1

İÇİNDEKİLER

1. GİRİŞ ............................................................................................................... 2

SIFIR DİRENÇ .................................................................................................... 2

3. I. TİP SÜPERİLETKENLERİN BAZI ÖZELLİKLERİ ................................. 7

3. 1. KRİTİK SICAKLIK ................................................................................. 7

3.2. MANYETİK ÖZELLİKLERİ VE KRİTİK MANYETİK ALAN ........... 7

MEISSNER OLAYI ............................................................................................ 8

3.3 NÜFUZ DERİNLİĞİ ............................................................................... 12

3.4 MIKNATISLANMA ................................................................................ 17

4. II. TİP SÜPERİLETKEN ........................................................................... 17

5. SÜPERİLETKENLİK GEÇİŞİNİN TERMODİNAMİĞİ ......................... 21

6.SÜPERİLETKENLİK TEORİSİ (BCS TEORİSİ) ..................................... 24

7. TEK PARÇACIK TÜNELLEMESİ .......................................................... 28

8. JOSEPHSON TÜNELLEMESİ ................................................................. 30

8.1. c Josephson Olayı ............................................................................. 31

8.2. Ac Josephson Olayı ............................................................................. 32

9. OKSİTLİ SÜPERİLETKENLER .............................................................. 33

10. SÜPERİLETKENLER UYGULAMALARI ........................................... 34

10.1. Bilgisayarlar ...................................................................................... 34

10.2. Elektrik Güç Nakli ............................................................................. 34

10.3. Magnetik Ayırma .............................................................................. 34

10.4. Motorlar ............................................................................................. 35

10.5. Magnetik Enerji Depolama (SMES) ................................................. 35

10.6. Güç Transformerları .......................................................................... 35

2

1. GİRİŞ

Temel bilimle olan ilgisi ve pek çok teknik uygulamaya sahip olması

bakımından süperiletkenlik olayı her zaman çok heyecan verici bir konu olmuştur.

Kısa bir süre önce, bazı metal oksitlerde yüksek-sıcaklık süperiletkenliğin keşfi, bilim

ve iş çevrelerinde büyük bir heyecan doğmasına neden olmuştur.

Bir çok metal alaşımın elektriksel dirençlerinin yeteri kadar düşük sıcaklığa,

daha çok sıvı helyum sıcaklık ( 4 0K) bölgesine girildiğinde sıfır olduğu görülür.

Bu özelliğin görüldüğü kritik sıcaklık maddeye bağlıdır. Bu sıfır direnç (veya sonsuz

iletkenlik) süperiletken olarak bilinir. Bu çarpıcı özellik metallerin özellikle düşük

sıcaklık bölgesinde özelliklerinin anlaşılmasına büyük katkıda bulunmuştur.

Süperiletkenlik, süperiletken magnet yapımında, bilgisayar swiçlerinin yapımında ve

birçok diğer teknik araç yapımında kullanılmıştır. Bunlara ek olarak, mühendisler

süperiletkenliği taşımada ve güç iletiminde kaybı ortadan kaldırma çalışmalarında

kullanmayı amaçlamaktadırlar.

Tartışmalarımıza süperiletkenlerin elektriksel özellikleri başlayacağız.

Ardından I. tip süperiletkenlerin özellikleri ve II. tip süperiletkenleri, daha sonra

süperiletkenlik geçişinin termodinamiğini ve süperiletkenliğin mikroskobik teorisinin

ele alındığı BCS teorisini inceleyeceğiz. Bunları tek parçacık türellemesi ve

Josephsen tünellemesi izleyecek. Son olarak da oksitli süperiletkenler ve

süperiletkenlik uygulamaları ele alınacak.

SIFIR DİRENÇ

Düşük sıcaklık fiziğinin tarihi, 1980 yılında Hollandalı fizikçi Heike

Kamerlingh Onnes’in kaynama sıcaklığı 42 0K olan helyumu sıvılaştırmasıyla

başlamıştır. Üç yıl sonra 1911’de, Onnes ve yardımcılarından birisi metallerin düşük

sıcaklık dirençlerini incelerken süperiletkenlik olayını keşfettiler. İlk olarak platini

3

incelediler. Platinin 00 K e uzatılan (ekstrapole edilen) özdirencinin numunenin

saflığına bağlı olduğunu buldular. Daha sonra, damıtma yolu ile elde edilen çok saf

sıvıyı incelemeye karar verdiler. Ancak onları bir sürpriz bekliyordu. Hg nın

direncinin 4,150 K de çok keskin bir şekilde düşerek ölçülemeyecek kadar küçük

değerlere ulaştığını gördüler. (Şekil 2.1)

Şekil 2.1 T ≤ Tc için direnç sıfıra gitmektedir.

Bu sıcaklığın üzerinde civanın sonlu bir direnci vardır. Hemen altında ise

direnç sıfırdır. Bu faz geçişinin olduğu sıcaklığa, Kritik Sıcaklık (Tc) denir. Tc’nin

altındaki bu duruma süperiletkenlik fazı denilmektedir. Bu faz geçişi buharlaşma

noktasındaki sıvı-buhar ve Curi noktasındaki Ferromagnetik faz geçişlerine

eklenebilir.

Onnes süperiletkenlik geçişinin dönüşümlü olduğunu buldu. Maddeyi ısıttığı

zaman Tc sıcaklığının hemen üzerinde normal halini aldığını gördü.

Süperiletkenliğe serbest elektron teorisi ile yaklaşılarak bazı bilgiler

kazanabiliriz. Metalin direnci;

ρ =2.eN

m

J A

...................................(1)

ρ

4

E L

V..................................(2)

R ρA

L.................................(3)

ρ =1

.................................(4)

olduğuna göre

J = σ.E..............................(5)dir.

m.dtdν

= -e. E -

d m. ....(6)

Vd = - mEe .

........................(7)

Birim hacmindeki yük (-N.e) olduğundan

J = (-N.e) Vd ......................(8)

olur. (8), (5) de yerine yazılırsa,

σ = m

Ne .2

........................(9)

olur. (4) deki bağıntıya göre

2.eN

m .........................(10)

şeklinde yazılır. Burada m elektronun kütlesi, e elektronun yükü, N birim

hacimdeki elektron sayısı ve τ çarpışma zamanıdır. T sıcaklığı azaldığında örgü

titreşimleri donacak ve elektronların saçılması azalacaktır. Bu sonuç büyük τ ve

dolayısıyla küçük ρ demektir. Eğer yeteri kadar düşük sıcaklıkta τ sonsuz olursa, bu

da direncin sıfır olduğu süperiletkenliğe götürür. Bu düşük sıcaklıkta maddenin içinde

5

safsızlıklar ve yapı bozuklukları olsa bile elektronlar çarpışmaya uğramayacaklar.

Süperiletkenlerin dirençleri genellikle halka şeklindeki süperiletken bir

numunenin içinden akım geçirmek ve zamanın fonksiyonu olarak akımı

gözlemlemekle ölçülür. Eğer numune normal halde ise, sonlu direnç nedeni ile akım

çabukça sönecektir. Fakat, eğer sıfır direnci var ise, akım bir kez kuruldumu, herhangi

bir kayba uğramadan sonsuza kadar akacaktır. Fizikçiler bunu test etmek için birçok

deneyler yaptılar ve birkaç yıldan sonra bile akımın sabit kaldığını söyleyebildiler.

Süperiletken kurşun için direncin üst değeri 10-25 Ω m civarında idi ve oda

sıcaklığındaki değerin 1 / 1017 si idi.

Süperiletkenlik geçişi daima keskin değildir. Eğer örneğimiz metalik element

ve yapısal kusursuz ve saf ise, geçiş daima keskindir. Metalik alaşımlar 0,10 K ve

daha yüksek geçiş aralığına sahiptirler (Şekil 2.2).

ρ

Şekil 2.2 Safsızlıkların kolayda süperiletkenlik geçişine etkisi

Süperiletkenlik çok nadir rastlanan bir olay değildir. Önemli miktarda (bilinen

27) element ve alaşımda bu özellik görülmektedir (Tablo 2.1).

6

Element Tc, 0K Bileşik Tc, 0K

Al

Cd

Ga

In

Ir

La (α)

La ()

Pb

Hg(α)

Hg()

Mo

Nb

Os

Rh

Ry

Ta

Tc

Tl

Th

Sn

Ti

W

U(α)

U()

V

Zn

Zr

1,2

0,5

1,1

3,4

0,1

4,8

4,9

7,2

4,2

4,0

0,9

9,3

0,7

1,7

0,5

4,5

8,2

7,4

1,4

3,7

0,4

0,01

0,6

1,8

5,3

0,9

0,8

Nb3 Al0,8 Ge0,2

Nb3 Sn

Nb3 Al

Nb3 Au

Nb3 N

Mo N

V3 Ga

20,1

18,1

17,5

17,5

16,0

12,0

16,5

Tablo 2.1. Süperiletkenlerin geçiş sıcaklıkları

Süperiletkenlerin özellikle oda sıcaklığında elde edilmesi amaçlanmakta, fakat

yapılan çalışmalar başarısızlıkla sonuçlanmaktadır. Günümüzde normal atmosfer

basıncında ulaşılan en yüksek kritik sıcaklık, civa içeren, bakır oksit süperiletkenleri

için Tc = 1380 K dir. Bu durum bir hayli anlamlıdır. Bu nedenle bilim adamları daha

7

yüksek kritik sıcaklıklı maddeler bulma konusunda umutludurlar.

3. I. TİP SÜPERİLETKENLERİN BAZI ÖZELLİKLERİ

3. 1. Kritik Sıcaklık

Süperiletkenliğin 1911’deki keşfinden sonra, pek çok metalin direncinin, her

metale özgü kritik bir Tc sıcaklığının altında, sıfıra gittiği gözlenmiştir.

Çok iyi iletken olan bakır, gümüş ve altın süperiletkenlik göstermezler.

3.2. MANYETİK ÖZELLİKLERİ VE KRİTİK MANYETİK ALAN

Süperiletken, sıfır dc (doğru akım) direncine sahip olma gibi önemli bir

özelliğe sahiptir.

Ohm kanununa göre, bir iletken içindeki elktrik alan, o iletkenin direnci ile

orantılıdır. Dolayısı ile, bir süperiletken için R=0 olduğundan, süperiletkenin içinde

elektrik alan sıfır olmak zorundadır. Faraday’ın Indüksiyon Kanunu

dsE.dt

md-----------------(11)

Şeklinde yazılabilir. Yani, E nin kapalı bir ilmek (halka) boyunca çizgi

integrali, kapalı ilmek düzleminden geçen Φm manyetik akışının zamana göre

değişiminin eksi işaretlerine eşittir. Bir süperiletken içindeki her nokta E=0

olduğundan, kapalı yol boyunca alınan integral yani dt

md 0 olur. Bu da,

süperiletken içindeki manyetik akının değişmeyeceğini ifade eder. Buradan B (= m

/A) nin, süperiletken içinde sabit kalması gerektiği soncuna varılır.

1933'den öncelerde; süperiletkenlik, mükemmel iletkenliğin bir görünümü

olarak kabul ediliyordu. Mükemmel bir iletken, manyetik alan uygulanmışken kritik

sıcaklığının altına kadar soğutulursa, alan söndürüldükten sonra bile iletkenin içinde

manyetik alan tuzaklanır. Mükemmel bir iletken için denge termodinamiği

uygulamaz. Çünkü, maddenin manyetik alandaki son hali, önce alan uygulanıp sonra

8

alan uygulandığına mı bağlıdır. Maddenin son hali bu işlemlerin yapılışı sırasına

bağlı olduğundan, alan Tc nin altına soğutulduktan sonra uygulanırsa, alanın

süperiletken dışarılanması gerekir. Diğer taraftan önce alan uygulanıp, sonra Tc nin

altına soğutulursa, alanın süperiletkenden dışarılanması gerekir.

1930’larda süperiletkenlerin manyetik özelliklerinin anlaşılması için yapılan

deneyler farklı sonuçlar vermiştir. 1933 yılında Meissner ve Ochsenfeld zayıf bir

manyetik alanda soğuktan bir metal, süperiletken olduğunda, madde içinde her

noktada B=0 olacak şekilde alanın dışarılandığını keşfettiler. Böylece alan, ister

madde kritik sıcaklığın altına soğutulmadan önce, ister soğutulduktan sonra

uygulanmış olsun, aynı B=0 durumuna erişildiği bulunmuş olur.

MEISSNER OLAYI

1933’de iki Alman fizikçi Meissner ve Ochsenfeld, süperiletkenlerin manyetik

alan çizgilerini ittiklerini ve içlerine sokmadıklarını gözlediler. Bu olaya Meissner

Olayı denir. Silindir şeklindeki süperiletkenlerle yaptıkları bir seri deneyde, kritik

sıcaklığın hemen altına gelince numunenin manyetik alan çizgilerini iterek tam olarak

içlerinden kovdukları ve süperiletken olduklarını göstermişlerdir. (Şekil 3.1).

9

Şekil 3.2.1. Meissner Olayı: T<Tc sıcaklığında süperiletken tarafından itilen

manyetik alan çizgileri

Adı geçen araştırmacılar bu olayın dönüşümlü olduğunu da göstermişlerdir.

Numune içinde manyetik alan

B μ 0 ( H + M ) μ0 (1+ ) H

-------------(12)

ile verilir. Burada H, dışarıdan uygulanan manyetik alan, M ortamın

magnetizasyonu, χ ise ortamın manyetik duygunluğudur. Süperiletkenlik durumunda

B=0 olduğundan

M = - H -----------------------(13)

olur. Bu nedenle ortam diyamagnetiktir ve duygunluk

-1--------------------------(14)

dir. Bu durumda magnetizasyon dış alanın etkisini ortadan kaldırmaktadır. Bu bizi

tam diyamagnetizme götürür (Şekil 3.2)

Şekil 3.2.2. Süperiletkende magnetizasyon eğrisi

Bu davranışı normal bir metalle karşılaştıralım. Diyamagnetik bir metalde

eğer spin duygunluğu ihmal edilirse = -10-5 mertbesindedir ve (14) te verilen çok

küçüktür. Bu durumun süperiletkende elde edilişine bazı yeni mekanizmalar neden

olmaktadır. Meissner Olayı süperiletkenlik halinin anlaşılması için kuvvetli bir

tekniktir.

10

Onnes’in süperiletkenliği keşfinden çok kısa bir süre sonra, magnetik alanın

süperiletkenliği bozduğu bulundu. Hc kritik alanı denilen yeteri kadar büyük bir

magnetik alan uygulandığı zaman, süperiletken, normal hale gelmekte ve T<Tc

olmasına rağmen direnç göstermektedir.

Kritik alan sıcaklığa bağlıdır. Sıcaklık T=0 0K den T=Tc sıcaklığına

yükselirken Hc azalmaktadır. Ampirik olarak değişim bağıntısı

Hc (T)= Hc (0) 1- Tc

T 2 -----------------------(15)

yazılır. T = 0 0K de Hc (0) Maksimum değerdir, T = Tc de ise sıfırdır. Tipik

Hc değerleri birkaç yüz gauss kadardır.

I. tip süperiletkenlerde Hc (T) nin sıcaklıkla olan değişimi aşağıdaki gibidir.

Şekil 3.2.3 Birkaç I. tip süperiletken için Hc (T) nin sıcaklıkla olan değişimi

11

I.tip süperiletkenler için üst kritik olan değerler Tablo 3.1 de verilmiştir.

Süperiletken Hc (0) (Tesla)

Al

Ga

Hg

In

Nb

Pb

Sn

Ta

Ti

V

W

Zn

0,0105

0,0058

0,041

0,0281

0,1991

0,0803

0,0305

0,0829

0,010

0,1023

0,000115

0,0054

Tablo 3.2.1. Bazı I tip süperiletkenlerin T = 0 0K de ölçülen kritik magnetik

alanları.

Magnetik alan dışardan uygulamaya ihtiyaç yoktur. Halka şeklindeki

süperiletkenden akım geçirilirse kendi magnetik alanını oluşturur. Akım yeteri kadar

büyük ise alan kritik değere ulaşacak ve süperiletkenlik bozulacaktır. Bu durum,

süperiletkenden geçirilecek akımın değerini sınırlar, bu da yüksek alanlı süperiletken

magnet yapımının sınırlamasını oluşturur.

Süperiletken halde ve kritik alandan küçük alanlarda, magnetik

alan I. tip süperiletkene nüfuz edemez, fakat yüzey akımları mevcut olur.

Neticede I. tip süperiletken mükemmel bir diyamagnet gibi davranır.

Uygulanan alan kritik alanı aştığında, numune normal hale döner. Bu

durumda alan tam olarak nüfuz eder, numunenin direnci sıfırdan farklı

olur ve normal bir metal için beklenen değere erişir.

12

3.3 NÜFUZ DERİNLİĞİ

I. tip süperiletkenlerde oluşan yüzey akımları, magnetik alanların maddelerin

iç noktalarından dışarılanması sonucunu doğurur. Gerçekte bu akımlar yalnızca

numunesinin yüzeyindeki çok ince tabasından oluşmazlar. Tersine bu akımlar

yüzeyde maddeye nüfuz ederek, sonlu kalınlıktaki bir et tabakası üzerine dağılır.

Bu olayı F. ve H. London kardeşler 1935’de süperiletkenliğin

Elektrodinamiğin Teorisi olarak geliştirdiler. F. London tarafından genişletildi ve

1950’deki kitabında yayınlandı.

İki akışkan modelini kullanalım:

elektrik alanı varlığında süperelektronlar için hareket denklemi

m. dtVd s

=-e

.................................(16)

Elektron üzerine etki eden yegane kuvvetin alan tarafından uygulanan

kuvvet olması nedeni ile yazılır. Çarpışma kuvveti yoktur çünkü bu tip elektronlar

çarpışmazlar. Süper akım yoğunluğu sJ

,

sJ s (-e). sv

..................................(17)

sJ

= m

ens2

.

......................................(18)

(16) ile kombinasyon sonucu yazılır. sJ

üzerindeki nokta zaman türevini

belirtir.

Kararlı durumda sJ

süperiletken içinde sabittir. Bu da sJ

ve dolayısıyla

0.......................................(19)

olmasını gerektirir. Kararlı durumda, süperiletken içinde elektrik alanın sıfır olduğu

sonucunu elde etmiş oluruz. Diğer bir deyişle süperiletken boyunca voltaj düşmesi

sıfırdır.

13

(19) bağıntısını hemen yeni bir sonuca götürür.

(19) ile B - ...................(20)

Maxwel denkleminin kombinasyonu

B= 0 .............................................(21)

sonucu çıkar.

Kararlı durumda magnetik alanın sabit olduğu sonucu çıkar. Bu ise Meissner

Olayı ile ters düşer.

Bu eşitlik, sıcaklığa bakılmaksızın B nin sabit olduğunu belirtir. Sıcaklığın

Tc ye doğru yükseldikçe Tc de aniden magnetin alan çizgilerinin numuneden

geçeceğini hatırlarsak yukarıdaki yaklaşım bazı değişiklikler gerektirir.

(18)i, (20) de yerine koyarsak

B =

2en

m

s

sJ ........... (22)

elde edilir. Açıklandığı gibi B 0 olduğunu belirtmesi nedeniyle geçerli

değildir.

London, bu durumu ortadan kaldırmak için (22) ye benzeyen

B= 2en

m

s sJ .............. (23)

şeklinde bağıntıyı postülasında önerdi. Bu bağıntı London denklemi olarak

bilinir ve deneylerde uyumlu sonuçlar verir. Bu denklem B ile sJ ilişkili olup,

maxwell denklemleri ile de,

Bμ0. sJ ......................(24)

şeklide bağlıdır.

(24) ün rotasyonelini alır ve

14

B . ( . B ) 2 B 2 B , . B 0

özdeşliğini kullanırsak (23) ve (24) ten sJ yok edilirse,

2 2

0 ..

m

ens . B ................... (25)

bulunur. Bu denklemi basit bir geometri için uygulayalım;

Örneğimizin yüzeyi y-z düzleminde yarısonsuz uzunlukta olsun ve alan y

yönünde uygulansın. Bütün nicelikler x yönünde değişeceğinden (25) denklemi

2

2

. By 2

0 ..

m

ens. By.............................(26)

yazılır. Bu basit diferansiyel denklemin çözümü;

By (x) = By (0) . e-x/λ................................(27)

2

0 .. en

m

s2/1 ...................................(28)

olur. (27) numaralı denklemin sonuçları

λ

15

1. Süperiletken yüzeyinden içine doğru gidildiğinde alan exponansiyel olarak

azalmaktadır. Böylece magnetik alan, Meissner Olayı ile uyumlu olarak numunenin

içinde sıfır olmaktadır. Bu da London deklemine destek vermektedir.

Alan numuneye belli bir miktar nüfuz etmekte λ , nüfuz derinliği olarak

adlandırılır.

Alan süperiletken tarafından bütünüyle itilmektedir daha önce düşünüldğü

gibi ancak yüzeye yakın küçük bir bölge vardır ki burada alan belli bir miktar da

vardır.

Bu durum deneysel olarak açıklandı ve London Teorisi önemli bir ilgi topladı.

(28) de nümetrik değerler yerine konursa λ 500 Å bulunur ki deneyle uyumlu

değerdir.

Element λ(0) , Å

Al

Cd

Hg

In

Nb

Pb

Sn

500

1300

380-450

640

470

390

510

2. London denkleminin önemli diğer bir tesbiti ise, nın sıcaklıkla

değişmesidir.

ns = n.

4

1Tc

T ifadesi (28) de yerine konursa

λ= λ(0). 2

1

4

4

1

Tc

T...................................(29)

16

elde edilir. Burada

λ(0)

2

0 .. en

m

s2

1

..................................(30)

olup, T=0 0K de nüfuz derinliğidir.

(29) a göre λ, sıcaklık 0 0K den itibaren artarken artar ve T= Tc de sonsuz

olur.

3. London teorisinden çıkarılan üçüncü sonuç ise, yüzey yakınlarında elektrik

akımının varlığıdır.

(27) de London denklemini ( B yi) koyar ve akım için çözülürse

Jz (x) -2

1

0

2

m

ens

. By(x) - Js.(0). E –x/...........(31)

Elde edilir. Bu akım negatif ve z yönünde akan bir akımdır. Bu akım

expononsiyel olarak azaldığından, yüzeyden içe doğru girildiğinde gerçekten yüzey

akımının olduğu görülr.

Bu nedenle Meissener Olayına bir yüzey akımı eşlik eder ve bu

akım süperiletkenin iç kısımlarını dış alana karşı koruyuculuk yapar ve

engel olur. Sonuç olarak da süperiletken numune kusursuz bir

diyamagnet olur. Diğer bir deyişle, yüzey akımları nedeni ile oluşan

magnetik alan, numune içinde dış alanın etkisini bütünüyle yok eder.

Buradan enteresan bir durum ortaya çıkar. Akım taşıyan

süperiletkendeki akım, yüzeye yakın bölgeye sınırlandırılmış.

17

3.4 MIKNATISLANMA

H gibi bir dış magnetik alana konulan bir numune M mıknatıslanması kazanır.

Şekil 3.4.1 İç alana uygulanan alanla değişimi, burada Hiç< Hc için Hiç =0

olur.

Şekil 3.4.2 Mıknatıslanmanın uygulanan alana bağlılığı, H>Hc için M 0

olduğuna dikkat ediniz.

4. II. TİP SÜPERİLETKEN

1950’lere kadar, II. tip süperiletkenler olarak bilinen başka bir grup maddenin

varlığı tespit edilmiştir. Bu maddeler, Şekil 4.1 de Hc1 ve Hc2 olarak gösterilen iki

18

kritik alan tarafından belirlenmektedir. Uygulanan alan, Hc1 alt kritik alanından

küçükse, madde tam olarak süperiletkendir ve I. tip süperiletkenlerde olduğu gibi

hiçbir akı maddeye nüfuz edemez. Uygulanan alan, Hc2 üst kritik alanı aştığında, akı

numunenin tamamına nüfuz eder ve süperiletken hal ortadan kalkar. Fakat Hc1 ile Hc2

arasındaki alanlar için malzeme “Girdaplı hal” (Vorteks hali) olarak bilinen karışık

halde bulunur.

Şekil 4.1 II. tip süperiletkenler için, kritik alanların sıcaklığın fonksiyonu

olarak değişimi

Alt kritik alan Hc1 in altında numune, I. tip süperiletken gibi davranır. Üst

kritik alan Hc2 nin üzerinde, madde normal bir iletken gibi davranır. İki alan

arasında, süperiletken karışık haldedir.

Girdaplı halde madde sıfır dirence sahip olabilir ve akı kısmen nüfuz edebilir.

Uygulanan alan alt kritik alanı geçtiğinde, girdaplı bölgeler, Şekil 4.2 de görüldüğü

gibi normal kısımlardan oluşan fitiller şeklinde olur. Uygulanan alana ulaştığında;

numune normal hale geçer.

19

Şekil 4.2 Karışık haldeki II. tip süperiletkenin şematik çizimi.

Girdaplı hali, gözümüzde, silindirik normal bir metal çekirdekle sarılmış,

süperiletkenlerin silindirik anatoru olarak adlandırabiliriz. Bu çekirdekler, akının

II.tip süperiletkenlere nüfuz etmesini sağlar. Magnetik alan, girdap fitillerinin

merkezinde maksimum olup, çekirdeğin dışına doğru belirli bir nüfuz derinliği (λ) ile

üstel olarak azalır. Her girdap için H nin “kaynağı” üstünakımlardır. II.tip

süperiletkenlerde, normal, metal çekirdeğinin yarıçapı, nüfuz derinliğinden daha

küçüktür.

Şekil 4.3 II. tip süperiletkenin magnetik davranışı (a) Hiç alanın uygulanan

alanla değişimi (b) mıknatıslanmanın uygulanan alanda değişimi

-

20

Şekil 4.3.a, II. tip süperiletken için iç alanın uygulanan alanla nasıl değiştiğini;

şekil 4.3.b ise buna karşı gelen mıknatıslanmanın uygulanan alanla nasıl değiştiğini

göstermektedir. Yani madde, H< Hc, için akı dışarılayan süperiletken halde ,

Hc <H<Hc2 için karışık halde ve H> Hc2 için ise normal haldedir.

II.tip süperiletkenler karışık halde iken, yeterince büyük bir akım, girdapların

akıma dik olarak hareketine neden olabilir. Bu girdap hareketi, akının zamanla

değişimi anlamına gelir ve madde içinde direnç meydana getirir. Safsızlıklar

ekleyerek, girdapları bir yere çivilemek (Puining) ve hareketlerini engellemek;

dolayısıyla karışık bir haldeki bir süperiletken için sıfır direnç oluşturmak mümkün

olabilir. II. tip bir süperiletken için kritik akım şu şekilde elde edilebilir: bu akım

değeri de, girdaptaki akının çarpımı, girdapları bir yara çivileyen kuvveti yenecek bir

Lorentz kuvveti vermelidir. Bu olgu kritik akının değeri belirler.

II. tip süperiletkenler için üst kritik alan değerleri Tablo 4.1 de verilmiştir.

Süperiletken Hc (0) (Tesla)

Nb3 Al

Nb3 Sn

Nb3 Ge

Nb N

Nb Ti

Nb3 (Al Ge)

V3 Si

V3 Ga

Pb MoS

32,4

24,5

38

15,3

15

44

23,5

20,8

60

Tablo 4.1. I. tip süperiletkenler için T = O 0K de ölçülen üst kritik magnetik

alanları

21

5. SÜPERİLETKENLİK GEÇİŞİNİN TERMODİNAMİĞİ

Bu bölümde termodinamiğin tartışılması, farklı deneylerle bulunmuş sonuçları

birleştirmektedir. Bu tartışma, mikroskobik kuvvetler hakkında kesin sonuçlar

vermemekle birlikte geçişin doğasını anlatacaktır.

Şekil 5.1 Molar m kapasitesinin sıcaklığa göre grafiği (Kalay için).

Noktalı Eğri, T<Tc için normal haldeki m kapasitesinin alacağı değerin ne

olacağını göstermek için extrapolasyon eğrisi

Şekil 5.1 de süperiletkenin m kapasitesinin sıcaklığa göre değişim grafiği

görülmektedir. Tc nin altındaki Cv piki entropide düzensizlik ulaşılabilecek artışı

belirtmektedir. (T Tc ye artarken). Böylece, süperiletken hal, normal halden daha

fazla düzenlilik derecesine sahiptir.

Yapılan deneysel çalışmalar, düşük sıcaklıkta elektronların ısı kapasitesinin

Cv a.e –b(T/Tc) ......................(32)

Exponansiyel ifadesi ile verilebileceğini göstermiştir. Bu exponent, elektronun

enerjisinde bir enerji aralığının varlığını ifade edecek şekilde davranır. Bu enerji

aralığı tam Fermi seviyesinin üzerinde olup, elektronun kolayca uyarılmasını önler.

Bu da küçük ısı kapasitesi değerine götürür. Enerji aralığının genişliği mertebesinde

olmalıdır, çünkü numune Tc sıcaklığına yükseldikçe normal hale gelmekte ve

22

elektron kolayca uyarılmaktadır.( kTc)

Şekil 5.2 Süperiletkende yörüngeler yoğunluğu D (ε)nin enerjiye karşı grafiği

Tc = 5 0K tipik değerini yerine koyarsak 10-4 ev değerini elde ederiz. Bu

enerji aralığının değeri daha önce tanıttığımız enerji aralıklarının yanına çok

küçüktür. Bu nedenle süperiletkenlik düşük sıcaklıklarda görülür.

Süperiletkenlik halini normal hale nazaran daha düzenli durumu olan sıvı hale

yoğunlaşması olarak düşünebiliriz. Benzer olarak geçiş sonucu enerjide azalma

beklenir. Süperiletkenlik yoğunlaşma enerjisini hesaplayalım.

Şekil 5.3 süperiletkenlik yoğunlaşma enerjisi hesabı

23

Numunenin T1<Tc sıcaklığında olduğunu varsayalım. Alnın arttığını

düşünürsek N noktasında normal hale gelecektir. Buradan yoğunlaşma enerjisi

E = EN - EA ...................................(33)

olur. Bu enerji kolaylıkla hesaplanabilir. Numune AN yolu boyunca tam

diyomagnet olduğundan E, diyomagnetizasyonu bozma enerjisi olacaktır.

E cH

0

B.dM =- μo cH

0

H.(-dH) = 2

1 μo. Hc2........(34)

Birim hacim başına E = 2

1 Mo. Hc2 olacaktır. Bu enerji süperiletken bir

halden normal hale dönmek için gerekli enerjidir. Tersini söyleyecek olursak;

sistemin normal halden süperiletken hale geçmek için kaybettiği enerjidir. Sistemin

mümkün en düşük enerjili durumda olmayı istediğinden, süperiletken hal T<Tc için

kararlı bir durumdur. Maksimum yoğunlaşma enerjisi;

E = 2

1 μo. Hc2 (o) ..........................(35)

dir ve 0 0K de olur.

Tipik Hc (0) = 500 Gauss kullanılırsa, E = 103 J /m3 elde edilir.

Şimdi kritik sıcaklık ile kritik alan arasında yararlı bir bağıntı kuralım.

Yoğunlaşma enerjisi Tc cinsinden bulmak istiyoruz. Bunu yapmak için Fermi

yüzeyinin kTc kabuğundaki elektron sayısı hesaplamalıyız. Çünkü bunlar

süperiletkenlik geçişi etkiler. Fermi küresinin derinliklerinde bulunan elektronlar, 5

eV mertebesinde enerji ile uyarılabilirler. Bundan dolayı etkin elektronların

yoğunlaşmasını kestirebiliriz.

neff n. Ef

kTc.............................(36)

24

burada n, iletkenlik elektronların toplam yoğunluğudur. Herbir elektron enerji

aralığı boyunca uyarılması için kTc mertebesinde ek bir enerjiye ihtiyaçları vardır.

E neff k.Tc = n(kTc)2 /Ef .......(37)

olur. Bu (35) te bulduğumuzla aynıdır. Buradan,

Hc (o) =

2/1

0

2

.

2

fE

nk

.Tc ...............(38)

yazılır. Kritik alan, kritik sıcaklık ile orantılıdır. Yani, geçiş sıcaklığının

yükselmesi, süperiletkenliği bozmak için daha büyük enerjiye ihtiyaç duyar.

6.SÜPERİLETKENLİK TEORİSİ (BCS TEORİSİ)

Süperiletkenliğin modern teorisi, Cooper, Barden ve Schrieffer tarafından

1957 de “Phys. Rev. 106,162 (1957)” yayınladı. Süperiletken ile ilgili gözlenen tüm

olayları açıklaması dolayısıyla milletlerarası bir kabul görmüştür. İlk prensibinden

başlayarak ve kuantum yöntemleri kullanarak sıfır direnç ve Meissner Olayı gibi bir

takım gözlenen olayları açıklamıştır. Adı geçen teori, kuantum mekaniğin içine o

kadar girmiştir ki bu teori kuantum kavramları ve matematik teknikler kullanılmadan

tam olarak anlaşılmaz. Bu nedenle BCS teorisini ayrıntısına dalmadan anlatmaya

çalışacağız.

İletim elektronları Fermi küresinin içinde bulunana bir metal düşünelim.

Fermi yüzeyinin hemen içinde bulunan iki elektronu düşünecek olursak, bunlar

birbirlerini Coulomb kuvveti ile iteceklerdir. Fermi küresinin içindeki diğer

elektronların perdelenmesi nedeni ile bu kuvvet azalacaktır. Perdelenmeyi de dikkate

aldıktan sonra iki elektron arasında mevcut kuvvet, itici küçük bir kuvvettir.

Bunun yanında, bazı nedenlerden dolayı iki elektron birbirini çeker. Cooper,

bu elektronların Fermi yüzeyine yakın, bağlı halde olacağını göstermiştir. Bu durum

çok önemlidir. Bağlı durumdaki iki elektron tek bir sistem oluşturacak şekilde

çiftlenirler ve hareketleri ortaktır. Bu çiftleme, sisteme bağlanma enerjisine eşit

25

miktarda enerji uygulayınca ancak bozulabilir. Bu elektronlara Cooper çifti denir. Bu

elektronlar zıt mement ve zıt spine sahip oldukları zaman bağlanma enerjileri en

kuvvetlidir. Bu nedenle, elektronlar arasında herhangi bir çekim olursa Fermi

yüzeyinin komşuluğunda tüm elektronlar Cooper çifti olarak sisteme yığılır. Bu

çiftler süperlektronlardır.

Şekil 6.1. Metalde Fermi Yüzeyi yakınındaki 1 ve 2 elektronları arasındaki

etkileşme.

Şekil 6.1’de görülen ve birbirinin yanında geçen iki elektron düşünelim. 1

nolu elektron negatif yüklü dolayısıyla (+) yüklü iyonları kendine doğru çeker

(elektron-örgü etkileşmesi). Bu nedenle 2 nolu elektron 1’den etkilenmez. 1 nolu

elektron iyonlarla perdelenmiştir denir. Perdelenme dolayısıyla bu elektronun net

yükü azalır hatta net pozitif yük oluşur. Bu olunca, 2 nolu elektron 1’e doğru çekilir.

Bu da Cooper çiftlerinin oluşması için gerekli olan net çekim etkileşmesine götürür.

1 numaralı elektron fermi enerjisi seviyesine yakın olduğundan hızı büyüktür.

Ağır kütlesinden dolayı iyonun cevabı daha yavaştır. Buna rağmen 1 nolu elektronu

hissederek ona cevap verir ve sonuç olarak 1 yerini değiştirir. Teknik yayınlarda her

bir elektronun fonon bulutuyla sarıldığını ve herbir elektronun fonon değişimi ile

birbirlerine çekici kuvvet uyguladıkları söylenebilir. Mesela 1 tarafından yayılan

fonon 2 tarafından çabukça soğurulur.

26

Şekil 6.2. 1 ve 2 elektronları arasında çekici etkileşmeden sorumlu olan fonon

değişimi

1 ve 2 elektronları arasındaki bağlanmanın bir sonu olarak elektronun

spektrumunda enerji aralığı görülür.

Şekil 6.3. Yörüngeler yoğunluğu D (E) süperiletkenler için enerji aralığını da

gösterecek şekilde, şekilde gösterilmiştir. Taralı alan T = O 0K de dondurulmuş

yörüngelerdir.

( EF - 2

1 0 , EF +

2

1 0) enerji aralığındaki durumlar şimdilik yasaktır.

Buradaki durumlar bu enerji aralığının hemen altına veya üstüne çekilmiştir.

Süperiletkenler için Fermi enerjisinden uzakta durumlar yoğunluğu normal metallerde

olduğu gibidir. Teori, sıfır derece sıcaklıkta enerji aralığının

0 = 4. ħ WD.e - (2/ D(Ef)ıv ) ..................(39)

ile verildiği gösterir. Burada WD, Debye Frekansı, D (Ef) Fermi enerji

27

seviyesindeki normal metalde durumlar yoğunluğu ve V1 elektron–örgü

etkileşmesinin gücünü gösterir. (39) bağıntısında WD nin yer almasının nedeni,

elektron çiftleri arasında Fonon değişiminin olmasıdır. (39) bağıntısından elde edilen

birkaç yararlı sonuç aşağıda sıralanmıştır.

1. Kabaca 0 ħWD dir ve tipik Fonon enerjisidir. Bu bağıntı doğru genlikte

sonuç verir.

ħWD 10–27 x 10 13 10-14 erg 10-2 eV

(39)daki expononsiyel terim de dikkate alınırsa 10-4 eV elde edilir ki deneysel

sonuçlarla uyuşmaktadır.

2. WD M-1/2, burada M titreşen iyonun kütlesidir. Buradan 0 M-1/2 olur.

Böylece enerji aralığı ve kritik sıcaklık M artarken azalır. Bu durum, metal içindeki

izotop oranını değiştirmek suretiyle gözlenebilir. Bu olaya izotop etkisi denir.

3. Enerji aralığı ve dolayısıyla Tc, elektron–örgü etkileşmesi arttıkça artar.

Diğer bir deyişle kuvvetli V1 ler süperiletkenliği destekler. Bu doğru ve akla uygun

gibi görünür. Çünkü iyonlar elektrona daha kuvvetle çekilerek üzerine yığılma şansını

artırırlar. Bu garip bir durumdur. Normal durumda büyük V1, yüksek direnç demektir.

Burada çelişkili karışık bir sonuç çıkarılır: zayıf normal bir iletkenden iyi bir

süperiletken, iyi bir normal iletkenden kötü bir süperiletken yapılır. Bu durum

deneysel sonuçlarla uyum halindedir. Birinci grup Pb ve Nb içerir. İkinci grup alkali

ve asil metalleri içerir ki bunlar ulaşılabilecek en düşük sıcaklıkta bile hiç

süperiletkenlik göstermez.

BCS teorisi, kritik sıcaklığın aşağıdaki şekilde verilebileceğini göstermiştir.

0 = 3,52 kTc .............. (40)

Bu sonuç, 0 kTc ve Tc nin deneyde bağımsız olarak ölçülmesinden

yararlanarak test edilebilir. Deneylerde 0 = 4kTc bulunarak bu bağıntıyı doğrular.

Enerji aralığı birkaç farklı yöntemle deneysel olarak tayin edilebilir.

28

Bunlardan bir tanesi Infrared soğurmadır. Infrared demeti süperiletken üzerine

düşürüldüğünde (alçak sıcaklıkta) radyasyon frekansı, Cooper çiftini enerji aralığı

boyunca uyarmaya yetecek kadar büyük olduğu zaman radyasyon soğurulması olur.

Yani,

W 20 .................(41)

dır. Dolayısıyla ışığın frekanslarından 0 bulunur.

Cooper çiftlerinin uyarılması için gerekli minimum enerji 20 dır. Elektron

çiftinin birisini uyarmak olanaksızdır. Çünkü çift bir bütün halde olup birbirinden

ayrılmazlar. Eğer herhangi bir şekilde Cooper çifti bozulursa iki tane normal elektron

oluşur ve enerji aralığı boyunca uyarılırlar.

0 10-4ev olduğundan karşılık gelen frekans kırmızı ötesi bölgededir.

BCS teorisi sıfır direnci şöyle açıklar: Bir kere sürüklenme hareketi kuruldu

mu, Cooper çiftlerine çarpışma mekanizması ile 20 dan daha büyük enerji

verilmelidir ki, cooper çiftleri saçılsın. Mevcut düşük sıcaklıkta, düşük enerjili

fononlar uyarıldığından, fononlar bu enerjiyi temin edemezler. Cooper çiftleri de

sonsuz olarak sürüklenme hareketine devam ederler.

7. TEK PARÇACIK TÜNELLEMESİ

Süperiletkenlerde enerji aralığı, tek parçacık tünellemesi deneyleri ile çok

duyarlıklı olarak ölçülebilir. Bu yöntem ilk defa 1960 yılında Giaver tarafından

yayınlanmıştır.

Bir yalıtkanla ayrılmış iki metal gözönüne alalım. Yalıtkan tabaka, bir

metalden diğerine iletkenlik elektronları geçişine bir engel gibi davranır. Bu engel

yeterince (10 veya 20 Å dan daha az) ince ise, yalıtkan üzerine düşen bir elektronun

engeli aşarak bir metalden diğerine geçme olasılığı yüksek olur. Bu olaya tünelleme

denir.

29

Şekil 7.1. İki metal arasındaki ince bir yalıtkandan tünellenen elektronlar için

Akım-Voltaj ilişkisi

İlk olarak Şekil 7.1 de görüldüğü gibi, ince bir yalıtkan engele ayrılmış iki

normal metal göz önüne alalım. İki metal arasına bir V potansiyel fark

uygulandığında, elektronlar bir metalden diğerine geçebilir ve bir akım oluşur.

Uygulanan küçük potansiyel farkları için akım-gerilim bağıntısı doğrusaldır ve eklem

için Ohm kanunu geçerlidir.

30

Şekil 7.2. Süperiletken-normal metal arasındaki ince bir yalıtkandan elektron

tünellemesinde Akım-Voltaj ilişkisi.

Ancak Şekil 7.2’de görüldüğü gibi metallerden birisi yerine Tc den daha

düşük sıcaklıklarda tutulan süperiletken konulacak olursa, hiç de olağan olmayan bir

durum ortaya çıkar. Uygulanan potansiyel farkı, eşik değer olarak bilinen bir Ve

değerine erişinceye kadar her hangi bir akım geçmez. Bu eşik değer, enerji

aralığının yarısı olmak üzere

Ve = eo

2

=

e

......................(42)

Bağıntısı sağlar. Buradaki 1/2 çarpanı, tek parçacık tünellemesi ile

ilgilenilmesinden ve kullanılan enerjinin, bir çifti kırmak için gereken 2 nın yarısı

olmasından kaynaklanmaktadır. Yani eV çarpımı, enerji aralığının deneysel olarak

doğrudan ölçülmesini sağlamaktadır. Bu tür deneylerden elde edilen değeri, düşük

sıcaklık ısı kapasitesi ölçümlerinden elde edilen değerlerle uyum içindedir.

8. JOSEPHSON TÜNELLEMESİ

1961 yılında Brion Josephson, tek parçacık tünellemesine ek olarak, Cooper

çiftlerinin de tünellenebileceği fikrini ortaya attı. Josephson, çiftlerin hiçbir dirençle

karşılaşmadan tünellenerek bir dc akımı oluşturacağını öngörmüştür. Üstelik bu akım

hiçbir gerilim farkı uygulanmadan da vardır. Josephson ayrıca, ekleme bir de gerilim

31

uygulandığında; ikinci bir olay olarak bir ac akımının ortaya çıkacağını öngörmüştür.

8.1. Dc Josephson Olayı

Şekil 8.1.1 Çok ince bir yalıtkanla ayrılan iki süperiletkenden Josephson

eklemi.

Şekil 8.1.1 de görüldüğü gibi, 1-2 nm kalınlığında ince bir oksit tabakası ile

ayrılan iki süperiletken gözönüne alalım. Böyle bir yapı Josephson eklemi olarak

bilinir. Bir süperiletkende çiftler = 0 . ei dalga fonksiyonu ile temsil edilebilir.

Burada , her çift için aynı olan fazı göstermektedir. Bir eklemdeki süperiletkenden

birinin fazı 1, diğerinin ki 2 olmak üzere Josephson, sıfır gerilim farkı altında

eklemden;

Is = Im . Sin (1, 2) = Im. Sin δ .... (43)

İle verilen bir süperakım geçtiğini göstermiştir. Burada Im sıfır gerilim farkı

altında eklemden geçen maksimum akımı göstermektedir. Im in değeri,

süperiletkenlerin temas yönlerine bağlıdır ve oksit tabakasının kalınlığı ile üstel

olarak azalır. Jesephson etkisinin ilk doğrulanması 1963 yılında Rowell ve

Anderson’dan geldi. O zamandan beri Jesephon’un tüm teorik öngörüleri

kanıtlanmıştır. Bir Josephson eklemi için akım-voltaj grafiği şekil 8.12 de

görülmektedir.

32

Şekil 8.1.2. Josephson ekleminin Akım – Voltaj eğrisi

8.2. Ac Josephson Olayı

Bir josephson eklemine bir de voltajı uygulandığında çok dikkat çekici bir

olay ortaya çıkar. Bu dc voltaj

I = Im Sin (-2ft) .......(44)

İle verilen bir ac akımı üretir. Burada bir sabt olup t=0 daki faz, F de

Josephson akımının

f = h

2ev......... (45)

ile verilen frekansıdır. 1 V lik bir gerilim fark 483,6 MHz lik bir frekans

doğrunun Frekans ve voltajın duyarlı ölçümleri, fizikçilerin e/h oranını daha önce

düşünemeyecekleri bir doğrulukla tayin etmelerini mümkün kılmıştır.

Ac Josepson olayı değişik yollarla gösterilebilir. Bu yöntem, bir dc gerilim

farkı uygulamak ve eklem tarafından üretilen elektromanyetik ışımayı algılamaktadır.

Başka bir yöntem de eklemi, frekansı f olan bir dış ışınım ile ışınlamaktır. Bu

yöntemde Josephson frekansı f, dış frekans f’nin tam katlarına eşit olduğunda; f’ye

karşılık gelen voltaj değeri için I-V grafiklerinde basamaklar meydana gelir. Yani

V=fh/ze=nfh/2e değerinde basamaklar oluşur.(Şekil 8.2.1). Eklemin iki tarafı farklı

kuantum durumunda bulunduğundan; eklem, enerji soğutarak yada yayarak iki durum

33

arasında geçiş yapan bir alan gibi davranır. Sonuç olarak bir Cooper çifti eklemi

geçtiğinde, frekansı f=2eV/h olan birr foton yayılır ve soğurulur.

Şekil 8.2.1. Josephson ekleminde akımının beslem voltajı ve değişimi

9. OKSİTLİ SÜPERİLETKENLER

Oksit süperiletkenlik çalışmaları 1960 ların başlarında başladı. Oksitler, ReO3

ve RuO2 gibi çok iyi metalik özelliklere sahip olanları da olmasına rağmen genellikle

iyi metalik özelliğe sahip değillerdir. Diğer taraftan süperiletkenler Tc nin üstünde iyi

metalik özelliklerden geçmezler. İlk oksitli süperiletkenlik Nb0 ve TO ile bulundu.

Bu oksitler, içinde bir miktar oksijen çözünmüş metaller olarak düşünülebilir. Bunlar

NaCl’a benzer bir yapıya sahiptirler fakat direkt metal-metal etkileşmesi metalik

özellik oluşturacak kadar kuvvetlidir. Diğer bazı oksitli süperiletkenlerde direkt

metal-metal etkileşmesi yüksek iletkenlik gibi metalik özellik vermekten çok uzak

olup çok zayıftır. Bunun yerine, iletkenlik bandı oksijen ve metal arasındaki kuvvetli

kovalent band üzerine kurulmuştur.

Müller ve Bednorz, 1986’nın ortalarında kritik sıcaklığı 35 0K e kadar

çıkardılar. 1987’nin başında Paul Chu 90 0K in biraz üzerine çıkarmıştır. Bu,

süperiletkente ilk defa sıvı azot sıcaklığında süperiletkenlik elde edildiğinden devrim

olarak nitelendirilir.

e2

34

10. SÜPERİLETKENLER UYGULAMALARI

Yüksek Tc süperiletken teknolojisinin tesiri transistör veya Laserinkine eşit

veya onu geçecektir.

10.1. Bilgisayarlar

Süperiletkenler kullanılarak daha hızlı ve küçük bilgisayarlar yapılabilir.

Süperiletken ısı yaymadığından devreler daha yakın paketlenebilir. Sonuç, daha

komplex ve daha küçük hacime yerleştirilmiş hızlı devreler olacaktır. SC lerin

bilgisayarda bir uygulaması yarıiletken araçları bağlamak için kullanılan SC bağlantı

hatlarıdır. Diğer bir uygulama Josepson eklemleridir. Bunlar SC elektroniğinde açma-

kapama zamanları 6 pikosaniye mertebesindedir. Yarıiletken swiçlerden 10 defa daha

hızlıdır. 770 MHz de çalışan 4 bit SC mikroişlemci deneysel olarak geliştirilmiştir.

10.2. Elektrik Güç Nakli

SC iletim hatlarının alışılmış bakır kablolarına göre birçok avantajı vardır.

Ana yararı çok önemli miktarda daha fazla akım taşıma kabiliyetidir. Deneysel sıvı

helyum çok önemli miktarda daha fazla akım taşıma kabiliyetidir. Deneysel sıvı

helyum sıcaklığına kadar soğutulmuş bakır kablodan aynı boyutlar ve voltajdaki bakır

kablodan üç kat daha fazla akım taşıyabileceğini göstermiştir. SC nin diğer yararı

direnç nedeni ile olan güç kaybının yokluğudur. Bu, çok uzun mesafeerden güç

kaybını ekonomik yapar. Jeotermal, hidroelektrik ve güneş enerjileri santrallerin

olduğu bölgelerden nüfus yoğunluğu olan bölgelere verimli olarak enerji nakli yapılır.

Kirletici olan nükleer ve kömür santralleri yerleşim bölgelerinin dışına inşa edilebilir

(Tokyo’da SC iletim hattı inşaatı vardır.)

10.3. Magnetik Ayırma

Magnetik ayırma bir karışım içinden bilinen bazı bileşenleri ayırma

metodudur. Değişik bileşenlerin magnetik özellikleri farklı olduğundan bazıları

çekilip alınırken bazıları karışımda kalır. HTSC magnetler bir çok uygulamalar

sunacaktır; kömürden kükürt ayırma, madenlerden safsızlıkların ayrılması, artık

suyun arıtılması, kimyasalların saflaştırılması ve gazların ayrılması gibi düşük

35

maliyet, küçük boyut ve daha yüksek magnetik alan ile HTSC ler bu uygulamalar için

çok çekici olacaktır.

10.4. Motorlar

Meissner olayına dayanan SC motorlar, magnetik alan çizgilerini iterler. SC

motorlar akım kaybını %50 civarında azaltır. SC motorlar, arabalarda, pompalarda,

dönen millerde vs. kullanılır.

10.5. Magnetik Enerji Depolama (SMES)

Magnetik enerji depolamada enerji toprağa gömülen büyük SC magnet ile

oluşturulur. Enerji bobinde depolanır ve güç kaybı olmadan sonsuza kadar

dolandırılır. Depolamak için enerjiden başka formlara çevrilmesine gerek yoktur.

Enerjiye ihtiyaç olduğu zaman çabukça boşaltılır. Bu ise magnetik alanda ve

dolayısıyla depolanan enerjide azalmaya neden olur. SMES sistemi % 90 verimle

çalışır.

10.6. Güç Transformerları

Bilimadamları, transformerların verimsiz çalışması nedeniyle elektrik güç

nakli sırasında enerjinin 1/6 sının kaybedildiğini tahmin etmektedirler. Eğer

transformerlarda SC sarımlar kullanılsa verim artacak ve maliyet düşecektir.