е критичної, ми маємо справу зі звичайним металом, у якого електричний опір відносно слабко залежить від температури, особливо при низьких температурах. При протіканні електричного струму в металі виділяється тепло Джоуля-Ленца і метал нагрівається. Тільки позбувшись нагріву цілком всього металу, можна безпосередньо вивчати нерівноважні явища в електронному газі металу. Виявляється, для цього достатньо приготувати метал у вигляді дуже тонкої плівки на діелектричній підкладці і сформувати з неї вузьку і коротку смужку.
Це легко зрозуміти, якщо врахувати, що тепло виділяється в обсязі металу, а йде через його поверхню. Для тонкої плівки із зменшенням її товщини поверхню зіткнення з підкладкою не змінюється, а обсяг пропорційно зменшується, так що тепловідвід від одиниці об'єму металу зростає. Однак теплопровідність підкладки конечна, що призводить до її нагрівання під плівкою і, у свою чергу, до нагрівання плівки. Якщо ж ми зробимо малими розміри в плані, ми, звичайно ж, не змінимо відношення обсягу до поверхні, але существенно зменшимо повна кількість тепла, що виділяється, дозволивши йому розтікатися по підкладці на всі боки. Практично наведені вище якісні міркування приводять до шуканого результату для ультратонких плівок (товщиною ~ 10 нм), що мають розміри в плані ~ 1 мкм.
Цікаві фізичні явища, важливі також для практичних застосувань, виникають не стільки при протіканні струму, скільки при взаємодії з електромагнітним полем. Коли електрон в тонкій металевій плівці поглинає квант енергії електромагнітного поля (фотон), недостатній за величиною для зовнішнього фотоефекту, електрон набуває надлишкову енергію, залишаючись в металі. Таких електронів може бути багато, проте спеціальної фізичної проблемою є можливість приписати цьому колективу певне значення температури, тобто розглядати їх як гарячі електрони. Ця проблема вирішується в якійсь мірі аналогічно має місце в ідеальному газі. Хоча ідеальний газ - найпростіша модель звичайного реального газу, навіть у ній важливу роль відіграють співудару між атомами і молекулами. Саме вони забезпечують встановлення рівноважного розподілу молекул по енергії і дають тим самим можливість характеризувати газ певним значенням температури. У дуже тонких металевих плівках при низьких температурах межелектронного зіткнення виявляються досить частими, щоб можна було описувати їх колектив за допомогою електронної температури. Однак ситуація тут набагато складніша, ніж в ідеальному газі. Для електрона в кристалі є й інша можливість втратити енергію - порушити теплові коливання атомів або молекул, які поширюються у вигляді пружних хвиль в решітці іонів. Мовою частинок такі хвилі називаються фононами. У чистих і досконалих металевих кристалах зазвичай електрон, що володіє надлишковою енергією, швидше випускає фонони і втрачає енергію, ніж передає її іншим електронам. Але дуже тонкі металеві плівки, як правило, недосконалі, і це змінює ситуацію. У них багато кристалічних дефектів і домішок, які розсіюють електрони. Навіть те, що електронний газ укладений між двома поверхнями самої плівки, розташованими на малій відстані один від одного, також призводить до обмеження вільного руху електронів. При розсіянні на домішках, дефектах кристалічної решітки і поверхнях плівки два вільні електрона, опинившись один раз поблизу один одного, набагато довше залишаються поруч, ніж у скоєному масивному металі. Виявляється, що межелектронного зіткнення при цьому відбуваються набагато частіше. Ми не будемо заглиблюватися далі в цей складний квантовомеханічної явище. Підкреслимо лише ще раз, що воно забезпечує перерозподіл надлишкової енергії серед електронів швидше, ніж випускання ними фононів.
При цьому енергія не втрачається, вона залишається в електронній підсистемі, перемішується в ній, і лише після цього відбувається випущення фононів. Цей останній процес тим не менш достатньо швидкий: характерний час остигання електронної підсистеми, испускающей фонони, близько до часу електрон-фононної взаємодії і залежить від виду металу і температури. Для трьох надпровідників, які ми тут будемо розглядати в якості конкретних прикладів, при температурі, близькій до критичної, воно складає по порядку величини: для тонких плівок Nb ~ 10- 9 c, для NbN ~ 10- 11 c, а для високотемпературного надпровідника YBaCuO ~ 10- 12 c. Все ж час межелектронного взаємодії, як вже було сказано, ще менше або того ж порядку величини. Істотним наслідком є ??те, що енергія навіть великого за величиною кванта (для світла з малою довжиною хвилі) не губиться навіть частково, встигаючи перерозподілитися серед електронів при їх зіткненні один з одним. У цьому випадку величина температури електронів залежить лише від потужності випромінювання і не залежить від частоти.
Однак питання про залежність надлишкової електронної температури від частоти електромагнітного випромінювання вимагає ще одного роз'ясне...
