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London-Gleichung

London-Gleichung

Die London-Gleichungen (nach Fritz und Heinz London) gehen von einem Postulat aus und ersetzen das ohmsche Gesetz in einem Supraleiter. Sie beschreibt damit auch, wie sich das Magnetfeld in einem solchen Stoff verhält. Ein Ergebnis ist etwa, dass das Magnetfeld trotz anderslautender Vorhersagen etwas in den Supraleiter eindringt (Eindringtiefe λ_L).

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Inhaltsverzeichnis

1 Experimentelle Motivation
2 London Gleichung
3 Theoretische Erklärung des Meißner-Effektes
4 Makroskopische Wellenfunktion
5 Literatur

Experimentelle Motivation

Aufgrund des Meißner-Effektes ist ein Supraleiter ein idealer Diamagnet (magnetische Suszeptibilität χ=-1) und sein Inneres sollte magnetfeldfrei sein. Diese Vorhersage lässt sich aber experimentell nicht bestätigen. Es wird beobachtet, dass das Magnetfeld aus dünnen Supraleiterfilmen nicht ganz herausgedrängt wird, der Innenraum also nicht ganz feldfrei ist. Außerdem erhält sie die Stetigkeitsbedingung für das Magnetfeld am Rand des Supraleiters.

London Gleichung

Um dies zu erklären ersetzt man das klassische Ohmsche Gesetz für die Stromdichte j und das elektrische Feld E:

$\vec j=\sigma\vec E$

durch die London-Gleichung:

$\vec{j}=\frac{n\,q\,\hbar}{m}\vec{\nabla}S-\frac{n\,q^2}{m}\vec{A}$

wobei $S=S(\vec r)$ die Phase der makroskopischen Wellenfunktion ist (siehe letzter Abschnitt), $\vec A=\vec A(\vec r,t)$ das Vektorpotenzial des Magnetfeldes und n die Teilchenzahldichte der Ladungsträger sind. (Zur Herleitung dieser Gleichung siehe letzter Abschnitt Makroskopische Wellenfunktion.)

Es gibt noch zwei weitere nützliche Umformungen dieser Gleichung, die gelegentlich als 1. und 2. London Gleichungen bezeichnet werden:

$\partial_t\vec{j}=\frac{n\,q^2}{m}\vec{E}$

$\mbox{rot}\vec j=\vec\nabla\times\vec j=-\frac{n\,q^2}{m}\vec B$

Die Phase S gibt keinen Beitrag zu diesen beiden Gleichungen. Zur ersten Gleichung nicht, weil die Phase nur ortsabhängig und somit zeitlich konstant ist. Zur zweiten Gleichung nicht, weil $\vec{\nabla}\times\vec{\nabla}S=0$ gilt.

Achtung: Obwohl der Phasenanteil keinen Beitrag zu den letzten beiden Formeln liefert, darf er dennoch nicht vernachlässigt werden! Würde der Phasenanteil nicht eingehen, so würde das bedeuten, dass die Stromdichte ohne Magnetfeld Null sein müsste. In der Realität kann der Phasengradient jedoch auch noch einen Beitrag zur Stromdichte leisten, der dann nicht zwangsweise Null sein muss, d. h. die Stromdichte ist nicht Null, obwohl kein Magnetfeld anliegt. Der Ansatz einer makroskopischen Wellenfunktion wird auch für Supraflüssigkeiten gemacht. In diesem Fall ist es tatsächlich die Phase S, die etwa zum Fontäneneffekt oder zu quantisierten Vortexen führt.

Theoretische Erklärung des Meißner-Effektes

London'sche Eindringtiefe für ausgewählte Materialien (nach Kittel 2002):
Supraleiter	Eindringtiefe λ_L in nm
Zinn (Sn)	34
Aluminium (Al)	16
Blei (Pb)	37
Cadmium (Cd)	110
Niob (Nb)	39

Mit Hilfe der Maxwell-Gleichung $\mu_0\vec j=\mbox{rot}\vec B$ lässt sich die zweite London-Gleichung umschreiben:

$\nabla^2\vec B=\frac{1}{\lambda_L^2}\cdot\vec B$

Die Lösung dieser Gleichung beschreibt ein exponentielles Abklingen des Magnetfeldes innerhalb des Supraleiters, wie es im Experiment beobachtet wird (siehe Meißner-Effekt). Für ein homogenes Magnetfeld der Stärke B₀ in z-Richtung, das an der Oberfläche des Supraleiter (senkrecht zur x-Achse) anliegt, lautet die Lösung:

$B_z(x)=B_0\cdot e^{-x/\lambda_L}$

Das Magnetfeld klingt also im Supraleiter exponentiell ab, und zwar mit der Eindringtiefe λ_L, für die gilt:

$\lambda_L=\sqrt{\frac{m}{\mu_0n q^2}}$

Dabei ist m die Ladungsträgermasse (hier die der Cooper-Paare), q die Ladung und n die Anzahldichte der supraleitenden Ladungsträger. Man erhält die Abschirmstromdichte:

$j_y(x)=\frac{B_0}{\mu_0\lambda_L}e^{-x/\lambda_L}$

In einer dünnen Außenschicht des Supraleiters fließt also ein Abschirmstrom, senkrecht zum Magnetfeld.

Makroskopische Wellenfunktion

Ansatz: Der supraleitende Zustand ist ein quantenmechanischer Zustand, der sich über makroskopische Längenskalen erstreckt. Er kann daher durch eine makroskopische Wellenfunktion beschrieben werden:

$\psi(\vec{r})=\psi_0\,\exp(i\,S(\vec{r}))$

Dabei wird davon ausgegangen, dass $ψ$ eine konstante, reelle(!) Amplitude $ψ 0$ hat und nur die Phase S ortsabhängig ist. $|\psi_0|^2=\psi_0^2=n$ entspricht dabei der Teilchenzahldichte der Cooper-Paare. Eine konstante Amplitude impliziert also eine konstante Teilchenzahldichte. Diese Annahme ist sinnvoll, da die Cooper-Paare im Supraleiter alle negativ geladen sind und sich gegenseitig abstoßen. Ein Ungleichgewicht der Teilchenzahldichte würde also ein elektrisches Feld bedeuten, welches sofort ausgeglichen würde.

Für den Impulsoperator in Anwesenheit eines Magnetfeldes gilt:

$\hat{\vec{p}}=-i\hbar\vec{\nabla}-q\vec{A}$

Angewandt auf die Wellenfunktion $ψ$ ergibt sich:

$m\vec{v}\psi=\hat{\vec{p}}\psi=(\hbar\vec{\nabla}S-q\vec{A})\psi$

Also:

$\vec{v}=\frac{\hbar}{m}\vec{\nabla}S-\frac{q}{m}\vec{A}$

Mit $\vec{j}=q n \vec{v}$ folgt unmittelbar:

$\vec{j}=\frac{n\,q\,\hbar}{m}\vec{\nabla}S-\frac{n\,q^2}{m}\vec{A}$

Dies ist die oben angegebene London-Gleichung.

Literatur

Ch. Kittel, Einführung in die Festkörperphysik, Oldenbourg Verlag GmbH, München 1993

Kategorie: Supraleitung

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