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Materiales Superconductores (página 2)

Enviado por Ezequiel Vallo



Partes: 1, 2, 3, 4

eléctrica < 10-25 Ohm×m. Para corriente alterna, el superconductor ofrece resistencia, aunque para frecuencias bajas es muy pequeña.

b) Los materiales superconductores poseen propiedades magnéticas particulares; un superconductor masivo en un campo magnético débil se comporta como un diamagnético perfecto, es decir, la inducción magnética en su interior es nula

dado que el flujo magnético no penetra en el interior de la muestra. Este fenómeno

recibe el nombre de efecto Meissner.*

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Efecto Meissner en una esfera superconductora enfriada en presencia de un campo magnético constante; al enfriarla por debajo de la temperatura de transición el flujo magnético es expulsado del interior de la esfera

Este fenómeno llevo a las siguientes conclusiones:

el campo magnético en el interior de un superconductor no sólo está congelado, sino que vale siempre cero. Una consecuencia inmediata de lo anterior es que el estado de magnetización del material que pasa por la transición superconductora no depende de los pasos que se hayan seguido al establecer el campo magnético. Esta consecuencia marca también la diferencia fundamental entre lo que es un conductor perfecto y lo que es un superconductor.

Por conductor perfecto se entiende que es un material cuya resistencia eléctrica es igual a cero. En tanto que un superconductor, además de presentar resistencia cero, presenta también el efecto Meissner. Se puede demostrar fácilmente que, en un conductor perfecto, el campo magnético tiene un valor constante, esto es, está congelado en su interior, pero no necesariamente vale cero, y esto trae como consecuencia que su estado de magnetización dependa necesariamente de los pasos, que se hayan seguido para magnetizarlo.

Para entender más claramente la diferencia entre un conductor perfecto y un superconductor; se observan los esquemas que explican qué ocurre cuando tratamos de magnetizar un conductor perfecto y cuando tratamos de magnetizar un superconductor.

. Esquemas del campo en un conductor en estado normal y en estado de superconductor.

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Si elegimos una muestra a una temperatura T > Tc sin la presencia de un campo magnético aplicado ,(figura (a)) Después, se enfría la muestra hasta T < Tc y se le aplica un campo magnético, como se indica en la figura (b). Por el efecto Meissner-Oschenfeld se inducirán corrientes superficiales en la muestra de manera tal que el campo en su interior sea cero. Posteriormente, si suprimimos el campo magnético aplicado (figura (c)) las corrientes superficiales desaparecen y el campo magnético en el interior de la muestra es cero.

Si tomamos la muestra de la derecha a una temperatura T > Tc en presencia de un campo magnético aplicado, como se ve en la figura (d). y luego enfriemos la muestra hasta una temperatura T < Tc (figura (e)) se tiene que, por el efecto Meissner-Oschenfeld, se inducirán corrientes superficiales en la muestra de manera que el campo en el interior de ella sea cero. Posteriormente, si suprimimos el campo externo (figura (f)) tenmos que las corrientes superficiales desaparecen y que el campo magnético en el interior de la muestra vale cero. *

Como acabamos de ver, debido al efecto Meissner-Oschenfeld, el estado de magnetización de la muestra no depende de la manera en que se llegue al estado final.

Es claro que un superconductor es, además de un conductor perfecto, una sustancia en un estado en el que se presenta el efecto Meissner-Oschenfeld.

Si bien existe una clara diferencia entre lo que es un superconductor y un conductor perfecto, los únicos conductores perfectos que se han encontrado hasta ahora en la naturaleza son, precisamente, los superconductores. Aún no se descubren conductores perfectos solamente, es decir, materiales con resistencia cero y sin que presenten el efecto Meissner-Oschenfeld. *

c) Destrucción de la superconductividad por campos magnéticos. La tercera propiedad fundamental de un superconductor consiste en que al aplicar un campo magnético superior a un valor crítico, Bc, a una muestra superconductora, ésta recupera su resistencia eléctrica normal provocando la desaparición de la superconductividad. El valor del campo crítico Bc depende de temperatura, tal y como se muestra en la figura 2, comprobándose como a la temperatura crítica Tc el campo crítico es nulo: Bc (Tc)= 0. Una buena aproximación para la dependencia del campo crítico Bc con la temperatura viene dada por la expresión:

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O tambien expresado en función de la fuerza magnetomotriz H

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Asociado a esta propiedad aparece el efecto Silsbee: Si la corriente que circula por el superconductor excede una "corriente crítica", el estado superconductor es destruido. El valor de esta corriente crítica (hasta 100 A en un alambre de 1 mm de diámetro) depende de la geometría de la muestra y se relaciona con el campo magnético generado por la corriente que excede Bc.*

Valores de campo crítico de algunas sustancias

Sustancia

Ho ( Gauss )

Ir

20

Cd

30

Ga

51

Zn

53

Os

65

Ru

66

Al

99

Th

168

Tl

171

Re

199

In

293

Sn

309

Hg ( fase ß )

340

Hg ( fase a )

411

Pb

803

Ta

830

W

1070

V

1370

Te

1410

La

1600

Nb

1944

U

2000

V3 Ga

20.8 x 104

V3 Si

17.10 x 104

Nb3 Sn

18.30 x 104

Nb3 Al

18.80 x 104

Nb3 Ge

36.0 x 104

Nb3 ( AlGe )

41.0 x 104

YBa2 Cu3 O7

90.0 x 104

Bi2 Sr2 Ca2 Cu3 O10

140.0 x 104

Tl2 Ba2 Ca2 Cu3 O10

220.0 x 104

d) Corriente crítica:*

Desde el punto de vista electrotécnico una característica fundamental de los superconductores es su ausencia de resistencia por debajo de una temperatura crítica y un campo crítico. Esto significa que no habrá pérdidas por efecto joule en el material.

Esta corriente debe circular por la superficie del superconductor, ya que como se mostró en el apartado b) no puede existir un campo dentro del material.

En un superconductor de tipo I es por la razón anterior por la cual no puede circular dentro del material. En los superconductores de tipo II, en cambio, permiten que se establezca un campo en su interior cuando se supera un valor denominado campo crítico inferior. Hay por tanto, en presencia de un campo externo, dos clases de corriente en su superficie: de apantallamiento para excluir el flujo y de transporte

La densidad de corriente crítica Jc, incluye ambas corrientes. Si se supera este valor se destruye el estado superconductor, apareciendo resistencia y por tanto disipación térmica.

En conductores normales la máxima corriente por ellos viene dada precisamente por la máxima disipación térmica. En el caso de los superconductores el límite lo da la densidad de corriente crítica, Jc, que puede llegar al orden de 109 A/m2 a 77 K.

Limitaciones de la corriente crítica

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En éste gráfico se observa la interdenpendencia de los tres factores que limitan el estado superconductor, Tc, Jc y Hc.*

Teorías de la superconductividad

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Para una formulación teórica de los fenómenos superconductores hay que tener en cuenta:

_Los resultados derivados de la termodinámica.

Esta teoría muestra que en el estado superconductor hay menos entropía, es decir mayor ordenamiento, que un estado normal y que como la estructura cristalina no cambia el orden establecido tiene lugar en los electrones.

_ Los resultados descritos por ecuaciones fenomenológicas (ecuaciones de London y de Landau-Ginzburg). Las ecuaciones a las que llegaron estos

Científicos permitieron explicar el efecto Meissner y diferenciar un superconductor de un conductor perfecto.

_ La teoría cuántica de la superconductividad de Bardeen, Cooper y Schrieffer (BCS) .*

Teoría de la BCS

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Para estudiar la conducción "normal" en un metal, habitualmente se supone que es infinito, que los átomos se disponen de forma perfectamente periódica formando una red cristalina y que los electrones se mueven fácilmente por todo el sistema. Este modelo simple e irreal, que recibe el nombre de gas de Fermi (por el físico italiano Enrico Fermi, que concibió una imagen similar de los núcleos atómicos), paradójicamente da unos resultados excelentes a la hora de describir las propiedades básicas de cualquier metal. Sin embargo, desprecia, entre otras muchas cosas, la interacción que hay entre el gas de electrones y los iones de la red.

Los iones no están fijos en sus posiciones, sino que vibran alrededor de ellas. Es válido visualizarlos como pequeñas bolitas enganchadas a sus vecinas más próximas mediante resortes( ver figura). Las fuerzas restauradoras que crean los resortes sobre un ión cuando este se mueve un poco de su posición hacen que vibre y que esta vibración se propague por todo el cristal. Como estamos en una escala microscópica (de menos de una millonésima de un milímetro), se estudia el problema desde el punto de vista cuántico. La teoría cuántica afirma que estas ondas no pueden tener una energía cualquiera. La energía esta cuantizada en paquetes llamados fonones. Frölich estudió que pasaba cuando un electrón libre de un metal interaccionaba con un fonón. Llego a la conclusión de que la superconductividad tenía mucho que ver con dicha interacción, ya que la temperatura de transición estaba ligada con la masa de los iones de la red. Apoyándose en el trabajo de Frölich, los físicos Bardeen, Cooper y Schrieffer, trabajaron en una teoría completa de la superconductividad, descubriendo el mecanismo microscópico que daba lugar a que un metal se volviera superconductor: un electrón interactúa con un fonón, deformando la zona de la red cercana; un segundo electrón ve entonces que la red esta deformada y se ajusta para que su energía siga siendo mínima. Esta interacción indirecta entre los dos electrones mediada por los fonones provoca, en determinadas circunstancias, que los dos electrones se atraigan entre si, superando la natural repulsión que sufren y formando un par ligado. Por encima de la temperatura de transición, hay poquísimos pares de electrones que están ligados. Pero, por debajo, hay una transformación entera del sistema que genera muchos pares de estos, es decir, el metal sufre una transformación de fase.* El concepto básico de la teoría BCS es la idea del emparejamiento: a una temperatura lo suficientemente baja, los electrones del metal se asocian en pares, llamados pares de Cooper, análogos a moléculas. Para romper un par hay que suministrar una energía por lo menos igual a su energía de enlace. No es de extrañar, pues que el superconductor no pueda absorber energías inferiores a un cierto valor crítico (llamado banda prohibida del superconductor).  Un par de Cooper posee momento neto cero, spin cero, y se comporta como un Bosón. Esto implica que en el cero absoluto existe un único estado energético y todos los pares de electrones o pares de Cooper ocupan el mismo estado energético, que se denomina estado fundamental BCS.[2]

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Interacción electrón-fonón-electrón que da lugar a la formación de un par de Cooper[3]

Los experimentos que se realizaron sugieren que los superconductores clásicos tienen una banda de energías electrónicas prohibidas, denominada habitualmente "gap". En los metales ordinarios, las cargas pueden moverse libremente y se aceleran en presencia de un campo eléctrico. Por debajo de la temperatura crítica, a los pares de electrones de un superconductor les está prohibido por las leyes de la mecánica cuántica desplazarse por encima de un cierto valor de la velocidad.

La teoría BCS prueba que ese gap esa una consecuencia directa de la formación de los pares de electrones. Es más, fue posible demostrar que todas las propiedades físicas de un superconductor se podían escribir en función del tamaño del gap. Por ejemplo, al aplicar un campo magnético a un superconductor, se necesita que aquel sea bastante grande para que los electrones ganen mucha energía y puedan saltar la zona prohibida. De esta manera, los pares se rompen y desaparece la superconductividad. La banda de energía prohibida representa la energía necesaria para romper un par de Cooper. Debido a la existencia de la banda prohibida el estado fundamental superconductor resiste perturbaciones excepto aquellas de energía superior a la energía de la banda prohibida. Este hecho explica la resistividad cero del superconductor dado que una corriente eléctrica en el superconductor implica un movimiento de los pares de Cooper. Este movimiento se realiza sin fricción o rozamiento, ya que la dispersión de un electrón en una irregularidad de la red requeriría una transición a un estado excitado mediante la rotura del par de Cooper del que forma parte. Este hecho necesita de una energía mayor que el ancho de la banda prohibida y de ahí que la dispersión de los electrones sea básicamente inhibida.

La banda prohibida de los superconductores es de naturaleza muy distinta a la de los aisladores:

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Esquema del diagrama de bandas de energía en un metal y en un superconductor. El valor típico de Eg está en torno a 10-4 eV

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Banda prohibida de energía de algunos elementos a T = 0 K

Longitud de coherencia: El concepto de coherencia consiste en la idea de que la superconductividad es debida a la interacción mutua y a la correlación del comportamiento de los electrones, que se extiende a distancias considerables. La distancia máxima hasta la cual los pares de electrones están correlacionados para producir par de Cooper y superconductividad se llama longitud de coherencia intrínseca. Los pares de electrones pueden estar separados muchos miles de espaciados atómicos, ya que es una interacción de largo alcance. Las propiedades de un superconductor dependen de la correlación de electrones dentro de un volumen llamado volumen de coherencia. Debido a que todos los electrones en un volumen tal (que son muchos) actúan juntos en el estado superconductor de una forma cooperativa, la transición es extremadamente abrupta con un rango de 10-3 K ó menor[4]

Tipo de Materiales Superconductores

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Tipo I o suaves

Existen diferencias importantes entre los superconductores que permiten clasificarlos en dos grandes grupos. Ciertos metales; en particular los que tienen bajas temperaturas de fusión y son mecánicamente suaves y de fácil obtención en un alto grado de pureza y libres de esfuerzos mecánicos internos, exhiben semejanzas en su comportamiento en el estado superconductor. Estos materiales superconductores reciben el nombre de superconductores ideales, superconductores Tipo I, o suaves. *

Estos materiales experimentan una transición abrupta de la imanación diamagnética cuando el campo magnético externo Bext supera el campo crítico Bc. El valor de Bc en este tipo de superconductores es pequeño (˜102 gauss) por lo que no tienen aplicación técnica en bobinas para imanes superconductores. Es un comportamiento característico de casi todos los elementos.

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Diagrama de fases de un material superconductor Tipo I, en términos del campo magnético aplicado y la temperatura. Las regiones que quedan fuera del cuadro que corresponde al estado superconductor, pero que quedan fuera de la zona del estado normal, corresponden al estado intermedio.

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Ésta Fotografía muestra la existencia del estado intermedio en un superconductor Tipo I. Las partes oscuras son las superconductoras y las claras son las que se encuentran ya en estado normal.

Un método para la observación del estado intermedio se basan en la tendencia de las partículas de material ferromagnético a acumularse en regiones de alta intensidad de campo magnético y de partículas de material superconductor (que es un diamagneto perfecto) a acumularse en regiones de baja intensidad de campo magnético. *

Corriente Crítica

En estos superconductores la densidad de corriente crítica es un límite. Si se supera ese valor, el estado superconductor desaparece. Como en este tupo de superconductores el campo crítico es pequeño la densidad también lo será. Por ésta razón lo superconductores de tipo I son poco interesantes para aplicaciones eléctricas.

En esta clase de superconductores se presentan dos clases de corrientes superficiales, ya que como vimos éstas no pueden circular por el interior del material, la de apantallamiento para excluir el flujo y de transporte.

Tipo II o duros

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Por otro lado, el comportamiento de muchas aleaciones y de algunos de los metales superconductores más refractarios es complejo e individual, particularmente con respecto a la forma cómo resultan afectados en el estado superconductor en presencia de un campo magnético. A estos superconductores se les ha dado el nombre de superconductores Tipo II, o si la superconductividad se conserva aun bajo la influencia de campos magnéticos intensos, se les conoce con el nombre de duros o de campo intenso.

Experimentan una transición gradual de la imanación diamagnética desde un campo crítico inferior Bc1 hasta un campo crítico superior Bc2. Es un comportamiento característico de muchas aleaciones y metales de transición (Nb, Tc,V) con valores altos de la resistividad eléctrica en estado normal, es decir, en materiales en los que el camino libre medio de los electrones en estado normal es pequeño. Los superconductores tipo II tienen propiedades superconductoras hasta Bc2 (˜10 5 gauss).

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Curvas de imanación superconductora de un superconductor tipo I y tipo II. Curvas para muestra cilíndrica con el eje paralelo al campo y para uns T/b>

Campo crítico superior para algunos compuestos:

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Cuando el campo externo es mayor que el campo crítico inferior , es decir Bext>Bc1, filamentos muy delgados de material se vuelven normales y un cilindro de flujo magnético se centra en cada filamento. A este estado se le denomina estado mixto o estado vórtice:

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Estructura filamentaria del estado vórtice en un superconductor tipo II (Nb). Los puntos oscuros son regiones normales donde se ha depositado polvo ferromagnético.*

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Una característica esencial de estos materiales el hecho de que presentan una energía superficial negativa para fronteras que separan la parte que se encuentra en estado normal de la parte que se encuentra en estado superconductor en el material. La energía superficial es la energía mínima que se necesita para crear una superficie en un material. De esta manera, la inmensa mayoría de los materiales conocidos en la naturaleza tienen una energía superficial positiva, lo que significa que es necesario invertir cierta cantidad de energía para formar una superficie en un material.

Para un superconductor duro (o Tipo II) será más conveniente tener una energía superficial negativa, porque disminuirá su energía total, es decir, tener la frontera más grande posible entre su parte en estado normal y su parte en el estado superconductor.

Visto de una manera un poco distinta, se puede decir que, como un material toma siempre la configuración de energía libre total mínima, tendremos que para un valor de la energía superficial negativa suficientemente grande entre una parte normal y una parte superconductora del material, podrían formarse un gran número de regiones normales en él cuando se aplicara un campo magnético. La configuración que tomaría el material sería tal que el área entre la parte normal y la parte conductora sería lo más grande posible, lo que podría lograrse si el material superconductor se dividiera en una mezcla, a muy fina escala, de regiones normales y superconductoras cuyas fronteras fueran paralelas al campo magnético aplicado. A esta configuración se le denomina estado mixto. *

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Estructura del estado mixto. Éste sólo se presenta en los superconductores Tipo II y es muy diferente en su origen al estado intermedio.

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Diagrama de fases esquemático H-T de los superconductores Tipo II

Es muy importante distinguir entre lo que es el estado mixto y lo que es el estado intermedio. El estado intermedio aparece en los superconductores Tipo I en virtud de la forma geométrica de la muestra; que lleva a asignarle un valor del factor de desmagnetización diferente de cero. El estado mixto, por otra parte, es una característica intrínseca de los superconductores Tipo II y que aparece aun si la forma de la muestra es tal que lleve a asignarle un valor del factor de desmagnetización igual a cero. Además, la estructura del estado intermedio es relativamente gruesa y puede verse a simple vista. El estado mixto, en cambio, presenta una estructura mucho más fina, con una periodicidad de menos de 10 -5 cm.

Magnetización

El comportamiento de esta clase de superconductor al aplicar un campo magnético es el que se muestra en las figuras 1 y 2. Puede verse que para campos magnéticos aplicados, Ha, cuya intensidad está por debajo de un cierto valor Hc1 el material se comporta como un superconductor Tipo I. El efecto Meissner (exclusión total del campo magnético en el interior de la muestra) está presente. Cuando el campo magnético aplicado alcanza el valor Hc1, la penetración de flujo magnético deja de ser cero. Esto ocurre en virtud de que se formaron los núcleos normales con sus vórtices asociados que permiten la penetración de flujo en la muestra. Para campos aplicados con intensidades entre Hc1 y Hc2, el número de vórtices que ocupa la muestra está gobernado por el hecho de que se repelen entre sí. *

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Figura 1.Fases de un superconductor Tipo II, en términos del campo aplicado y de la temperatura.

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Figura2.Magnetización de un superconductor Tipo II al aplicar un campo magnético.

El hecho de que los vórtices se repelan entre sí puede ser entendido fácilmente al notar que, por las corrientes que circulan en ellos, son equivalentes a electroimanes normales con polaridades iguales. El número de núcleos normales, por unidad de área, para la intensidad dada de campo magnético aplicado, es tal que hay un equilibrio entre la energía libre del material debida a la presencia de cada núcleo no diamagnético (o lo que es lo mismo, cada núcleo de material en el estado normal) y la existencia de la repulsión mutua entre los vórtices. *

Conforme aumenta la intensidad del campo magnético aplicado, los núcleos de material normal aumentan en número por unidad de área y de esta manera aumenta el flujo magnético que penetra la muestra. Así, a partir de Hc1 la magnetización tiende a cero de una manera suave, lisa, como puede verse en la figura 2. Cerca del valor de Hc2 la magnetización cambia linealmente con el campo aplicado. Sin embargo, cuando el campo llega al valor de Hc2, existe un cambio discontinuo en la pendiente de la gráfica con respecto al campo aplicado. Para valores de Ha, mayores que Hc2, la muestra pasa al estado normal.

Por otro lado, los superconductores Tipo II presentan también ciclos de histéresis de la magnetización con respecto al campo magnético aplicado. La figura 3 muestra un ciclo de histéresis típico de un metal superconductor duro. Este ciclo contrasta con el ciclo típico de un metal ferromagnético normal, como el que se muestra en figura 4.

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Figura3.Ciclo de histéresis, para la magnetización, típica de un superconductor Tipo II.

 

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Figura 4.Ciclo de histéresis para la magnetización, típico de un material ferromagnético. Difiere considerablemente del correspondiente al superconductor Tipo II.*

Los ciclos de histéresis para los superconductores duros se presentan cuando en las muestras se tienen defectos (impurezas, vacancias en la red cristalina, dislocaciones en la red, etc.). Estos defectos estorban el desplazamiento de los vórtices, anclándolos y restringiendo su movimiento.

En un material que esté casi libre de defectos y que se encuentre en el estado mixto, los vórtices pueden moverse muy fácilmente por el superconductor. Si se suprime el campo magnético aplicado, los vórtices desaparecen y la magnetización resulta reversible, lo que significa que no existe un ciclo de histéresis. Así, para materiales superconductores Tipo II en un estado muy puro y casi libre de defectos, no hay ciclos de histéresis.

Los defectos en el material superconductor al anclar los vórtices restringiendo o impidiendo su movimiento, retrasan la entrada del flujo magnético y también previenen parcialmente su salida. Esto resulta en curvas de histéresis.

Corriente Crítica

Del mismo modo que existen corrientes críticas para los superconductores Tipo I, también existen corrientes críticas para los superconductores duros.

Bajo la acción de un campo magnético aplicado, de una intensidad menor que la del campo magnético crítico inferior, un material de Tipo II se encuentra en un estado en el que se da completamente el efecto Meissner y se comporta como un superconductor Tipo 1.

En el estado mixto la corriente fluye por todo el material coexistiendo dentro de éste vórtices de flujo en zonas de estado normal y zonas de estado superconductor. Como en los límites de los tubos el flujo decae en forma exponencial, parte del mismo penetra

en la zona por donde pasa la corriente eléctrica, produciéndose fuerzas que tienden a mover los vórtices, ya que la fuerza viene dada por la formula de Lorentz, F=B x I.

Se produce entonces una variación de flujo magnético que provocará un campo eléctrico. Éste campo actuará sobre los electrones que están en la zona normal del material, es decir, con resistencia distinta de cero, produciéndose disipación de la energía. Entonces en un superconductor de tipo II la corriente crítica es cero. Para evitar esto se introducen centro de anclaje que impiden que se muevan los vórtices. Se puede decir que la corriente crítica del material depende de la habilidad que tiene el fabricante de introducir defectos en la red que permitan un fuerte anclaje de los tubos de flujo.

Un centro de anclaje es un defecto en la red cristalina que crea un pozo de potencial en donde quedan atrapados los tubos de flujo. La fuerza de Lorentz queda contrarrestada por la fuerza del anclaje y la corriente crítica será aquella que produzca una fuerza sobre los vórtices igual a la del anclaje.

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Anclaje de los vórtices en defectos de la red*

Actualmente se utilizan dos técnicas para producir centro de anclajes:

_ Precipitados normales:

Se consiguen introduciendo en el material superconductor partículas de materia normal. Los vórtices tienden a pasar por ellos puesto que al ser material normal no se requiere el apantallamiento del que pasa por el material superconductor.

_Defectos de la red cristalina:

Cuando hay un defecto en la red, el material deja de ser superconductor y los vórtices se alinean con ellos por lo dicho anteriormente.

Algunas Aleaciones superconductoras

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Superconductores de Alta temperatura (HTSC)*

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En 1986 K.A Muller y J.G. Bednorz descubrieron una nueva familia de compuestos cuya temperatura crítica era notable, en los últimos años se encontró un compuesto con una temperatura crítica de 140 K. A estas nueva familia de compuestos se los conoce como superconductores de alta temperatura ( HTSC).

Los superconductores de alta temperatura son materiales de cerámica con capas de óxido de cobre separados por capas que contienen bario y otros átomos. Los compuestos de itrio sobresale en que tiene una estructura cristalina regular, mientras que la versión de lantano se clasifica como una solución sólida. El compuesto de itrio a menudo se llama el superconductor 1-2-3 debido a las proporciones de sus componentes.

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Hay ciertas cerámicas basadas en óxidos de cobre que se convierten en superconductoras sobre los 100 K. Por ejemplo el óxido mixto YBa2 Cu3 O7. es superconductor a los 92 K.*

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Otros compuestos que tienen un comportamiento similar son los basados en el sistema Bismuto-Estroncio-Calcio- Oxido de cobre (BSCCO) o Mercurio-Bario-Calcio-Oxido de cobre (HBCCO). Una fase de este último se superconductora a los 133K. Este incremento de la temperatura crítica es fundamental en el desarrollo de de los superconductores, dado que el gas natural es líquido a los 120K y el nitrógeno a 77K y licuar nitrógenos es 100 veces más barato que licuar helio. A esta temperatura, el ahorro de energía puede ser superior al coste de refrigerar el material del superconductor y por lo tanto los diseños de los dispositivos con superconductor pueden ser competitivos a nivel industrial.

Un superconductor se considera de alta temperatura cuando su temperatura crítica sobrepasa los 30 K que es el límite teórico de los superconductores clásicos.

Estructura cristalina del superconductor de bismuto*

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La estructura de estos materiales corresponde a la estructura conocida como perovskitas, *que es una estructura típica de los materiales ferroeléctricos. Además, el contenido, de oxígeno parece ser sumamente importante para las propiedades superconductoras.

El interés inicial por estos materiales radicó en la alta movilidad del oxígeno a temperaturas elevadas, lo que altera su comportamiento eléctrico, de manera tal que se había sugerido, como una de sus posibles aplicaciones, la de sensor de oxígeno. Muchos estudios han dejado bien claro ahora que las propiedades superconductoras del compuesto de itrio (Y), bario (Ba) y cobre (Cu) (muy ampliamente conocido como el 1-2-3, por su composición: YBa2Cu3Ox) dependen críticamente en la cantidad y en el ordenamiento de oxígeno, que a su vez depende de los detalles del proceso para su obtención.

Se trata de una reacción de estado sólido que se prepara mezclando polvos de tres materiales: óxido de itrio (Y2O3), carbonato de bario (BaCO3) y óxido de cobre, (Cu O). *

Las proporciones de la mezcla son de 1:2:3>, tornadas en el orden que se mencionó. Se muele la muestra en un mortero (de ágata, por ejemplo), hasta obtener un grano muy fino. Luego se procede a hornear este polvo para lograr una buena oxidación. Se pueden utilizar crisoles de cuarzo, alúmina o platino. La alúmina parece permanecer inerte, siempre que la temperatura no sobrepase los 1 000°C durante demasiado tiempo. La reacción de estado sólido tiene lugar suavemente en un lapso de 10 a 12 horas, manteniendo la temperatura. constante en 900°C. Posteriormente, el polvo se vuelve a moler y se preparan por compresión unas pastillas que luego son horneadas, volviendo a calentarlas por varias horas. El proceso es simple y a veces ha de repetirse varias veces hasta conseguir la formación del compuesto. Hay que tener cuidado de que la presión parcial de oxígeno durante el calentamiento del polvo no sea demasiado baja, de que no se saquen las muestras del horno demasiado pronto, pues de ser así no se encontrará la superconductividad por arriba de la temperatura del nitrógeno líquido.

Las temperaturas de transición más altas y mejor definidas se obtienen cuando la muestra se calienta en una atmósfera de oxígeno y se deja enfriar lentamente desde 900°C hacia la temperatura ambiente en un proceso de varias horas.

La preparación de la muestra 1-2-3 en el seno de una atmósfera inerte evita totalmente la obtención de una muestra superconductora.

En cuanto a las mediciones de las propiedades superconductoras de estas muestras es conveniente señalar lo siguiente.

Las caídas abruptas de la resistividad eléctrica a cero constituyen un indicador pobre, y además peligroso, de la presencia del estado superconductor. Este comportamiento, puede provenir de muchas situaciones que no corresponden a un estado superconductor y que tienen que ser cuidadosamente exploradas antes de emitir conclusión alguna acerca de si se tiene o no un superconductor. Por ejemplo, es común que se encuentre que las caídas abruptas del valor de la resistencia hacia cero se deban a problemas de corto circuitos o, en la técnica de las cuatro puntas que es tan usual para este tipo de mediciones, al problema de las fases eléctricas. En la práctica se encuentra que las muestras que han sido sobreprocesadas y que contienen muchas fases distintas del material son más susceptibles de presentar este tipo de problemas, ya que son tan heterogéneas en su comportamiento eléctrico que pueden llevar a trayectorias alternativas para la corriente entre los electrodos y a resistencias de contacto que varían grandemente con la temperatura.

Por otro lado, se sabe ya que en estos materiales se tienen pares de Cooper. En efecto, el 30 de abril de 1987 se tuvo la evidencia experimental de su presencia. El experimento se realizó en la Universidad de Birmingham, Inglaterra, siguiendo el mismo principio que se utilizó en un experimento realizado en 1961 con el mismo fin.

En esencia, el experimento se refiere a la determinación de la cuantización del flujo magnético que está dada en términos de los portadores de carga del material, que resulta ser de dos veces la carga de un electrón, o lo que es lo mismo, la carga que corresponde a un par de Cooper.

En los superconductores cerámicos el calor específico varía linealmente con la temperatura. En tanto que en el caso de los superconductores convencionales, como ya hemos visto, se da una variación exponencial con la temperatura. *

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Esquema del diagrama de fases H - T para: (a) superconductores convencionales (b) superconductores de alta temperatura.*

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Basándonos en lo discutido para los superconductores convencionales podemos describir la zona del diagrama de fases con Jc = 0 suponiendo que los centros de anclaje han perdido allí su efectividad. Es válido preguntarse si bajo esa circunstancia la estructura de vórtices recuperará el orden topológico de largo alcance para T > Ti(H). En todo caso, no resulta trivial saber cuál es el mecanismo por el que el potencial de anclaje se anula.

Las primeras propuestas para alcanzar una compresión de las propiedades estáticas y dinámicas de los vórtices en los HTSC consistieron en extensiones y adaptaciones de mecanismos que tenían en cuenta los efectos de activación térmica en los superconductores tradicionales.

Las fuerzas de anclaje están asociadas a barreras de potencial de altura finita, que podrían ser sobrepasadas por los vórtices cuando son sometidos a efectos de activación térmica. Este proceso se puso en evidencia en los superconductores convencionales a través de la detección de fenómenos de "creep". Los estados metaestables asociados a los vórtices anclados evolucionan en el tiempo debido a que, a través de la activación térmica, un número finito de vórtices se salen de sus centros de anclaje. Al actuar sobre ellos la fuerza de Lorentz los vórtices se desplazan, dando origen a una resistencia eléctrica con una dependencia en temperatura típica de los procesos térmicamente activados. Del estudio experimental de las energías de activación se verificó que las barreras eran mucho más altas que la energía asociada a las temperaturas donde el material era superconductor. De hecho, las barreras de anclaje son tan altas, comparadas con los valores de energía térmica accesibles a los superconductores convencionales, que, a los efectos de las aplicaciones, los vórtices pueden considerarse anclados cuando J < Jc.

En contraposición con lo discutido para los superconductores convencionales, los fenómenos dependientes del tiempo, asociados a la estructura de vórtices de los HTSC, son observables con mucha facilidad en amplios rangos de temperatura y dominan las propiedades dinámicas en las proximidades de Ti(H). Pareció natural extender a los HTSC los conocimientos que se habían obtenido a través del estudio de los fenómenos dependientes del tiempo en los superconductores convencionales. Para poder hacerlo fue indispensable encontrar razones que justificasen la existencia de potenciales efectivos, entre defectos y vórtices, con barreras de potencial notoriamente reducidas.

Las mediciones de Hc2(T) permitieron estimar la longitud de coherencia (0) 20 Å de los HTSC. Este valor es, al menos, un orden de magnitud menor que los típicos para superconductores convencionales.

Anisotropía*

Una de las propiedades más destacables de los superconductores basados en óxidos de cobre es que tanto sus propiedades en el estado normal como las que corresponden al estado superconductor muestran una gran anisotropía. Esa anisotropía refleja aquella que se evidencia en la estructura atómica.

Los datos experimentales indican que la conductividad eléctrica es mucho mayor en la dirección de los planos de Cu-O (dirección ab) que en la dirección perpendicular a ellos (dirección c). Tenemos así una resistividad ab y una c. Una forma de definir la anisotropía del material es a través del cociente de resistividades en sus direcciones principales h = c /ab. Estos valores cambian desde el que corresponde al YBa2 Cu3 O7 h50, considerado como moderadamente anisotrópico, hasta los que corresponden a los materiales de mayor anisotropía, como el Bi2 Sr2CaCu2O8, en el cual el cociente h20. 000 pone de manifiesto la anisotropía extrema que caracteriza a estos materiales.

Para las anisotropías mayores, las propiedades físicas de los superconductores se pueden interpretar suponiendo que la superconductividad tiene un carácter cercano al bidimensional. La superconductividad se nuclea solamente en los planos de Cu-O. Las funciones de onda de los pares de Cooper en planos vecinos se superponen débilmente, permitiendo la existencia de efecto túnel (efecto Josephson) de pares entre planos. Este acoplamiento establece el carácter tridimensional del superconductor, induciendo la coherencia de fase en la dirección c.

Partes: 1, 2, 3, 4


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