Устаревшая ед частотного интервала. Названа в честь франц физика Ф. Савара (F. Savart). 1 С

• Синдром удлинённого интервала qt и проблемы безопасности психофармакотерапии, 109.2kb.
• Товариство з обмеженою, 119.57kb.
• Н. Г. Чернышевского кафедра теоретической и математической физики рабочая программа, 152.3kb.
• Программа по физике для 10-11 классов общеобразовательных, 75.87kb.
• Татьяна Евгеньевна Зыкова. Сюных лет ему была интересна литература, 95.59kb.
• Электронная газета в рамках «Дня науки», посвященного Году российской космонавтики, 85.16kb.
• Лекция Логические основы компьютеров , 369.25kb.
• Игра ) Имя известного ученого, в честь которого названа самая популярная программа, 21.91kb.
• Физика биологических систем, 39.45kb.
• Динамика культурных процессов в современной России, 39.45kb.

к энергетически выгодным явл. образование тонких областей норм. фазы, ориентированных вдоль магн. поля. Воз-

658


можность реализации такого состоя­ния сверхпроводника 2-го рода была предсказана А. А. Абрикосовым (1952) на основе теории сверхпроводимости В. Л. Гинзбурга и Л. Д. Ландау. Позднее Абрикосовым был произведён детальный расчёт структуры этого состояния. Оказалось, что норм. области зарождаются в форме нитей, пронизывающих образец и имеющих толщину, сравнимую с глубиной проникновения магн. поля. При увеличении внеш. поля концентрация нитей возрастает, что и приводит к постепенному уменьшению магн. мо­мента. Т. о., в интервале значений поля от Н_{к, 1} до Н_{к, 2} сверхпроводник находится в состоянии, к-рое принято называть смешанным.

Фазовый переход в сверхпроводящее состояние в отсутствии магнитного поля. Прямые измерения теплоём­кости сверхпроводников при Н=0 показывают, что при понижении темп-ры теплоёмкость в точке перехода Т_к испытывает скачок до величины, к-рая примерно в 2,5 раза превышает её



^ Рис. 6. Скачок теп­лоёмкости сверх­проводника в точ­ке перехода (Т_к) в отсутствии внеш. магн. поля

(с_c и c_н — тепло­ёмкость в сверх­проводящем и норм. состояниях).

значение в норм. состоянии в окрест­ностях Т_к (рис. 6). При этом теплота перехода Q=0, что следует, в част­ности, из ф-лы (2) (H_к=0 при T=T_к). Т. о., переход из нормального в сверхпроводящее состояние в отсут­ствии магн. поля — фазовый переход II рода. Из ф-лы (2) можно получить важное соотношение между скачком теплоёмкости и углом наклона кри­вой Н_к(Т) (рис. 5) в точке Т=Т_к:



где с_с и с_н — значения теплоемкости в сверхпроводящем и норм. состояниях. Это соотношение подтверждено экс­периментом.

Природа сверхпроводимости. Ис­следуя разл. возможности объяснения св-в сверхпроводников, особенно эф­фекта Мейснера, нем. учёные X. и Ф. Лондоны, работавшие в Англии, в 1934 пришли к заключению, что сверхпроводящее состояние явл. мак­роскопич. квант. состоянием металла. На основе этого представления они создали феноменологич. теорию, объяс­няющую эффект Мейснера и отсутствие сопротивления. Обобщение теории Лондонов, сделанное В. Л. Гинзбургом и Л. Д. Ландау (1950), позволило рассмотреть поведение сверхпроводни­ков в сильных магн. полях. При этом было объяснено огромное кол-во эксперим. данных и предсказаны новые важные явления. Подтверждением правильности исходных предпосылок

упомянутых теории явилось открытие эффекта квантования магнитного по­тока, заключённого внутри сверхпро­водящего кольца. Из ур-ний Лондонов следует, что магн. поток в этом случае может принимать лишь значе­ния, кратные кванту потока Ф₀=hc/e*, где е* — заряд носителей сверх­проводящего тока. В 1961 Р. Долл и М. Небауэр и независимо Б. Дивер и У. Фейрбенк (США) обнаружили этот эффект. Оказалось, что е*=2е. где е — заряд эл-на. Явление квантования магн. потока имеет место и в случае упомянутого выше состояния сверх­проводника 2-го рода в магн. поле, большем чем Н_{к, 1}. Образующиеся здесь нити норм. фазы несут квант потока Ф₀.

Найденная в опытах величина заря­да ч-ц, создающих своим движением сверхпроводящий ток (е*=2е), под­тверждает Купера эффект, на основе к-рого в 1967 Дж. Бардин, Л. Купер и Дж. Шриффер (США) и Н. Н. Бого­любов (СССР) построили последова­тельную микроскопич. теорию С. Со­гласно Куперу, два эл-на с противопо­ложными спинами, взаимодействуя че­рез посредство крист. решётки (обме­ниваясь фононами), могут образовы­вать связанное состояние (куперовскую пару). Заряд такой пары равен 2е. Пары обладают нулевым значением спина и подчиняются Бозе — Эйнштейна статистике. В сверхпроводя­щем металле пары испытывают т. и. бозе-конденсацию (см. Квантовая жидкость), и поэтому система куперовских пар обладает св-вом сверхте­кучести. Т. о., С. представляет собой сверхтекучесть электронной жидкости.

При ^ Т=0 связаны в пары все эл-ны проводимости. Энергия связи эл-нов в паре весьма мала: она равна пример­но 3,5 kT_к. При разрыве пары, про­исходящем, напр., при поглощении кванта эл.-магн. поля (фотона) или кванта звука (фонона), в системе возникают возбуждения. При отлич­ной от нуля темп-ре имеется опреде­лённая . равновесная концентрация элем. возбуждений (квазичастиц), она возрастает с темп-рой, а концент­рация пар соответственно уменьша­ется. Энергия связи пары определяет т. н. щель в энергетич. спектре воз­буждений, т. е. миним. энергию, необ­ходимую для создания отд. возбужде­ния. Природа сил притяжения между эл-нами, приводящих к образованию пар, вообще говоря, может быть раз­личной, хотя у всех известных сверх­проводников эти силы определяются вз-ствием эл-нов с фононами. Тем не менее развитие теории С. стимулиро­вало поиски др. механизмов С. В этом плане особое внимание уделяется т. н. нитевидным (одномерным) и слоистым (двумерным) структурам, обладающим достаточно большой проводимостью, в к-рых можно ожидать более интенсив­ного притяжения между эл-нами, чем в обычных сверхпроводниках, а следо­вательно, и более высокой темп-ры

перехода в сверхпроводящее состоя­ние. Явления, родственные С., по-видимому, могут иметь место в ат. ядрах и в нек-рых косм. объектах, напр. в нейтронных звёздах.

Практич. применение С. непрерыв­но расширяется. Наряду с магнитами сверхпроводящими, сверхпроводящими магнитометрами существует целый ряд др. технич. устройств и измерит. приборов, основанных на использо­вании разл. св-в сверхпроводников (криоэлектроника). Построены сверх­проводящие резонаторы, обладающие рекордно высокой (до 10¹⁰) доброт­ностью; сверхпроводящие элементы для ЭВМ. Сверхпроводящие (туннель­ные) контакты (см. Джозефсона эф­фект) применяют в сверхчувствит. вольтметрах и т. д.

• Де Жен П., Сверхпроводимость металлов и сплавов, пер. с англ., М., 1968; Линтон Э., Сверхпроводимость, пер. с англ., 2 изд., М., 1971; Сверхпроводи­мость. Сб. ст., М., 1967; Роуз-Инс А. К., Родерик Е., Введение в физику сверхпроводимости, пер. с англ., М., 1972; Абрикосов А. А., Шарвин Ю. В., Сверхпроводимость, в кн.: Физический эн­циклопедический словарь, т. 4, М., 1965.

^ Г. М. Элиашберг.

СВЕРХПРОВОДНИКИ, вещества, у к-рых при охлаждении ниже определён­ной критич. темп-ры Т_к электрич. сопротивление падает до нуля, т. е. наблюдается сверхпроводимость. За исключением Cu, Ag, Au, Pt, ще­лочных (Li, Na, К и др.), щёлочно­земельных (Са, Sr, Ba, Ra) и ферро­магнитных (Fe, Co, Ni и др.) метал­лов, большая часть остальных метал­лич. элементов явл. С. (см. табл. в ст. Металлы). Элементы Si, Ge, Bi ста­новятся С. при охлаждении под дав­лением. Переход в сверхпроводящее состояние обнаружен также у неск. сот металлич. сплавов и соединений и у нек-рых сильнолегированных ПП. У ряда сверхпроводящих сплавов отд. компоненты или даже все компо­ненты сами по себе не явл. С. Открыты С.— полимеры (так, у полимера, состоящего из поочерёдно расположен­ных атомов S и N, Т_к 0,34 К). Значения Т_к почти для всех извест­ных С. лежат в диапазоне темп-р существования жидкого водорода и жидкого гелия (темп-ра кипения водо­рода T_кип=20,4 К).

Другой важнейший параметр, харак­теризующий св-ва С.,— значение критического магнитного поля Н_к, выше к-рого С. переходит в нормаль­ное (несверхпроводящее) состояние. С ростом темп-ры значение H_к моно­тонно падает и обращается в нуль при Т Т_к. Макс. значение H_к=H₀, определённое из эксперим. данных путём экстраполяции к нулю абс. температурной шкалы, для ряда С. приведено в таблице на стр. 660.

Несмотря на то что принципиаль­ные причины возникновения сверх­проводимости твёрдо установлены,

659




совр. теория не даёт возможности рас­считать значения Т_к или H_к для из­вестных С. или предсказать их для нового сверхпроводящего сплава. Од­нако ряд эмпирич. закономерностей — правил Маттиаса (1955) — позволяет определить направление поисков спла­вов с высокими Т_к и Н_к : наиболь­шая Т_к наблюдается у сплавов с числом z валентных эл-нов равным 3, 5, 7 на атом, причём для каждого z предпочтительней свой тип крист. решётки. Кроме того, Т_к растёт с увеличением объёма и падает с рос­том массы атома.

По магн. св-вам С. разделяются на две группы: С. 1-го и 2-го рода. С. 1-го рода явл. все чистые сверх­проводящие металлы, за исключением V и Nb, и нек-рые сплавы с низким содержанием одного компонента. Группа С. 2-го рода более многочислен­на. Сюда относится большинство со­единений с высокими Т_к, такие, как V₃Ga, Nb₃Sn, и сплавы с высоким содержанием легирующих примесей.

Среди С. 2-го рода выделяют группу т. н. жёстких С. Для них характерно большое кол-во дефектов структуры (неоднородности состава, вакансии, дислокации и др.), к-рые возникают благодаря спец. технологии изготов­ления. В жёстких С. движение магн. потока сильно затруднено дефектами и кривые намагничивания обнаружи­вают сильный гистерезис. По тем же причинам в этих материалах силь­ные сверхпроводящие токи могут про­текать вплоть до полей, близких к верхнему критич. полю H_{к, 2} при любой ориентации тока и магн. поля. Следует отметить, что в идеаль­ном С., полностью лишённом дефек­тов (к этому состоянию можно при­близиться в результате длит. отжига сплава), при любой ориентации поля

и тока, за исключением продольной, сколь угодно малый ток будет сопро­вождаться потерями на движение магн. потока уже при Н>Н_{к. 1} (H_{к, 1} — нижнее критич. поле). Значение H_{к. 1} обычно во много раз меньше Н_{к, 2}. Поэтому именно жёсткие С., у к-рых электрич. сопротивление практически равно нулю вплоть до очень сильных полей, представляют интерес с точки зрения техн. приложений. Их приме­няют для изготовления обмоток маг­нитов сверхпроводящих и др. целей. Существенным недостатком жёстких С. явл. их хрупкость, сильно затруд­няющая изготовление из них прово­лок или лент. Особенно это относит­ся к соединениям с самыми высокими значениями T_к и Н_к типа V₃Ga, Nb₃Sn, PbMo₆S₈; изготовление сверх­проводящих магн. систем из этих материалов — сложная технологич. за­дача.

• Сверхпроводящие материалы. Сб. ст., пер. с англ., М., 1965; Металловедение сверх­проводящих материалов, М., 1969; Физико-химия сверхпроводников, М., 1976.

И. П. Крылов.

^ СВЕРХПРОВОДЯЩИЙ МАГНИТО­МЕТР, магнитометр, действие к-рого основано на Джозефсона эффекте. Часто встречается ещё одно наимено­вание С. м.— «сквид» (от англ. Superconducting Quantum Interference Device — сверхпроводящий кванто­вый интерференционный прибор).

Чувствительность С. м. достигает 10^-11 Гс (10^-15Тл), а при измерениях градиента магн. поля ~10^-12 Гс/см (10¹⁴Тл/м). Чувствительный элемент (ЧЭ) С. м. представляет собой элек­трич. контур из сверхпроводника с контактами Джозефсона (ими могут быть разделяющие сверхпроводник тонкие, ~10 Å, плёнки изолятора, точечные контакты и т. п.). ЧЭ реа­гирует на изменение напряжённости (индукции) магн. поля, пронизываю­щего сверхпроводящий контур.



^ Рис. 1. Схема сверхпроводящего магнито­метра с двумя параллельно включёнными контактами Джозефсона для измерения на­пряжённости (индукции) магн. поля.


На рис. 1 приведена схема С. м., ЧЭ к-рого содержит два идентичных контакта Джозефсона, включённых параллельно в цепь источника пост. тока. Ток, разрушающий сверхпро­водимость в ЧЭ (I^k_c), зависит от элек­трич. хар-к контактов и величины магн. потока Ф, пронизывающего кон­тур:

I^k_c=2I_c |cos(Ф/Ф₀)|,

где Ф₀=2•10^-7 Гс•см²—квант магн. потока, I_c — ток разрушения сверх­проводимости каждого из контактов (критический ток) — должен быть мал (I_c~Ф₀/L, где L — индуктивность контура). С изменением потока Ф ток I^k_c в контуре испытывает ос­цилляции (рис. 2). Ток I^k_c достигает макс. значения всякий раз, как только изменяющийся поток Ф оказыва­ется равным целому числу квантов потока Ф₀, т. е. период осцилляции равен кванту магн. потока.



рис. 2. Запись осцилляции тока, текущего в сверхпроводящем контуре с двумя парал­лельными контактами Джозефсона.


Если через ЧЭ протекает пост. ток ~I^k_c, то электрич. напряжение на контуре также периодически зависит от Ф. По числу осцилляции можно опреде­лить Ф, а зная площадь S сверхпро­водящего контура, найти напряжён­ность Н измеряемого магн. поля: Н=Ф/S. Обычно для повышения на­дёжности работы С. м. в контуре до­полнительно возбуждают периодич. магн. поле модуляции. Возбуждаемое перем. поле имеет амплитуду Ф/2S. При наличии поля модуляции на кон­туре появляется перем. напряжение. Во внеш. поле Н частота перем. на­пряжения совпадает с частотой моду­ляции, а амплитуда пропорц. Н.




^ Рис. 3. Схема сверхпроводящего магнито­метра для измерения градиента магн. поля (градиентометра).


Измерит. блок С. м. выполняет ф-ции усиления переменной составляющей напряжения на контуре и выработки сигнала управления обратной связью, так что вся схема работает как нуль-индикатор.

С. м. изготовляют также с источ­никами (генераторами) перем. тока частотой 10⁷—10⁹ Гц и с одним кон­тактом Джозефсона в ЧЭ (рис. 3). Ток в ЧЭ возбуждается индуктивно посредством резонансного контура, на­строенного на частоту генератора.

660


Одновременно перем. ток низкой часто­ты (~10³ Гц), протекающий через тот же контур, осуществляет модуляцию магн. поля в ЧЭ. Вольтамперная хар-ка ЧЭ нелинейна относительно магн. поля, к-рое пронизывает контур. Амп­литуда НЧ-модуляции на частоте тока низкой частоты пропорц. величине внеш. магн. поля. H ЧЭ внеш. поле подводится трансформатором магн. по­ля, к-рый состоит из приёмной петли и катушки, индуктивно связанной с ЧЭ (материалом для обмотки транс­форматора служит сверхпроводящая проволока, передача потока происходит без потерь). В С. м. рассматриваемого типа трансформатор имеет две вход­ные петли, включённые навстречу друг другу. При таком включении пе­тель ЧЭ реагирует на градиент поля и явл. градиентометром. Измерит. блок С. м. осуществляет усиление модули­рованного ВЧ сигнала и его детекти­рование. В результате выделяется сигнал НЧ, амплитуда к-рого про­порц. измеряемому градиенту поля. Очень высокая чувствительность С. м. позволила осуществить с их помощью ряд тонких экспериментов: уточнить значения ряда физических констант на основе измерений отноше­ния h/e, освоить измерения малых электрич. напряжений до значений 10^-18 В, зафиксировать магнитокардиограммы и магнитоэнцефалограммы человека.

• Волков А. Ф., 3 а в а р и ц к и й Н. В., Надь Ф. Я., Электронные устройства на основе слабосвязанных сверх­проводников, М., 1978; Слабая сверхпрово­димость. Квантовые интерферометры и их применения, пер. с англ., М., 1980.

^ Я. В. Заварицкий.

СВЕРХРЕШЁТКИ, многослойные твер­дотельные структуры, в к-рых на эл-ны помимо периодич. потенциала крист. решётки действует искусствен­но создаваемый дополнит. периодич. потенциал с периодом, значительно превышающим постоянную решётки. Если длина свободного пробега носи­телей заряда превосходит период С., то возникает модуляция электронного энергетич. спектра, приводящая к расщеплению разрешённых энергетич. зон на ряд минизон. Вследствие такой перестройки электронного спектра возникновение С. сопровождается из­менением электрич., оптич. и др. св-в кристалла. В одномерных С. (допол­нит. периодичность в одном направле­нии) внутризонное оптич. поглощение резко анизотропно для света, поляри­зованного вдоль оси С., имеются поло­сы интенсивного межминизонного по­глощения, отсутствующие при иной поляризации. Анизотропия поглоще­ния и преломления даёт возможность использовать С. в кач-ве фильтров и поляризаторов ИК излучения. В пост. электрич. поле, параллельном оси С., вольтамперная хар-ка имеет падаю­щие N-образные участки. Благодаря наличию таких участков С. могут ис­пользоваться как усилители и генера­торы эл.-магн. колебаний, частота

к-рых перестраивается в широких пределах изменением пост. электрич. поля. Из-за малой ширины минизон нелинейные ВЧ явления (нелинейное поглощение, генерация высших гар­моник и комбинац. частот, усиление одной эл.-магн. волны в присутствии другой, самоиндуциров. прозрачность и др.) проявляются в С. при значи­тельно меньших интенсивностях эл.-магн. волн, нежели в обычных (одно­родных) кристаллах.

С. могут быть созданы искусственно, напр. в виде периодич. системы гете­ропереходов. Дополнительный перио­дич. потенциал с периодом, гораздо большим постоянной крист. решётки, наблюдается также в нек-рых клас­сах в-в — дихалькогенидах переход­ных металлов типа MoS₂, полупровод­никах типа A^IIIB^VI (напр., GaSe), упорядоченных сплавах благород­ных металлов с гранецентрированной кубич. решёткой (напр., Cu—Au), политипных ПП структурах (напр., SiC).

• Голубев Л. В., Леонов В. И., Сверхрешетки, М., 1977; Шик А. Я., Сверхрешетки — периодические полупро­водниковые структуры, в кн.: Физика и техника полупроводников, т. 8, № 10, М., 1974, с. 1841.

Э. М. Эпштейн.

^ СВЕРХСИЛЬНЫЕ МАГНИТНЫЕ ПОЛЯ, поля с напряжённостью Н0,5~1,0 МЭ (граница условна). Нижнее значение С. м. п. соот­ветствует макс. значению стацио­нарного поля ~500 кЭ, к-рое может быть доступно средствам совр. тех­ники, верхнее — полю 1 МЭ, даже кратковрем. воздействие к-рого приво­дит к разрушению магн. катушек.

В природе встречаются значитель­но более сильные поля. Астрофиз. ис­следования указывают на существо­вание полей ~10⁶ МЭ у быстровращающихся нейтронных звёзд — пуль­саров. Сжатие магн. потока при грави­тационном коллапсе звёзд может при­вести к возникновению магн. полей до 10⁷ МЭ. С. м. п. (~10⁵—10⁷ Э) имеются вблизи ядер свободных ато­мов, на что указывает сверхтонкая структура энергетических уровней электронов. Магн. поля мегаэрстедного диапазона возникают при фо­кусировании мощных лазерных пуч­ков. Напр., если сфокусировать лазерное излучение мощностью Р=10¹² Вт на площади S=10^-4 см², то плотность эл.-магн. энергии P/cS в фокусе соответствует напряжённо­сти поля H=(8P/cS)^1/2, т. е. ~10⁷ Э.

Начало использованию С. м. п. в физ. исследованиях было положено трудами П. Л. Капицы (в 1924—27 ему удалось получить в импульсном режиме поля до 320 кЭ). По мере со­вершенствования техники эксперимен­та С. м. п. всё шире используются как в фундам. науч. исследованиях, так и в технологии. В физике тв. тела С. м. п. применяются в исследованиях гальваномагнитных, термомагнитных, магнитооптич. и резонансных явлений. В магн. полях до 2 МЭ исследова­лись спектры поглощения и цикло­тронный резонанс в полупроводниках, Фарадея эффект в видимой и ИК об­ластях спектра, зеемановское рас­щепление спектр. линий, магнетосопротивление тонких висмутовых про­волок и др. В яд. физике и физике элем. ч-ц С. м. п. используют для идентификации ч-ц (см. Детекторы ядерных излучений), фокусировки и отклонения пучков заряж. ч-ц (см. Ускорители), для генерации мощного тормозного излучения и т. д. С. м. п. применяют для нагрева и удержания плазмы в исследованиях по управляе­мому термоядерному синтезу, а также для получения низких температур (ниже 10^-3 К) методом адиабатич. размагничивания парамагнитных со­лей.

Импульсные С. м. п.— источник для получения квазигидростатич. давле­ний до 10¹¹ Па и высоких плотностей энергии. Напр., плотность энергии магн. поля ~5—10 МЭ становится больше энергии связи ч-ц большинст­ва тв. тел, а магн. давление достигает значений, существующих в центре Земли. Импульсные поля в диапазоне 0,5—0,8 МЭ применяют для обработ­ки металлов давлением, напр. для магнитоимпульсной сварки металлов. Получение С. м. п. тесно связано с проблемой прочности материалов. Магн. давление (р~Н²/8) поля на­пряжённостью 500 кЭ составляет ~10⁹ Па, что превышает статич. проч­ностные хар-ки большинства метал­лов. Высокая плотность энерговыде­ления в поверхностном слое материала катушки (соленоида, в к-ром получают С. м. п.) и громадные магн. давления приводят к сильному перегреву и пластич. течению поверхностного слоя, ударным волнам и сжатию мате­риала катушки. Всё это ведёт к её разрушению. Поэтому выбор матери­алов и конструкции катушек — одна из проблем получения С. м. п. Др. проблема — источники тока боль­шой мощности. Напряжённость поля Н₀ в центре катушки с однородным коэфф. заполнения  связана с мощ­ностью Р, рассеиваемой в катушке, соотношением



где =V₁/(V₁+V₀) (V₁ — объём проводя­щей среды, V₀— объём пр-ва в об­мотке, незаполненной проводником), r₀— внутр. радиус катушки,  — уд. сопротивление проводника, G — кон­станта, характеризующая геометрию катушки. Чтобы получить, напр., поле H₀=100 кЭ в медной катушке с r₀=2 см при комнатной темп-ре, нужен источ­ник тока мощностью 2 МВт, а для поля .ff₀=500 кЭ потребовалась бы мощность более 50 МВт. Отвод столь большого кол-ва теплоты, выделяю-

661


щегося в относительно малом объёме проводника, технически труден. Для снятия избыточных тепловых нагру­зок либо охлаждают катушки до крио­генных темп-р, либо сокращают дли­тельность импульса тока, т. е. перехо­дят к импульсным магн. системам. При охлаждении медной обмотки до темп-ры жидкого азота (77 К) её уд. сопротивление уменьшается в 8 раз, а при охлаждении до темп-ры жидкого водорода (20 К) — в 1000 раз! Это приводит к резкому снижению тепловыделения в катушке, а также повышает механич. прочность обмот­ки. Комбинированные магн. системы, в к-рых используются криогенные и сверхпроводящие катушки (см. Маг­нит сверхпроводящий), позволяют по­лучать рекордные при совр. уровне техники стационарные магн. поля до 500 кЭ. Мощность источников энергии для получения стационарных и ква­зистационарных С. м. п., как правило, составляет 2 —12 МВт.

Поля св. 500 кЭ получают практиче­ски только импульсными методами. Причём, чем сильнее поле, тем короче его длительность (рис. 1). При кратковрем. импульсах существенным ста­новится скин-эффект: токи протекают по скин-слою на внутр. поверхности витков, плотность тока повышается. За короткое время импульса тока теплоотвод из скин-слоя пренебрежимо мал, и процесс нагрева происходит адиабатически.



^ Рис. 1. Зависимость напряжённости магн. поля от длительности импульса.


Темп-ра поверхности в этом случае

T=H²/8c_Vγ 3000H², (2)

где су — уд. теплоёмкость, у — плот­ность материала катушки, а Н выра­жается в МЭ. Из (2) следует, что в поле ~1 МЭ поверхностный слой катушки, выполненной даже из тугоплавких ме­таллов, начинает плавиться.

Для получения полей до ~0,8 МЭ часто используют многовитковые одно­слойные катушки из прочного материа­ла с высокой электропроводностью,

напр. из бериллиевой или хромистой бронзы. Амер. физиком Ф. Биттером (1939) была предложена конструкция катушки, в к-рой металлич. диски с ра­диальными разрезами и изолирующие прокладки образуют при сборке двой­ную спираль (рис. 2). Охлаждающая вода прогонялась через перфорацию в дисках



Рис. 2. Конструкция катушки Биттера: 1 — охлаждающие отверстия; 2 — медные плас­тины: 3 — неизолированная поверхность контакта; 4 — изоляц. кольца; 5 — сечение катушки.

.

Перспективны катушки с «бессило­вой» конфигурацией обмоток, в к-рых векторы плотности тока