« Équations de London » : différence entre les versions

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Un matériau supraconducteur dont la température est inférieure à sa température critique expulse le champ magnétique via l'effet Meissner. Les équations de Maxwell-London donnent une explication quantitative de cet effet.

En physique, les équations de Maxwell-London, démontrées par les frères Fritz et Heinz London en 1935,^[1] sont des relations constitutives pour un supraconducteur reliant son courant supraconducteur au champ électromagnétique. Tout comme la loi d'Ohm est la relation constitutive la plus simple pour un conducteur ordinaire, les équations de Maxwell-London sont la description quantitative la plus simple des phénomènes supraconducteurs et sont à l'origine de la majorité des textes modernes sur le sujet. ^[2] ^[3] ^[4] Un triomphe majeur de ces équations est l'explication de l'effet Meissner,^[5] par l'intermédiaire duquel un matériau supraconducteur expulse le champs magnétique.

Description

Dans leur expression en termes des champs ${\vec {E}}$ et ${\vec {B}}$ , les équations de Maxwell-London s'écrivent

{\frac {\partial {\vec {j}}_{\mathrm {s} }}{\partial t}}={\frac {n_{\rm {s}}e^{2}}{m}}{\vec {E}}\,,\qquad {\vec {\operatorname {rot} }}{\vec {j}}_{\mathrm {s} }=-{\frac {n_{\rm {s}}e^{2}}{m}}{\vec {B}},

où ${\vec {j}}_{\mathrm {s} }$ est la densité de courant supraconducteur, ${\vec {E}}$ et ${\vec {B}}$ respectivement les champs électriques et magnétiques à l'intérieur du supraconducteur, $e\,$ la charge élémentaire, $m\,$ la masse de l'électron, et $n_{\rm {s}}\,$ une constante phénoménologique associée à une densité de porteurs supraconducteurs.^[6]

Ces équations peuvent être combinées en une seule équation de Maxwell-London ^[6] ^[7] en termes d'un potentiel vecteur ${\vec {A}}_{\rm {s}}$ déduit de la condition de jauge de London ^[8]

{\vec {j}}_{\mathrm {s} }=-{\frac {n_{\rm {s}}e^{2}}{m}}{\vec {A}}_{\rm {s}}.

La condition de jauge de London est un ensemble de conditions sur le potentiel vecteur garantissant qu'il peut être interprété comme une densité de courant : ^[9]

$\operatorname {div} {\vec {A}}_{\rm {s}}=0,$
${\vec {A}}_{\rm {s}}=0$ dans le matériau supraconducteur,
${\vec {A}}_{\rm {s}}\cdot {\hat {n}}=0,$ où ${\hat {n}}$ est le vecteur normal à la surface du supraconducteur.

La première condition, également connue sous le nom de condition de jauge de Coulomb, conduit à une densité d'électrons supraconducteurs constante ${\dot {\rho }}_{\rm {s}}=0$ comme prévu par l'équation de continuité. La deuxième condition exprime le fait que le supercourant circule près de la surface. La troisième condition garantit l'absence d'accumulation d'électrons supraconducteurs sur la surface. Cette jauge détermine de manière unique le potentiel vecteur ${\vec {A}}_{\rm {s}}$ . On peut aussi écrire l'équation de Londres en termes d'un potentiel vecteur arbitraire ^[10] ${\vec {A}}$ et en posant ${\vec {A}}_{\rm {s}}=({\vec {A}}+{\vec {\operatorname {grad} }}\,\phi )$ , où $\phi$ est une fonction scalaire et $\nabla \phi$ est le changement de jauge permettant de se placer dans la jauge de London. L'expression du potentiel vecteur est valable pour des champs magnétiques lentement variables dans l'espace.^[4]

Longueur de pénétration de London

En appliquant l'équation de Maxwell-Ampère, ${\vec {\operatorname {rot} }}{\vec {B}}=\mu _{0}{\vec {j}}$ , à la seconde équation de Maxwell-London, on obtient l'équation de Helmholtz pour le champ magnétique^[11]

\nabla ^{2}{\vec {B}}={\frac {1}{\lambda _{\rm {s}}^{2}}}{\vec {B}}

où l'inverse de la valeur propre laplacienne $\lambda _{\rm {s}}\equiv {\sqrt {\frac {m}{\mu _{0}n_{\rm {s}}e^{2}}}}$ est l'échelle de longueur caractéristique sur laquelle les champs magnétiques externes sont supprimés de manière exponentielle. C'est cette longueur qu'on appelle longueur de pénétration de London. Elle varie typiquement entre 50 et 500 nm .

Considérons par exemple un supraconducteur plongé dans un champ magnétique uniforme orienté parallèlement au plan frontière supraconducteur dans la direction $Oz$ . Si $Ox$ est l'axe orthogonal à la frontière, alors on montre que le champ magnétique à l'intérieur du matériau supraconducteur vaut

B_{z}(x)=B_{0}\mathrm {e} ^{-x/\lambda _{\rm {s}}}.\,

Cette équation permet d'interpréter physiquement la longueur de pénétration de London $\lambda _{\mathrm {s} }$ comme la longueur caractéristique de décroissance du champ magnétique à l'intérieur du matériau.

Justification des équations de Maxwell-London

Arguments originels

Il est important de noter que les équations de Maxwell-London ne peuvent pas être prouvées formellement.^[12] Les frères London ont toutefois suivi une logique intuitive dans la formulation de leur théorie.

Il existe une très large gamme de matériaux de compositions différentes suivant en premier approximation la loi d'Ohm, qui stipule que le courant les traversant est égal au champ électrique multiplié par la conductivité du matériau. L'utilisation d'une loi linéaire comme celle-ci est à proscrire pour un matériau supraconducteur qui possède par définition une résistance nulle ou une conductivité infinie. Pour palier à ce problème les frère London ont supposé que les électrons dans un supraconducteur étaient libres et sous l'influence d'un champ électromagnétique externe uniforme. En appliquant le principe fondamental de la dynamique aux électrons soumis à la force de Lorentz, on obtient

{\vec {F}}=m{\dot {\vec {v}}}=-e({\vec {E}}+{\vec {v}}\times {\vec {B}}).

On s'attend donc à ce que les électrons soient uniformément accélérés. En l'absence de champ magnétique et avec la définition de la densité de courant supraconducteur ${\vec {j}}_{\mathrm {s} }=-n_{\mathrm {s} }e{\vec {v}}_{\mathrm {s} }$ , on obtient

{\frac {\partial {\vec {j}}_{\mathrm {s} }}{\partial t}}=-n_{\mathrm {s} }e{\frac {\partial {\vec {v}}}{\partial t}}={\frac {n_{\mathrm {s} }e^{2}}{m}}{\vec {E}}\,.

C'est la première équation de Maxwell-London. Pour obtenir la deuxième équation, on prend le rotationnel de la première puis auquel on applique l'équation de Maxwell-Faraday, ${\vec {\operatorname {rot} }}{\vec {E}}=-{\frac {\partial {\vec {B}}}{\partial t}}$ pour obtenir

{\frac {\partial }{\partial t}}\left({\vec {\operatorname {rot} }}{\vec {j}}_{\mathrm {s} }+{\frac {n_{\mathrm {s} }e^{2}}{m}}{\vec {B}}\right)=0.

Dans son expression actuelle, cette équation comporte à la fois des solutions constantes et à décroissance exponentielle. Les frères London ont considéré à partir de l'effet Meissner que les solutions constantes non nulles n'étaient pas physiques, et ont donc postulé que l'expression entre parenthèses devait être nulle, soit

{\vec {\operatorname {rot} }}{\vec {j}}_{\mathrm {s} }+{\frac {n_{\mathrm {s} }e^{2}}{m}}{\vec {B}}=0.

qui est la deuxième équation de Maxwell-London. On a égalemet ${\vec {j}}_{\mathrm {s} }=-{\frac {n_{\rm {s}}e^{2}}{m}}{\vec {A}}_{\mathrm {s} }$ (à une transformation de jauge près fixée par la condition de jauge de London) puisque le champ magnétique est défini par ${\vec {B}}={\vec {\operatorname {rot} }}\,{\vec {A}}_{\rm {s}}.$ De plus, on peut déduire de l'équation de Maxwell-Ampère que :

{\vec {\operatorname {rot} }}\,({\vec {\operatorname {rot} }}\,{\vec {B}})=\mu _{0}{\vec {\operatorname {rot} }}\,{\vec {j}}_{\rm {s}}=-{\frac {\mu _{0}n_{\rm {s}}e^{2}}{m}}{\vec {B}}.

D'autre part, l'équation de Maxwell-Thomson, $\operatorname {div} {\vec {B}}=0$ , et l'égalité vectorielle ${\vec {\operatorname {rot} }}\,({\vec {\operatorname {rot} }}\,{\vec {B}})={\vec {\operatorname {grad} }}(\operatorname {div} {\vec {B}})-\Delta {\vec {B}}$ , nous permettent d'écrire

\Delta {\vec {B}}={\frac {1}{\lambda _{\rm {s}}^{2}}}{\vec {B}}

avec la longueur de pénétration de London $\lambda _{\rm {s}}={\sqrt {\frac {m}{\mu _{0}n_{\rm {s}}e^{2}}}}$ . À une dimension, cette équation de Helmholtz a pour solution générale

B_{z}(x)=B_{0}e^{-x/\lambda _{\rm {s}}}.\,

À l'intérieur du supraconducteur $(x>0)$ , le champ magnétique décroît de manière exponentielle, ce qui explique bien l'effet Meissner. On peut appliquer une nouvelle fois l'équation de Maxwell-Ampère au champ magnétique pour obtenir le supercourant ${\vec {j}}_{\rm {s}}$ . On s'aperçoit qu'il circule essentiellement proche de la surface comme attendu de part son interprétation comme une densité courant.

Le raisonnement ci-dessus est valable pour les matériaux supraconducteurs mais on peut utiliser le même genre d'arguments pour le conducteur parfait. Cependant, un fait important qui distingue le supraconducteur du conducteur parfait est que ce dernier ne présente pas d'effet Meissner pour $T<T_{c}$ . Cela tient au fait que ${\vec {\operatorname {rot} }}{\vec {j}}_{\mathrm {s} }+{\frac {n_{\mathrm {s} }e^{2}}{m}}{\vec {B}}=0$ est faux pour un conducteur parfait et il faut conserver la dérivée temporelle. On a donc une équation sur $\partial {\vec {B}}/\partial t$ au lieu de ${\vec {B}}$ ,

\Delta {\frac {\partial {\vec {B}}}{\partial t}}={\frac {1}{\lambda _{\rm {s}}^{2}}}{\frac {\partial {\vec {B}}}{\partial t}}.

Pour $T<T_{c}$ , à une profondeur suffisante dans un conducteur parfait nous avons $\partial {\vec {B}}/\partial t=0$ plutôt que ${\vec {B}}=0$ comme pour le supraconducteur. Par conséquent, la disparition ou non du flux magnétique à l'intérieur d'un conducteur parfait dépend de la condition initiale (qu'il soit refroidi ou non).

Arguments canoniques pour l'impulsion

Il est également possible de justifier autrement les équations de Maxwell-London. ^[13] ^[14] La densité de courant est définie par

{\vec {j}}_{\mathrm {s} }=-n_{\mathrm {s} }e{\vec {v}}_{\mathrm {s} }

On peut utiliser la description quantique de cette équation en remplaçant ${\vec {j}}_{\rm {s}}$ et ${\vec {v}}_{\rm {s}}$ par les valeurs moyennes de leurs opérateurs respectifs. L'opérateur vitesse est défini par

{\hat {\vec {v}}}_{\rm {s}}={\frac {1}{m}}\left({\hat {\vec {p}}}+e{\hat {\vec {A}}}_{\rm {s}}\right),

ou ${\hat {\vec {p}}}$ est l'opérateur impulsion et $m$ la masse d'un électron. ^[15] On peut noter qu'on utilise $-e$ comme charge électronique. On peut alors faire ce remplacement dans l'équation du supercourant donnant

{\hat {\vec {j}}}_{\mathrm {s} }=-{\frac {n_{\rm {s}}e}{m}}\left({\hat {\vec {p}}}+e{\hat {\vec {A}}}_{\rm {s}}\right),

Cependant, une hypothèse importante de la théorie BCS est que l'état supraconducteur d'un système est l'état fondamental, et selon un théorème de Bloch ^[16], dans un tel état, l'impulsion canonique p est nulle. Au final on a donc

{\hat {\vec {j}}}_{\mathrm {s} }=-{\frac {n_{\rm {s}}e^{2}}{m}}{\hat {\vec {A}}}_{\rm {s}}\,,

qui est l'équation de Maxwell-London.

Références

↑ London et London, « The Electromagnetic Equations of the Supraconductor », Proceedings of the Royal Society A: Mathematical, Physical and Engineering Sciences, vol. 149, n^o 866,‎ 1935, p. 71 (DOI 10.1098/rspa.1935.0048, Bibcode 1935RSPSA.149...71L)
↑ Michael Tinkham, Introduction to Superconductivity, McGraw-Hill, 1996 (ISBN 0-07-064878-6)
↑ Neil Ashcroft et David Mermin, Solid State Physics, Saunders College, 1976 (ISBN 0-03-083993-9, lire en ligne), 738
↑ ^{a et b} Charles Kittel, Introduction to Solid State Physics, Wiley, 2005 (ISBN 0-471-41526-X)
↑ Meissner et R. Ochsenfeld, « Ein neuer Effekt bei Eintritt der Supraleitfähigkeit », Naturwissenschaften, vol. 21, n^o 44,‎ 1933, p. 787 (DOI 10.1007/BF01504252, Bibcode 1933NW.....21..787M, S2CID 37842752)
↑ ^{a et b} James F. Annett, Superconductivity, Superfluids and Condensates, Oxford, 2004 (ISBN 0-19-850756-9, lire en ligne), 58
↑ John David Jackson, Classical Electrodynamics, John Wiley & Sons, 1999 (ISBN 0-19-850756-9, lire en ligne), 604
↑ London, « On the Problem of the Molecular Theory of Superconductivity », Physical Review, vol. 74, n^o 5,‎ 1^er septembre 1948, p. 562–573 (DOI 10.1103/PhysRev.74.562, Bibcode 1948PhRv...74..562L, lire en ligne)
↑ Michael Tinkham, Introduction to Superconductivity, McGraw-Hill, 1996 (ISBN 0-07-064878-6, lire en ligne), 6
↑ Bardeen, « Choice of Gauge in London's Approach to the Theory of Superconductivity », Physical Review, vol. 81, n^o 3,‎ 1^er février 1951, p. 469–470 (DOI 10.1103/PhysRev.81.469.2, Bibcode 1951PhRv...81..469B, lire en ligne)
↑ (The displacement is ignored because it is assumed that electric field only varies slowly with respect to time, and the term is already suppressed by a factor of c.)
↑ Michael Tinkham, Introduction to Superconductivity, McGraw-Hill, 1996 (ISBN 0-07-064878-6, lire en ligne), 5
↑ John David Jackson, Classical Electrodynamics, John Wiley & Sons, 1999, 603–604 (ISBN 0-19-850756-9, lire en ligne)
↑ Michael Tinkham, Introduction to Superconductivity, McGraw-Hill, 1996, 5–6 (ISBN 0-07-064878-6, lire en ligne)
↑ L. D. Landau and E. M. Lifshitz, Quantum Mechanics- Non-relativistic Theory, Butterworth-Heinemann, 1977, 455–458 p. (ISBN 0-7506-3539-8)
↑ Tinkham p.5: "This theorem is apparently unpublished, though famous."

[[Catégorie:Supraconductivité]] [[Catégorie:Mécanique quantique]] [[Catégorie:Électromagnétisme]]

[1] London et London, « The Electromagnetic Equations of the Supraconductor », Proceedings of the Royal Society A: Mathematical, Physical and Engineering Sciences, vol. 149, n^o 866,‎ 1935, p. 71 (DOI 10.1098/rspa.1935.0048, Bibcode 1935RSPSA.149...71L)

[2] Michael Tinkham, Introduction to Superconductivity, McGraw-Hill, 1996 (ISBN 0-07-064878-6)

[3] Neil Ashcroft et David Mermin, Solid State Physics, Saunders College, 1976 (ISBN 0-03-083993-9, lire en ligne), 738

[Kittel-4] {a et b} Charles Kittel, Introduction to Solid State Physics, Wiley, 2005 (ISBN 0-471-41526-X)

[5] Meissner et R. Ochsenfeld, « Ein neuer Effekt bei Eintritt der Supraleitfähigkeit », Naturwissenschaften, vol. 21, n^o 44,‎ 1933, p. 787 (DOI 10.1007/BF01504252, Bibcode 1933NW.....21..787M, S2CID 37842752)

[James_F._Annett_2004_58-6] {a et b} James F. Annett, Superconductivity, Superfluids and Condensates, Oxford, 2004 (ISBN 0-19-850756-9, lire en ligne), 58

[7] John David Jackson, Classical Electrodynamics, John Wiley & Sons, 1999 (ISBN 0-19-850756-9, lire en ligne), 604

[London_1948-8] London, « On the Problem of the Molecular Theory of Superconductivity », Physical Review, vol. 74, n^o 5,‎ 1^er septembre 1948, p. 562–573 (DOI 10.1103/PhysRev.74.562, Bibcode 1948PhRv...74..562L, lire en ligne)

[9] Michael Tinkham, Introduction to Superconductivity, McGraw-Hill, 1996 (ISBN 0-07-064878-6, lire en ligne), 6

[Bardeen_1951-10] Bardeen, « Choice of Gauge in London's Approach to the Theory of Superconductivity », Physical Review, vol. 81, n^o 3,‎ 1^er février 1951, p. 469–470 (DOI 10.1103/PhysRev.81.469.2, Bibcode 1951PhRv...81..469B, lire en ligne)

[11] (The displacement is ignored because it is assumed that electric field only varies slowly with respect to time, and the term is already suppressed by a factor of c.)

[Michael_Tinkham_1996_5-12] Michael Tinkham, Introduction to Superconductivity, McGraw-Hill, 1996 (ISBN 0-07-064878-6, lire en ligne), 5

[13] John David Jackson, Classical Electrodynamics, John Wiley & Sons, 1999, 603–604 (ISBN 0-19-850756-9, lire en ligne)

[Tinkham-14] Michael Tinkham, Introduction to Superconductivity, McGraw-Hill, 1996, 5–6 (ISBN 0-07-064878-6, lire en ligne)

[15] L. D. Landau and E. M. Lifshitz, Quantum Mechanics- Non-relativistic Theory, Butterworth-Heinemann, 1977, 455–458 p. (ISBN 0-7506-3539-8)

[16] Tinkham p.5: "This theorem is apparently unpublished, though famous."

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-{{ébauche|physique}}
-[[Fichier:EfektMeisnera.svg|droite|vignette|400x400px| Lorsqu'un matériau descend en dessous de sa température critique supraconductrice, les champs magnétiques à l'intérieur du matériau sont expulsés via l'[[effet Meissner]]. Les équations de London donnent une explication quantitative de cet effet.]]
+[[Fichier:EfektMeisnera.svg|droite|vignette|306x306px| Un matériau supraconducteur dont la température est inférieure à sa température critique expulse le champ magnétique via l'[[effet Meissner]]. Les équations de Maxwell-London donnent une explication quantitative de cet effet.]]
-En [[physique]], les '''équations de London''', développées par les frères Fritz et Heinz London en 1935, sont les relations constitutives d'un supraconducteur reliant son courant supraconducteur aux champes électromagnétiques à l'intérieur de lui et autour de lui. Si la [[loi d'Ohm]] est la relation constitutive a plus simple pour un conducteur ordinaire, les équations de London sont la description la plus simple des phénomènes supraconducteurs, et forment la base de tout texte d'introduction sur le sujet. Elles permettent notamment d'expliquer l'[[effet Meissner]], qui voit un matériau repousser exponentiellement tout champ magnétique alors qu'il passe le seuil supraconducteur.
+En physique, les '''équations de Maxwell-London,''' démontrées par les frères [[Fritz London|Fritz]] et [[Heinz London]] en 1935,<ref>{{Article|auteur1=London|prénom1=F.|auteur2=London|prénom2=H.|titre=The Electromagnetic Equations of the Supraconductor|périodique=Proceedings of the Royal Society A: Mathematical, Physical and Engineering Sciences|volume=149|numéro=866|année=1935|doi=10.1098/rspa.1935.0048|bibcode=1935RSPSA.149...71L|pages=71}}
+</ref> sont des [[Loi de comportement|relations constitutives]] pour un [[Supraconductivité|supraconducteur]] reliant son courant supraconducteur au [[champ électromagnétique]]. Tout comme [[Loi d'Ohm|la loi d'Ohm]] est la relation constitutive la plus simple pour un [[Conducteur (électricité)|conducteur]] ordinaire, les équations de Maxwell-London sont la description quantitative la plus simple des phénomènes supraconducteurs et sont à l'origine de la majorité des textes modernes sur le sujet. <ref>
+{{Ouvrage|nom1=Michael Tinkham|titre=Introduction to Superconductivity|éditeur=McGraw-Hill|année=1996|isbn=0-07-064878-6}}</ref> <ref>{{Ouvrage|nom1=Neil Ashcroft|lien auteur1=Neil Ashcroft|nom2=David Mermin|titre=Solid State Physics|passage=[https://archive.org/details/solidstatephysic00ashc/page/738 738]|éditeur=Saunders College|année=1976|isbn=0-03-083993-9|lire en ligne=https://archive.org/details/solidstatephysic00ashc/page/738|accès url=registration}}</ref> <ref name="Kittel">{{Ouvrage|nom1=Charles Kittel|titre=[[Introduction to Solid State Physics]]|éditeur=Wiley|année=2005|isbn=0-471-41526-X}}</ref> Un triomphe majeur de ces équations est l'explication de l'[[effet Meissner]],<ref>{{Article|auteur1=Meissner|prénom1=W.|auteur2=R. Ochsenfeld|titre=Ein neuer Effekt bei Eintritt der Supraleitfähigkeit|périodique=Naturwissenschaften|volume=21|numéro=44|année=1933|doi=10.1007/BF01504252|bibcode=1933NW.....21..787M|pages=787|s2cid=37842752}}
+</ref> par l'intermédiaire duquel un matériau supraconducteur expulse le champs magnétique.
-== Références ==
+== Description ==
+Dans leur expression en termes des champs <math>\vec E</math> et <math>\vec B</math>, les équations de Maxwell-London s'écrivent
-{{Traduction/Référence|en|London_equations|1151487585}}
+<center>{{Bloc emphase|bord=1px solid black;|<math>\frac{\partial \vec j_\mathrm{s}}{\partial t} = \frac{n_{\rm s} e^2}{m}\vec E\, , \qquad \vec\operatorname{rot}\vec j_\mathrm{s} =-\frac{n_{\rm s} e^2}{m }\vec B, </math>}}</center>
+où <math>\vec j_\mathrm{s}</math> est la [[densité de courant]] supraconducteur, <math>\vec E</math> et <math>\vec B</math>  respectivement les champs électriques et magnétiques à l'intérieur du supraconducteur, <math>e\,</math> la [[charge élémentaire]], <math>m\,</math> la masse de l'[[électron]], et <math>n_{\rm s}\,</math> une constante phénoménologique associée à une [[Densité numérique|densité]] de porteurs supraconducteurs.<ref name="James F. Annett 2004 58">{{Ouvrage|nom1=James F. Annett|titre=Superconductivity, Superfluids and Condensates|passage=[https://archive.org/details/superconductivit00anne_663/page/n60 58]|éditeur=Oxford|année=2004|isbn=0-19-850756-9|lire en ligne=https://archive.org/details/superconductivit00anne_663|accès url=limited}}</ref>
-{{Portail|physique}}
+Ces équations peuvent être combinées en une seule équation de Maxwell-London <ref name="James F. Annett 2004 58">{{Ouvrage|nom1=James F. Annett|titre=Superconductivity, Superfluids and Condensates|passage=[https://archive.org/details/superconductivit00anne_663/page/n60 58]|éditeur=Oxford|année=2004|isbn=0-19-850756-9|lire en ligne=https://archive.org/details/superconductivit00anne_663|accès url=limited}}</ref> <ref>{{Ouvrage|nom1=John David Jackson|titre=Classical Electrodynamics|passage=[https://archive.org/details/classicalelectro00jack_697/page/n627 604]|éditeur=John Wiley & Sons|année=1999|isbn=0-19-850756-9|lire en ligne=https://archive.org/details/classicalelectro00jack_697|accès url=limited}}</ref> en termes d'un [[Potentiel vecteur du champ magnétique|potentiel vecteur]] <math>\vec A_{\rm s}</math> déduit de la [[condition de jauge]] de London <ref name="London 1948">{{Article|auteur1=London|prénom1=F.|titre=On the Problem of the Molecular Theory of Superconductivity|périodique=Physical Review|volume=74|numéro=5|date=September 1, 1948|doi=10.1103/PhysRev.74.562|bibcode=1948PhRv...74..562L|lire en ligne=https://journals.aps.org/pr/abstract/10.1103/PhysRev.74.562|pages=562–573}}</ref>
-[[Catégorie:Équation]]
+<center>{{Bloc emphase|bord=1px solid black;|<math>\vec j_\mathrm{s} =-\frac{n_{\rm s}e^2}{m}\vec A_{\rm s}. </math>}}</center>
+La condition de jauge de London est un ensemble de conditions sur le potentiel vecteur garantissant qu'il peut être interprété comme une densité de courant : <ref>
+{{Ouvrage|nom1=Michael Tinkham|titre=Introduction to Superconductivity|passage=[https://archive.org/details/introductiontosu00tink_948/page/n23 6]|éditeur=McGraw-Hill|année=1996|isbn=0-07-064878-6|lire en ligne=https://archive.org/details/introductiontosu00tink_948|accès url=limited}}</ref>
+* <math> \operatorname{div} \vec A_{\rm s} = 0,</math>
+* <math>\vec A_{\rm s} = 0 </math> dans le matériau supraconducteur,
+* <math>\vec A_{\rm s} \cdot \hat{n} = 0,</math> où <math>\hat{n}</math> est le [[Normale (géométrie)|vecteur normal]] à la surface du supraconducteur.
+La première condition, également connue sous le nom de condition de jauge de Coulomb, conduit à une densité d'électrons supraconducteurs constante <math>\dot \rho_{\rm s} = 0</math> comme prévu par l'équation de continuité. La deuxième condition exprime le fait que le supercourant circule près de la surface. La troisième condition garantit l'absence d'accumulation d'électrons supraconducteurs sur la surface. Cette jauge détermine de manière unique le potentiel vecteur <math>\vec A_{\rm s} </math>. On peut aussi écrire l'équation de Londres en termes d'un potentiel vecteur arbitraire <ref name="Bardeen 1951">{{Article|auteur1=Bardeen|prénom1=J.|titre=Choice of Gauge in London's Approach to the Theory of Superconductivity|périodique=Physical Review|volume=81|numéro=3|date=February 1, 1951|doi=10.1103/PhysRev.81.469.2|bibcode=1951PhRv...81..469B|lire en ligne=https://link.aps.org/doi/10.1103/PhysRev.81.469.2|pages=469–470}}</ref> <math>\vec A</math> et en posant <math>\vec A_{\rm s} = (\vec A + \vec \operatorname{grad} \, \phi)</math>, où <math>\phi</math> est une fonction scalaire et <math>\nabla \phi</math> est le changement de jauge permettant de se placer dans la jauge de London. L'expression du potentiel vecteur est valable pour des champs magnétiques lentement variables dans l'espace.<ref name="Kittel">{{Ouvrage|nom1=Charles Kittel|titre=[[Introduction to Solid State Physics]]|éditeur=Wiley|année=2005|isbn=0-471-41526-X}}</ref>
+== Longueur de pénétration de London ==
+En appliquant l'équation de [[Équations de Maxwell|Maxwell-Ampère]], <math>\vec \operatorname{rot}\vec B = \mu_0 \vec j</math>, à la seconde équation de Maxwell-London, on obtient l'[[équation de Helmholtz]] pour le champ magnétique<ref>(The displacement is ignored because it is assumed that electric field only varies slowly with respect to time, and the term is already suppressed by a factor of ''c''.)</ref>
+:<math>\nabla^2 \vec B = \frac{1}{\lambda_{\rm s}^2}\vec B </math>
+où l'inverse de la valeur propre [[Opérateur laplacien|laplacienne]] <math>\lambda_{\rm s} \equiv \sqrt{\frac{m}{\mu_0 n_{\rm s} e^2}}</math> est l'échelle de longueur caractéristique sur laquelle les champs magnétiques externes sont supprimés de manière exponentielle. C'est cette longueur qu'on appelle longueur de pénétration de London. Elle varie typiquement entre 50 et 500 [[Nanomètre|nm]] .
+Considérons par exemple un supraconducteur plongé dans un champ magnétique uniforme orienté parallèlement au plan frontière supraconducteur dans la direction <math>Oz</math> . Si <math>Ox</math> est l'axe orthogonal à la frontière, alors on montre que le champ magnétique à l'intérieur du matériau supraconducteur vaut
+:<math>B_z(x) = B_0 \mathrm{e}^{-x / \lambda_{\rm s}}. \,</math>
+Cette équation permet d'interpréter physiquement la longueur de pénétration de London <math>\lambda_\mathrm{s}</math>comme la longueur caractéristique de décroissance du champ magnétique à l'intérieur du matériau.
+== Justification des équations de Maxwell-London ==
+=== Arguments originels ===
+Il est important de noter que les équations de Maxwell-London ne peuvent pas être prouvées formellement.<ref name="Michael Tinkham 1996 5">{{Ouvrage|nom1=Michael Tinkham|titre=Introduction to Superconductivity|passage=[https://archive.org/details/introductiontosu00tink_948/page/n22 5]|éditeur=McGraw-Hill|année=1996|isbn=0-07-064878-6|lire en ligne=https://archive.org/details/introductiontosu00tink_948|accès url=limited}}</ref> Les frères London ont toutefois suivi une logique intuitive dans la formulation de leur théorie.
+Il existe une très large gamme de matériaux de compositions différentes suivant en premier approximation la [[loi d'Ohm]], qui stipule que le courant les traversant est égal au champ électrique multiplié par la conductivité du matériau. L'utilisation d'une loi linéaire comme celle-ci est à proscrire pour un matériau supraconducteur qui possède par définition une résistance nulle ou une conductivité infinie. Pour palier à ce problème les frère London ont supposé que les électrons dans un supraconducteur étaient libres et sous l'influence d'un champ électromagnétique externe uniforme. En appliquant le [[principe fondamental de la dynamique]] aux électrons soumis à la [[Force électromagnétique|force de Lorentz]], on obtient
+:<math>\vec F=m \dot{\vec v}=-e(\vec E + \vec v \times \vec B).</math>
+On s'attend donc à ce que les électrons soient uniformément accélérés. En l'absence de champ magnétique et avec la définition de la [[densité de courant]] supraconducteur <math>\vec j_\mathrm{s} = -n_\mathrm{s}e\vec v_\mathrm{s}</math>, on obtient
+:<math>\frac{\partial \vec j_\mathrm{s}}{\partial t} = -n_\mathrm{s} e \frac{\partial \vec v}{\partial t } =\frac{n_\mathrm{s} e^2}{m}\vec E \, . </math>
+C'est la première équation de Maxwell-London. Pour obtenir la deuxième équation, on prend le rotationnel de la première puis auquel on applique l'[[Équations de Maxwell|équation de Maxwell-Faraday]], <math>\vec \operatorname{rot} \vec E = -\frac{\partial \vec B}{\partial t}</math> pour obtenir
+:<math> \frac{\partial}{\partial t}\left( \vec \operatorname{rot}\vec j_\mathrm{s} + \frac{n_\mathrm{s} e^2}{m} \vec B \right) = 0.</math>
+Dans son expression actuelle, cette équation comporte à la fois des solutions constantes et à décroissance exponentielle. Les frères London ont considéré à partir de l'effet Meissner que les solutions constantes non nulles n'étaient pas physiques, et ont donc postulé que l'expression entre parenthèses devait être nulle, soit
+:<math> \vec \operatorname{rot} \vec j_\mathrm{s} + \frac{n_\mathrm{s} e^2}{m} \vec B = 0.</math>
+qui est la deuxième équation de Maxwell-London. On a égalemet <math>\vec j_\mathrm{s} =-\frac{n_{\rm s}e^2}{m}\vec A_\mathrm{s} </math> (à une transformation de jauge près fixée par la condition de jauge de London) puisque le champ magnétique est défini par <math> \vec B=\vec \operatorname{rot} \, \vec A_{\rm s}.</math> De plus, on peut déduire de l'[[équation de Maxwell-Ampère]] que :
+:<math>\vec \operatorname{rot} \, (\vec \operatorname{rot} \,\vec B) =\mu_0 \vec \operatorname{rot} \,  \vec j_{\rm s} =-\frac{\mu_0 n_{\rm s} e^2}{m} \vec B. </math>
+D'autre part, l'[[Équations de Maxwell|équation de Maxwell-Thomson]], <math>\operatorname{div} \vec B = 0 </math>, et l'égalité vectorielle <math>\vec \operatorname{rot} \, (\vec \operatorname{rot} \,\vec B) = \vec\operatorname{grad}(\operatorname{div}\vec B)-\Delta\vec B </math>, nous permettent d'écrire
+:<math>\Delta \vec B = \frac{1}{\lambda_{\rm s}^2}\vec B </math>
+avec la longueur de pénétration de London <math>\lambda_{\rm s}=\sqrt{\frac{m}{\mu_0 n_{\rm s} e^2}}</math> . À une dimension, cette [[équation de Helmholtz]] a pour solution générale
+:<math>B_z(x) = B_0 e^{-x / \lambda_{\rm s}}. \,</math>
+À l'intérieur du supraconducteur <math>(x>0)</math>, le champ magnétique décroît de manière exponentielle, ce qui explique bien l'[[effet Meissner]]. On peut appliquer une nouvelle fois l'équation de Maxwell-Ampère au champ magnétique pour obtenir le supercourant <math>\vec j_{\rm s}</math>. On s'aperçoit qu'il circule essentiellement proche de la surface comme attendu de part son interprétation comme une densité courant.
+Le raisonnement ci-dessus est valable pour les matériaux supraconducteurs mais on peut utiliser le même genre d'arguments pour le conducteur parfait. Cependant, un fait important qui distingue le supraconducteur du conducteur parfait est que ce dernier ne présente pas d'effet Meissner pour <math>T<T_c</math> . Cela tient au fait que  <math> \vec \operatorname{rot} \vec j_\mathrm{s} + \frac{n_\mathrm{s} e^2}{m} \vec B = 0</math> est faux pour un conducteur parfait et il faut conserver la dérivée temporelle. On a donc une équation sur  <math> \partial \vec B/\partial t</math> au lieu de <math> \vec B</math>,
+:<math>\Delta \frac{\partial \vec B}{\partial t} = \frac{1}{\lambda_{\rm s}^2}\frac{\partial \vec B}{\partial t}. </math>
+Pour <math>T<T_c</math>, à une profondeur suffisante dans un conducteur parfait nous avons <math>\partial \vec B/\partial t = 0 </math> plutôt que <math>\vec B=0 </math> comme pour le supraconducteur. Par conséquent, la disparition ou non du flux magnétique à l'intérieur d'un conducteur parfait dépend de la condition initiale (qu'il soit refroidi ou non).
+=== Arguments canoniques pour l'impulsion ===
+Il est également possible de justifier autrement les équations de Maxwell-London. <ref>{{Ouvrage|nom1=John David Jackson|titre=Classical Electrodynamics|éditeur=John Wiley & Sons|année=1999|pages totales=[https://archive.org/details/classicalelectro00jack_449/page/n602 603]–604|isbn=0-19-850756-9|lire en ligne=https://archive.org/details/classicalelectro00jack_449|accès url=limited}}</ref> <ref name="Tinkham">{{Ouvrage|nom1=Michael Tinkham|titre=Introduction to Superconductivity|éditeur=McGraw-Hill|année=1996|pages totales=[https://archive.org/details/introductiontosu00tink_948/page/n22 5]–6|isbn=0-07-064878-6|lire en ligne=https://archive.org/details/introductiontosu00tink_948|accès url=limited}}</ref> La densité de courant est définie par
+:<math>\vec j_\mathrm{s} = -n_\mathrm{s}e\vec v_\mathrm{s}</math>
+On peut utiliser la description quantique de cette équation en remplaçant <math>\vec j_{\rm s} </math> et <math>\vec v_{\rm s} </math> par les valeurs moyennes de leurs opérateurs respectifs. L'opérateur vitesse est défini par
+:<math>\hat \vec v_{\rm s} = \frac{1}{m} \left( \hat \vec p + e \hat \vec A_{\rm s} \right), </math>
+ou <math> \hat \vec p</math> est l'opérateur impulsion et <math> m</math> la masse d'un électron. <ref>{{Ouvrage|nom1=L. D. Landau and E. M. Lifshitz|titre=Quantum Mechanics- Non-relativistic Theory|éditeur=Butterworth-Heinemann|année=1977|pages totales=455–458|isbn=0-7506-3539-8}}</ref> On peut noter qu'on utilise <math>-e</math> comme charge électronique. On peut alors faire ce remplacement dans l'équation du supercourant donnant
+:<math>\hat \vec j_\mathrm{s} =-\frac{n_{\rm s}e}{m}\left(\hat \vec p + e\hat \vec A_{\rm s}\right), </math>
+Cependant, une hypothèse importante de la [[théorie BCS]] est que l'état supraconducteur d'un système est l'état fondamental, et selon un théorème de Bloch <ref>Tinkham p.5: "This theorem is apparently unpublished, though famous."</ref>, dans un tel état, l'impulsion canonique '''p''' est nulle. Au final on a donc
+:<math>\hat \vec j_\mathrm{s} =-\frac{n_{\rm s}e^2}{m}\hat \vec A_{\rm s}\, , </math>
+qui est l'équation de Maxwell-London.
+== Références ==
+<references group="" responsive="1"></references>
+<nowiki>
 [[Catégorie:Supraconductivité]]
+[[Catégorie:Mécanique quantique]]
+[[Catégorie:Électromagnétisme]]</nowiki>