tt
о
поля
Лит.: Ф е и н м а н Р., Статистическая механика, пер. е англ., М., 1975; Воловик Г. Е., М и н е е в В. П., Исследование особенностей в сверхтекучем Hes и жидких кристаллах методами гомотопической топологии, «ЖЭТФ», 1977, т. 72, в. б, с. 2256; Паттерман С., Гидродинамика сверхтекучей жидкости, пор. с англ., М,, 1978; Воловик Г, Е., Сверхтекучие свойства А-фазы Не3, «УФН», 1984, г. 143, с. 73; Б у н ь к о в Ю. М. и др., ЯМР-спектроскопин вращающегося сверхтекучего Не3, «УФН», 1984, т. 144, с. 141; A v е п е 1 О., Varoquax Е., Josephson effect and phase slippage in su-perfluids, в кн.: Proceedings of the 18 International Conference on low temperature physics, pt 3, Invited Papers, Kyoto, 1987, p. 1798, В. П. Мин┬ев.
К. в, в сверхпроводниках II рода ≈ линейные особенности параметра порядка, существующие в сверхпроводниках II рода при значениях напряж╦нности внеш. магн. поля между ниж. критич. Яс1 я верх, критич. Нс% полем (в смешанном состоянии сверхпроводника, А. А. Абрикосов, 1957).
В интервале Hci^H^Hc2 внеш. маги, поле проникает в толщу сверхпроводника в виде тонких трубок ≈ К. в., образующих двумерную реш╦тку (см. Реш╦тка вихрей Абрикосова). Существование смешанного состояния (т. е. принадлежность сверхпроводника к сверхпроводникам II рода) гарантируется условием х >!/]/*2", где параметр Гинзбурга ≈Ландау х= есть отношение глубины проникновения 6 магн. в сверхпроводник к длине когерентности £.
Параметр порядка равен нулю на оси К. в. и восстанавливается до равновесного значения без ноля на расстоянии ~ \ от оси. Эта область наз. сердцевиной (к о р о м) вихря. Вокруг оси-К. в. циркулирует незатухающий сверхпроводящий ток, исчезающий на расстоянии ~ 6 от оси вихря. Из условия минимума свободной энергии сверхпроводника следует, что вихревая нить всегда нес╦т один квант маги, потока Ф0= =й/2е^2,07 -10~15 Вбт т. к. энергия "вихревой нити на единице длины есть (гсФ0/4лб)Мп(С6/|), и нить с двумя квантами (п=2) имеет вдвое большую энергию, чем две нити с одним квантом потока (п=^1). Образование реш╦тки из К. в. обусловлено их взаимным отталкиванием, С существованием К. в. связана характерная линейная температурная зависимость тепло╦мкости сверхпроводников II рода при низких темп-рах.
При неподвижной реш╦тке К. в. электрич. сопротивление у сверхпроводников II рода отсутствует. Движение К. в. в скрещенных магы. и электрич. полях, сопровождающееся диссипацией энергии, приводит к появлению электрич. сопротивления. Значение критич. тока, выше к-рого появляется электрич. сопротивление, определяется силой зацепления {п и н-н и н г а) К. в. на иеоднородпостюс кристаллич. реш╦тки (дислокациях, примесях и др.) сверхпроводника. Непосредств, наблюдение К. в. было впервые осуществлено методами магнитной нейтронографии (1964), позднее (1967) для наблюдения картины выхода вихре--вой структуры на поверхность сверхпроводников II рода были использованы тонкие ферромагн, порошки (с диаметром частиц ^4 нм).
Лит.: С а н - Ж а м Д., С а р м а Г., Томас Е., Сверхпроводимость второго рода, пер. с англ., М.т 1970; Г о р ь-к о п Л. П., К о п н и я Н. !>., Движение вихрей и электросопротивление сверхпроводников второго рода в магнитном поле, «УФН», 1975, т. 116, с. 413; Т и н к х а м М., Введение в сверхпроводимость, пер, с англ., М., 1980; L a r k i n A, I., Ovchinnikov J u. N., «Physica», 1984, v. 12G B + C, p, 187; ThuneberK E. V., К u г k i j a r v i Т., R a i-ner D., «Phys, Hev. B». 1984, v. 29, p. 3913; Абрикосов А. А., Осноьы теории металлов, М., 1987. Б. П. Мииесв.
КВАНТОВАЯ ДИФФУЗИЯ ≈ диффузия частиц или точечных дефектов {вакансий, примесных и междоу-зельных атомов) в тв╦рдых телах, обусловленная под-баръерньши когерентными туннельными переходами. Обычпан диффузия точечных дефектов происходит в результате падбарьерньтх термоактивац. переходов дерез потенц, барьеры, разделяющие равновесные положения частиц или дефектов в кристаллич. реш╦тке; при этом коэф. диффузии экспоненциально убывает с понижением темп-ры Т и подчиняется закону Аррсниуса. В случае К. д. экспоненциальные температурные мно-
жители отсутствуют и могут возникнуть степенные температурные зависимости коэф. К. д. DKB.
К. д, наблюдается в квантовых кристаллах. Квази-классич. вероятность подбарьерного туннелирования (см. Туннельный эффект]
w ~ ехр ( ≈
А
ч
Показатель экспоненты определяется отношением амплитуды нулевых колебаний а0 частиц к межатомному
расстоянию а : Л ~ (А/а) (£m)~1/*~al/a* ≈ т. н, п а-раметр Де Бура, £ ≈ энергия частиц массы т. Скорость туннелирования частиц
wh/ma,
v
туннельная частота
Заметная вероятность туннелирования точечных дефектов, приводящая к большой величине Z>KB, означает квантовую делокализацию точечных дефектов в квантовых кристаллах. Эти делокализованпые дефекты (ва-кансиоН) дефектон, примесон] по своим свойствам аналогичны др. квазичастицам в тв╦рдых телах, прич╦м для них ширина экергетич. зоны Д~До)0~и7Л-/ягйа. Коэф. Z)HB ~ vl ~ (Дй/£)/ дефектонов определяется длиной их свободного пробега /, к-рая ограничена либо их столкновениями с др. квазичастицамп или структурными дефектами кристалла, либо взаимодействием дефектонов друг с другом. При рассеянии на фононах могут наблюдаться аномальные температурные зависимости £*нв: напр,, при понижении Т величина DKK может даже возрастать ~ Т1"9. Др. особенность К. д., связанная с малой величиной Д,≈' высокая чувствительность к степени однородности кристалла, внеш. сила F приводит к локализации дефектона на размерах порядка Д//-\ Т. к. точечные дефекты ≈ источники медленно спадающих с ростом расстояния виутр. напряжений, то даже при сравнительно малой концентрации узкозонных дефектонов взаимодействие между ними приводит к «запиранию» К. д*
К. д. наблюдается для легких примесных частиц (атомов II или мюонов) в металлах, а также для раял. точечных дефектов в гелии тв╦рдом (вакансий, изотопич. примесей, перегибов на дислокациях, дефектов поверхности). В последнем случае К. д. существенна для объяснения кристаллизационных волн. Для нек-рых точечных дефектов К. д. происходит только вдоль определ. осей или плоскостей кристалла, а диффузия вдоль остальных направлений является чисто классической. К. д. приводит также к особенностям внутр. трения в квантовых кристаллах.
Наиб, подробно К. д. изучена для примеси 3Не в кристаллах 4Не. Обнаружены возрастание DKB с понижением Т, но зависящий от темп-ры режим (Z>K]1 зада╦тся только концентрацией 3Не), режим «запирания» К. д. (примссоны вНе локализованы вследствие сильного в масштабах Д взаимодействия).
Лит.: Андреев А. Ф., Диффузия в квантовых кристаллах, «УФН», 1976, т. 1 IS, с. 251; ВеркинБ. И,, Квантовые кристаллы и квантовая диффузия, ^Природа», H>7<S, JN« 12; A n d г е е v A. F,, Defects and surface phenomena in «iimntum crystals, в кн.: Quantum theory of solids, ed. by I. M. Lifshits, Moscow, 1982, p. И. А. Э. Мейерович.
КВАНТОВАЯ ЖИДКОСТЬ ≈ жидкость, на свойства к-рой существ, влияние оказывают квантовые эффекты в поведении составляющих е╦ частиц. Квантовые эффекты становятся существенными при очень низких темп-pax, когда волна де Бройля частиц, отвечающая их тепловому движению, становится сравнимой с расстоянием между ними и происходит квантовое вырождение жидкости. С понижением темп-ры роль квантовых эффектов увеличивается, и при достаточно низкой темп-ре любая жидкость должна была бы стать квантовой. Однако подавляющее большинство обычных жидкостей затвердевает раньше, чем квантовые эффекты начинают
