do Bardeen- Cooper và Schrieffer đưa ra năm 1957 đã giải

　　thích thỏa đáng hầu như tất cả các kết quả thực nghiệm mà các lý thuyết trước đó

　　không làm được. Chúng ta hãy xem xét một cách sơ lược lý thuyết này theo quan

　　điểm lượng tử.

　　Có hai kết quả thực nghiệm để kiểm tra lý thuyết đó là:

　　1. Nhiều lý thuyết trước đây đều dựa trên cơ sở các điện tử tương tác trực

　　tiếp lẫn nhau thông qua tương tác đẩy Coulomb.

　　Hiệu ứng đồng vị (isotop) cho biết rằng, khối lượng hạt nhân nguyên tử

　　(số neutron) đóng vai trò cơ bản trong việc quyết định giá trị nhiệt độ TC. Vậy là,

　　4

　　7

　　( )10

　　010

　　S S

　　S

　　r n ncm

　　r ncm

　　 

　　

　　

　　

　　     

　　

　　

　　36

　　trong hiện tượng siêu dẫn có vai trò cơ bản của dao động mạng và sự chuyển động

　　của các hạt nhân nguyên tử. Như vậy, lý thuyết mới BCS không dựa trên đặc trưng

　　tương tác đẩy Coulomb giữa các điện tử, mà dựa trên tương tác hút electron –

　　photon.

　　2. Thực nghiệm cho thấy rằng trong trạng thái cơ bản, phổ năng lượng kích

　　thích của các điện tử kim loại có trong trạng thái cơ bản (trạng thái thường) thay đổi

　　liên tục bắt đầu từ 0 cho đến khi đạt được giá trị là 2Δ trong trạng thái siêu dẫn (ví

　　dụ trong siêu dẫn chì(Pb) là: 2Δ m ≈ 3kB TC). Giá trị khe năng lượng 2Δ này được

　　gọi là khe năng lượng. Như vậy khe năng lượng được sinh ra trong vùng bị kích

　　thích. Ý nghĩa của nó là: Các trị điện tử ở trạng thái siêu dẫn đã tạo thành những cặp

　　liên kết và phải cần một năng lượng đúng bằng giá trị khe (2Δ) mới làm tách chúng

　　ra được.

　　III.4.2. Cặp Cooper

　　Cách sử lý đối với siêu dẫn gợi ý rằng hai electron được ghép cặp với nhau ở

　　khoảng cách cỡ hàng trăm nano mét, gấp hàng nghìn lần khoảng cách giữa các phân

　　tử trong mạng tinh thể. Những cặp electron này có thể diễn rả như hình (3.1).

　　Sự kết hợp của cặp electron này là cơ sở của lý thuyết siêu dẫn BCS. Ảnh

　　hưởng sức hút của mạng lưới giữa các electron thường đẩy nhau thành ra 1 cặp

　　năng lượng liên kết có bậc cỡ MeV đủ sức liên kết chúng thành cặp ở tại nhiệt độ

　　rất thấp.

　　• Một electron tương tác với mạng tinh thể gây ra một sóng xung động trên

　　đường đi của nó.

　　• Một electron khác di chuyển ngược chiều cũng tương tác ở khoảng cách đó.

　　37

　　Mô hình cặp Cooper:

　　IV. Chất siêu dẫn nhiệt độ cao

　　IV.1. Sơ lược về lịch sử phát hiện các chất siêu dẫn nhiệt độ cao

　　Siêu dẫn nhiệt độ cao, trong vật lý học, nói đến hiện tượng siêu dẫn có nhiệt

　　độ chuyển pha siêu dẫn từ vài chục Kelvin trở lên. Các hiện tượng này được khám

　　phá từ thập kỷ 1980 và không thể giải thích được bằng lý thuyết BCS vốn thành

　　công với các chất siêu dẫn cổ điển được tìm thấy trước đó.

　　Mốc lịch sử đang được chú ý là năm 1974, vật liệu gốm siêu dẫn được phất

　　hiện với hợp chất BaPb1-xBix03 (x = 0,25) có TC cực đại cỡ 13K. Mặc dù chuyển pha

　　ở hợp chất này không cao nhưng nó mở ra một hứơng mới là: Có thể tìm kiếm vật

　　liệu siêu dẫn ngay cả trong hợp chất gốm, chứ không phải ở kim loại nguyên chất

　　hoặc hợp kim.

　　Hình 3.1

　　Các điện tử tương tác trong hình cầu số sóng k

　　38

　　Với nhiệt độ chuyển pha siêu dẫn TC không vượt quá 24K, có thể nói rằng

　　trong vòng 75 năm (1911-1985) chất lỏng Heli vẫn là môi trường duy nhất dùng để

　　nghiên cứu vật liệu siêu dẫn. Việc tồn tại tính siêu dẫn trong vùng nhiệt độ Heli là

　　một hạn chế lớ trong việc nghiên cứu và ứng dụng đối với nhiều phòng thí nghiệm

　　trên thế giới, vì vấn đề tạo ra Heli lỏng là cả một quá trình phức tạp và tốn kém. Để

　　khắc phục điều đó, sự tìm tòi chủ yếu của các nhà khoa học được tập trung vào vấn

　　đề, làm sao taọ được các chất siêu dẫn có nhiệt độ chuyển pha cao hơn.

　　Ngày 27 tháng 01 năm 1986, hai nhà vật lý là K.A.Müller và J.G.Bednorz

　　làm việc tại phòng thí nghiệm của hãng IBM ở Zurich (Thụy Sĩ) đã công bố trên tạp

　　chí “Zeitschrift Fur Physik” của Đức rằng: “Hợp chất gốm Ba0.75La4.25Cu5O4(3-y) có

　　điện trở giảm mạnh trong vùng 30 - 35K và trở về không ở 12 K. Phát minh này

　　làm chấn động dư luận trên toàn thế giới. Một lần nữa các nhà khoa học đã quay lại

　　với phát hiện về siêu dẫn có trong hợp chất gốm (1974). Phát minh của Müller và

　　Bednorz mở ra một chân trời mới đầy hy vọng, nó có sức hấp dẫn và lôi cuốn đa số

　　các nhà vật lý trên toàn thế giới, nó như một phát súng đại bác mở đầu cho một

　　cuộc tấn công mạnh mẽ vào lĩnh vực khoa học hoàn toàn mới: “lĩnh vực siêu dẫn

　　nhiệt độ cao”.

　　Ngay sau đó là sự bùng nổ thông tin nghiên cứu về siêu dẫn nhiệt độ cao trên

　　toàn cầu. Các phòng thí nghiệm, các nhóm nghiên cứu ở rất nhiều nước trên thế giới

　　chạy đua nhau công bố các kết quả về siêu dẫn nhiệt độ cao.Những vật liệu siêu dẫn

　　mới không ngừng được phát hiện thêm và nhiệt đọ chuyển pha TC ngày càng được

　　nâng cao một cách đáng kể.

　　Tiếp sau phát minh của Müller và Bednorz, ngay trong năm 1986 nhóm

　　TOKYO đã xác đinh được (La0.85Ba0.15)2CuO4 có cấu trúc Perovkite loại K2NiF4

　　TC cỡ 30 K. Nhóm Houston đã nghiên cứu hiệu ứng áp suất cao ở hợp chất gốm này

　　và tìm thấy TC tăng cỡ 1K/kbar, đồng thời cũng xác định được nhiệt độ bắt đầu

　　chuyển pha của nó cỡ 57 K ở áp suất 12 kbar. Sau kết quả này nhóm Houston-

　　39

　　Alabamad đã thay thế một lượng nhỏ Ba bằng Sr và đã xác định được nhiệt độ bắt

　　đầu chuyển pha siêu dẫn TC  42,5K trong hợp chất (La0.9Sr0.1)2CuO4 ở áp suất

　　thường.

　　Nhiều phòng thí nghiệm khác nghiên cứu về siêu dẫn nhiệt độ cao trên thế

　　giới A&T.Bell, Beijing, Belcore, Argone, và Naval Research Laboratory cũng

　　khẳng định các kết quả được nghiên cứu trên đây.

　　Cho đến năm 1991,một số nhà khoa học đã tìm ra siêu dẫn còn có trong cả

　　các hợp chất hữu cơ KxC60 với nhiệt độ chuyển pha lên đến 28 K. Một phát hiện rất

　　quan trọng cũng vào năm đó là các nhà khoa học ở AT&T đã tìm thấy siêu dẫn hữu

　　cơ là chất C60Rb3 có nhiệt độ TC cỡ 30 K. Kết quả này là một sự ngạc nhiên lớn cho

　　các nhà khoa học, nó không chỉ ngạc nhiên về siêu dẫn thực sự tồn tại trrong chât

　　hữu cơ mà cơ chế siêu dẫn nhiệt độ cao gây bởi các lớp Cu-O trong vật liệu mới này

　　đã trở nên không còn ý nghĩa. Phải chăng, một hướng mới trrong siêu dẫn nhiệt độ

　　cao cần được hình thành để giải thích cho sự tồn tại siêu dẫn trong các hợp chất

　　được gọi là “Fullerence”.

　　Một phát hiện đáng quan tâm nữa là ngày 20/01/1994 nhóm tác giả R.J.Cava

　　đã công bố tìm thấy siêu dẫn trong hợp chất Intermetallic-LnNi2B2C (Ln=Y, Tm,

　　Er, Ho, Lu) có nhiệt độ TC = 13 - 17 K. Mặc dù TC của hợp chất này không cao

　　nhưng đây là một phát minh quan trọng vì nó mở ra con đường tìm kiếm vật liệu

　　siêu dẫn trong các hợp kim liên kim loại (Intermetallic) và trong các vật liệu từ -

　　một vấn đề mà từ trước đến nay người ta vẫn cho rằng không có khả năng tồn tại

　　siêu dẫn.

　　Như vậy, cho đến năm 2001 đã có rất nhiều hợp chất siêu dẫn mới được phát

　　hiện. Sự phân loại tạm thời hôm nay có thể ngày mai sẽ bị thay đổi.

　　40

　　Đồng thời với nhiều chất siêu dẫn mới được phát hiện, nhiệt độ chuyển pha

　　của chúng cũng không ngừng được nâng cao. Cho đến nay, một số thông tin cho

　　biết một vài tác giả đã tổng hợp được chất siêu dẫn có nhiệt độ chuyển pha ở nhiệt

　　độ phòng.

　　IV.2. Lý thuyết liên quan đến siêu dẫn nhiệt độ cao

　　Do đặc điểm các vật liệu siêu dẫn nhiệt độ cao hiện nay đều có cùng một cấu

　　trúc gồm các mặt tinh thể oxit đồng, nên các mô hình lý thuyết hiện nay thường tập

　　trung vào giải bài toán của mạng tinh thể oxit đồng trong không gian hai chiều. Mô

　　hình lý thuyết đơn giản nhất được đề ra hiện nay là mô hình Hubbard hai chiều

　　nhằm mô tả cấu trúc tinh thể này.

　　Cũng giống như hiện tượng siêu dẫn nhiệt độ thấp, các nhà vật lý lý thuyết

　　cho rằng nguyên nhân của hiện tượng siêu dẫn là do sự xuất hiện các "cặp điện tử

　　Cooper". Các cặp điện tử này không còn tuân theo nguyên lý loại trừ Pauli và có thể

　　tạm hiểu rằng hai điện tử được liên kết tạo thành một dạng phân tử Bose. Do đó các

　　cặp điện tử này có thể ngưng tụ lại cùng một trạng thái lượng tử ở nhiệt độ thấp hơn

　　một nhiệt độ chuyển pha nào đó, gần giống như hiện tượng ngưng tụ Bose trong vật

　　lý nguyên tử lạnh. Chúng tạo ra một trạng thái lượng tử đồng pha và là nguyên nhân

　　của hiện tượng siêu dẫn. Tuy nhiên, để tạo ra một cặp điện tử Cooper ta cần một

　　tương tác hút hiệu dụng giữa các điện tử, tương tự tương tác "điện tử với phonon"

　　trong lý thuyết BCS. Cho đến này nguyên nhân của tương tác đó vẫn chưa được tìm

　　ra hoặc chưa được tất cả các nhà khoa học cùng đồng tình.

　　Từ những phát hiện về các tính chất của vật liệu siêu dẫn nhiệt độ cao ở trạng

　　thái không siêu dẫn, một trong những hướng nghiên cứu được quan tâm là xuất phát

　　từ trạng thái cơ bản của hệ oxit đồng khi chưa được cấy các nguyên tử lạ là một

　　"chất cách điện Mott". Ví dụ như lý thuyết RVB của Philip Anderson (đoạt giải

　　thưởng Nobel về vật lý năm 1977) vào những năm 1987, 1988 nhằm giải thích siêu

　　dẫn nhiệt độ cao. Lý thuyết này đề ra một trạng thái cơ bản mới RVB là sự cộng

　　41

　　hưởng (hay chồng chập) của tất cả các trạng thái mà trong đó có các liên kết hóa trị

　　giữa các điện tử trên những nút tinh thể kề nhau. Sau này người ta đã chứng minh

　　rằng trạng thái này không phải là trạng thái cơ bản của hệ không cấy nguyên tử lạ.

　　Nhưng trong những năm cuối thập kỉ 1990, Philip Anderson đã hoàn thiện lý thuyết

　　này và cho rằng nồng độ của chất được cấy ghép vào hệ oxit đồng là nguyên nhân

　　khiến trạng thái RVB trở nên bền.

　　Tuy nhiên cho đến nay chưa một lý thuyết nào đủ hoàn thiện để có thể giải

　　thích đầy đủ các tính chất và cấu trúc của các vật liệu này. Ngoài những tính toán lý

　　thuyết, những phương pháp mô phỏng số cũng đóng một vai trò rất quan trọng.

　　Hiện nay phương pháp DMFT1và phiên bản mở rộng của nó CDMFT đang cho

　　nhưng kết quả rất phù hợp với thực nghiệm.

　　IV.3. Một số loại siêu dẫn nhiệt độ cao điển hình

　　IV.3.1. Vài nét về oxit siêu dẫn

　　Dấu ấn đầu tiên trong lịch sử phát hiện ra siêu dẫn có trong oxit đó là chất

　　SrTiO3 do Schooley, Hooler và Cohen tìm thấy năm 1964 với nhiệt độ chuyển pha

　　TC  0.25 K và các hạt tải điện tử là n = 3.1019/cm3. Hiện tượng này không nằm

　　trong khuôn khổ của lý thuyết BCS. Mười bảy năm sau người ta đã pha tạp Nb và

　　SrTiO3 và đã nâng được nồng độ điện tử lên n = 1021/cm3 và nhiệt độ chuyển pha

　　TC  1,3 K. Chín tháng sau, nhóm Matthias đã tìm thấy siêu dẫn trong NaxWO3 với

　　1 DMFT: là một lý thuyết trường trung bình mới được bắt đầu giới thiệu và

　　phát triển từ đầu nhưng năm 1990 bởi hai nhà vật lý Antoine Georges (Pháp) và

　　Gabriel Kotliar ( Mỹ). Cho đến nay, lý thuyết đang được dần hoàn chỉnh với các

　　phiên bản mới như C-DMFT (Cluster-DMFT).

　　42

　　x = 0,3; n = 1022/cm3 và TC  0,57 K. Như vậy hiện tượng siêu dẫn đã xuất hiện

　　trrong nhiều loại ôxit khác nhau với nồng độ electron đủ lớn.

　　Năm 1965 hiện tượng siêu dẫn cũng được tìm thấy trong TiO và NbO với

　　các nhiệt độ chuyển pha tương ứng là 0,65 K và 1,25 K.

　　Năm 1973, Johnston và đồng nghiệp đã tìm ra siêu dẫn có trong LiTi2O4 với

　　TC = 11 K. Năm 1975, Sleight và đồng nghiệp đã tìm ra siêu dẫn có trong hệ

　　perovskite BaPb1-xBixO3. Với x = 0,25 thì nồng độ hạt tải n = 2,4.1021/cm3 và

　　TC = 11,2 K. Điều này cho phép dự đoán có thể tìm thấy siêu dẫn trong nhiều oxit

　　khác nhau. Sau đó người ta thay K+1 vào Ba+2 trong chất cách điện BaBiO và tìm

　　thấy TC  30 K trong hợp chất Ba-K-Bi-O.

　　Vậy là từ năm 1986 trở về trước người ta tìm được siêu dẫn tồn tại trong

　　nhiều oxit kim loại nhưng không phải trong các hợp chất chứa oxit đồng.

　　IV.3.2. Một số loại siêu dẫn nhiệt độ cao điển hình chứa Cu và Oxy

　　Từ năm 1988 đến nay, hàng loạt các oxit siêu dẫn chứa Cu được phát hiện

　　ngoài La(R)-214 và Y(R)-123 còn có họ hợp chất siêu dẫn nhiệt độ cao điển hình

　　sau đây:

　　Bi2Sr2Can-1CunO2n+4 (gọi tắt là Bi-22(n-1)n với n=1,2,3…)

　　Ti2Ba2Can-1CunO2n+4 (gọi tắt là Tl-22(n-1)n với n=1,2,3…)

　　HgBa2Can-1CunO2n+4 (gọi tắt là Hg-12(n-1)n với n= 1,2,3…)

　　CuBa2Can-1CunO2n+4 (gọi tắt là Cu-12(n-1)n với n=1,2,3…)

　　A1-xb2xCuO2 (A là kim loại đất hiếm, B là kim loại kiềm hoặc valency)

　　Các vật liệu siêu dẫn này có nhiệt độ chuyển pha đã vượt quá 120 K và cấu

　　trúc của chúng cũng đặc biệt hơn, có thể lưu ý những nét đặc trưng riêng của một

　　số loại điển hình trong các bộ phận siêu dẫn nêu trên.

　　43

　　IV.3.2.1 Hệ Bi-22(n-1)n:

　　Vật liệu này do Maeda và đồng nghiệp phát hiện vào tháng 1/1988.

　　Điển hình là: Bi-Sr-Ca-Cu-O (gọi tắt là BSCCO system)

　　Đây là loại vật liệu đa pha mà TC  105 K. Cấu trúc tinh thể gồm ba pha ứng

　　với n=1,2,3 được xác định là cấu trúc lớp theo trật tự sắp đặt: BiO2-SrO-CuO2-(Ca)-

　　CuO2-…-(Ca)-CuO2-SrO, với n là lớp CuO2 được ngăn bằng (n-1) lớp Ca. Ứng với

　　n=1,2 và 3 thì TC có các giá trị cỡ 22 K, 80 K và 110 K, ở đây đã có sự tăng nhiệt

　　đ