Ключевая причина — переход в смешанное состояние Абрикосова и поведение вихрей (вихревых квантов магнитного потока) при приближении к $T_c$.
Коротко по механике:
- Тип II характеризуется параметром Гинзбурга–Ландау $\kappa =\lambda /\xi >1/\sqrt{2}$. При полях $H_{c1}<H<H_{c2}$ сверхпроводник допускает вхождение магнитного потока в виде дискретных вихрей (вихрей Абрикосова), каждый из которых несёт квант потока
${\Phi }_0=\frac{h}{2e}$.
- Плотность вихрей связана с индукцией $B$: $n_v=\frac{B}{{\Phi }_0}$, расстояние между ними примерно $a_0\sim \sqrt{\frac{{\Phi }_0}{B}}$.
- Верхнее критическое поле задаётся длиной когерентности $\xi$: $H_{c2}\approx \frac{{\Phi }_0}{2\pi {\xi }^2}$.
Как ведут себя характерные длины при $T\to T_c$ (GL-приближение):
$\xi (T)\sim \frac{{\xi }_0}{\sqrt{1-T/T_c}},\lambda (T)\sim \frac{{\lambda }_0}{\sqrt{1-T/T_c}},$ отсюда $\kappa$ примерно постоянен, но $\xi ,\lambda \to \infty$ и $H_{c2}(T)\propto (1-T/T_c)\to 0$.
Почему поле проникает «пачками» при $T\to T_c$:
- Увеличение $\xi$ расширяет ядра вихрей (сверхпроводящая упругость падает) и снижает энергию конденсата ($H_c^2\propto (1-T/T_c{)}^2$). Вихри становятся «мягче» и менее жёстко упорядочены (модули упругости решётки вихрей снижаются), поэтому при действии поля и дефектов они не двигаются поодиночке, а коллективно — пачками/бандлами.
- Энергия захвата (pinning) дефектами уменьшается. Оценочно для энергии захвата можно взять
$E_{\mathrm{pin}}\sim \frac{H_c^2}{8\pi }{\xi }^3$,
где $H_c^2\propto (1-T/T_c{)}^2$ и ${\xi }^3\propto (1-T/T_c{)}^{-3/2}$, т.е. $E_{\mathrm{pin}}$ существенно падает при $T\to T_c$. Поскольку индивидуальная привязка слабее, вихри свободнее перемещаются и склонны к коллективному сдвигу (крупные пучки) под действием силы Лоренца или термических флуктуаций (флюксы, creep, avalanches).
- Дополнительно, при близости к $H_{c2}$ ядерные перекрытия и термальные флуктуации приводят к плавному переходу от решётки к стеклоподобному или жидкостному состоянию вихрей — тоже даёт коллективное движение.
Влияние на приложения в магнитных системах:
- Плюсы: тип‑II материалы позволяют достигать больших рабочих полей (высокое $H_{c2}$) — основное преимущество для магнитов высоких полей.
- Минусы при работе близко к $T_c$:
- Снижение критического тока $J_c$ (из‑за ослабления pinning) → уменьшение максимально допустимого тока и мощности магнитной системы.
- Повышённые потери и диссипация (flux flow, flux creep) → нагрев, шумы, деградация стабильности поля, утечка сохранённого магнитного поля.
- Повышенная нестабильность: коллективные сдвиги вихрей и лавинные движения (flux jumps) затрудняют устойчивую эксплуатацию, требуют большей термической стабилизации и защиты от квазшей.
- Следствия для проектирования:
- Работать с запасом по температуре: эксплуатировать значительно ниже $T_c$ и обычно далеко от $H_{c2}(T)$.
- Усилять pinning: введение искусственных центров сцепления (наноструктуры, осадки, дефекты контролируемой природы) для удержания вихрей поодиночке, что повышает $J_c$ и уменьшает коллективные сдвиги.
- Термическая и электрическая стабилизация: повышенная теплоёмкость, хороший тепловой контакт, системы quench‑защиты.
- Для высокотемпературных сверхпроводников (HTS) термические флуктуации сильнее, потому стратегии pinning и эксплуатационные запасы критичны.
Краткая резюмирующая формула поведения верхнего поля:
$H_{c2}(T)\approx \frac{{\Phi }_0}{2\pi \xi (T{)}^2}\propto (1-T/T_c)$,
и при $T\to T_c$ одновременно падают энергия сцепления и жёсткость решётки вихрей — поэтому магнитный поток проникает в виде коллективных пачек вихрей, что ухудшает стабильность и уменьшает полезные характеристики магнитных систем, если не применены меры усиления pinning и термической стабилизации.