第二類超導體
正文
界面能小於零的超導體。根據超導體在磁場中磁化曲線的差異，超導體可分為第一類和第二類兩類。在已發現的超導元素中，只有釩、鈮和鉭屬於第二類，其他元素均屬第一類。然而大多數超導合金和化合物則屬於第二類：它們的區分在於:第一類超導體的京茨堡-朗道參量（見超導電性）
,超導-正常相的界面能為正；而第二類超導體，
，界面能為負。 基於第二類超導體的某些性質（如磁化行為、臨界電流等）對諸如位錯、脫溶相等各種晶體缺陷十分敏感。只有體內組分均勻分布，不存在各種晶體缺陷，其磁化行為才呈現完全可逆,稱為理想第二類超導體。反之,則稱為非理想第二類超導體或硬超導體。非理想第二類超導體具有較大的實用價值。
理想第二類超導體 一細長圓柱狀的理想第二類超導體，處於平行於軸方向的外磁場中時，其磁化曲線如圖1所示（圖中還畫出了第一類超導體的磁化曲線作為比較）。可以看到存在有兩個確定的臨界場,即下臨界場Hc1和上臨界場Hc2。當外磁場低於Hc1時,超導體處於邁斯納態,即磁場被排出超導體外。但從Hc1開始，磁場部分地穿透到超導體內部，而且隨著磁場的增高,穿透程度也增加(-M減少);一直到達到Hc2時磁場才完全穿透超導體(M=0),這時,超導體過渡到正常態。在 Hc1＜H＜Hc2內的狀態，叫做混合態。一般地說，理想第二類超導體在 Hc1和 Hc2處的轉變均屬於二級相變。Hc1和Hc2的值由下列理論公式確定：
。
而得到，其中
。 
第二類超導體
第二類超導體
,式中h為普朗克常數,e為電子電荷。磁通線的結構如圖2所示。 磁通線的中心是一個半徑約為相干長度ξ 的圓柱形正常區，它外面存在一半徑約為穿透深度λ 的磁場和超導電流區域。 一般地說，對於
的第二類超導體，有λ
ξ。 理論和實驗上都已得出,當處於熱力學平衡態時,理想第二類超導體中的磁通線排列成三角點陣，其點陣常數隨磁場的增高而減小。
第二類超導體與絕緣體或真空接觸，當它處在與界面平行的方向的外磁場中時,則存在於表面附近ξ厚度薄層內的超導電性,一直可以保持到
=1.695Hc2為止,這就是表面超導性。 處於混合態(H>Hc1)的理想第二類超導體，在橫向磁場中，不能承載任何大小的超導傳輸電流，因而無多大實用價值。
有關理想第二類超導體的理論是由Β.Л.京茨堡、Л.Д.朗道、Α.Α.阿布里考索夫和 Л.∏.戈科夫建立的，通稱為ΓЛΑΓ理論。
非理想第二類超導體 非理想第二類超導體的磁化曲線，如圖3所示。由於體記憶體在晶體缺陷而呈現不可逆的特性。當外磁場從零開始增大但小於Hc1時,超導體處於邁斯納態。當H>Hc1時，磁場以磁通線的形式穿透體內。但缺陷的存在對磁通線的穿透造成阻力，因此超過Hc1時，磁化強度繼續增大。當H>Hp時, 則隨磁場的增大而它減小。直至Hc2時,磁化強度才等於零。當磁場從高於Hc2下降時,缺陷同樣阻礙磁通排出，故磁化曲線上出現磁滯現象，以致零磁場時有剩餘磁矩，稱為俘獲磁通。
第二類超導體當傳輸電流在與外磁場相垂直的方向上通過處於混合態的超導體時，每根磁通線既受到釘扎力Fp的釘扎作用,又受到電磁力（洛倫茲力）FL=J)×Φo的驅動作用,其中J) 為電流密度,Φo為磁通量子。當FL>Fp時,磁通線會發生較快地橫過導體的運動，這就是磁通流動。它會在導體縱向感生電壓, 相應地“電阻”稱為磁通流動電阻,其電阻率
，式中ρn為超導體處於正常態時的電阻率，B 為外磁場值。 在平衡狀態下，超導體內各處的釘扎力與洛倫茲力相等，磁通線處於臨界態。這時，超導體的體電流密度就是臨界電流密度Jc。為描述臨界態,已提出了比恩-倫敦(Bean-London)模型和金-安德森(Kim-Anderson)等模型。
非理想第二類超導體處於混合態時，在很高的橫向磁場下，仍可以通過很大的體超導電流，其臨界電流密度Jc有時高達106A/cm2以上。 通過Jc-H 特性和組織結構的關係，以及磁熱不穩定性等的研究，現今已研製成功Nb-Ti、Nb-Zr合金和Nb3Sn,V3Ga化合物等穩定的實用超導材料（見超導元素及合金和化合物），成為發展強磁場超導磁體技術的基礎。已經套用於固體物理、高能物理、受控聚變反應、磁流體發電等一系列現代科學技術部門而顯示了巨大的優越性。
參考書目
D. Saint-James, G. Sarma and E. T. Thomas, TypeⅡ Superconductivity,Pergamon, Oxford, 1969.
吳杭生、管惟炎、李宏成著:《超導電性.第二類超導體和弱連線超導體》，科學出版社，北京，1979。
中國科學院物理研究所《超導電材料》編寫組編：《超導電材料》，科學出版社，北京，1973。
