Диссертация (Теоретический анализ транспорта зарядов и тепла в контактах с высокотемпературными железосодержащими сверхпроводниками), страница 4

Демонстрируется наличие характерной ассиметрии вольт-амперных характеристик по напряжению, а также наличие на них особенностей при двух характерных значениях напряжения, что является следствием различия эффективных массэлектронов в зонах двухзонного металла и следующей из этого асимметрии спектравозбуждения относительно нулевого значения энергии.Таким образом, в главе 3 продемонстрировано, что различие эффективных массэлектронов в зонах двухзонного металла и двухзонного сверхпроводника с межзоннымтипом спаривания приводит к асимметрии по напряжению вольт-амперных характеристик S-N переходов и к появлению особенностей при двух характерных значенияхнапряжения, несмотря на наличие единого параметра порядка межзонного спаривания.В главе 4 теоретически рассматривается электронный транспорт тепла черезграницу ферропниктида, описываемого "минимальной моделью” межзонного спаривания, соответствующей только межзонному спариванию между двумя зонами ферропниктида, с ферромагнетиком.

С этой целью исследуется процесс теплового транспорта в структуре, которая представляет собой конструкцию, состоящую из массивногосверхпроводящего (S) электрода, граничащего с ферромагнитной (F ′ ) нитью, поперечные размеры которой существенно меньше длины когерентности сверхпроводника.Ферромагнитная нить, в свою очередь, граничит с массивным ферромагнитным (F )электродом.

Оба ферромагнетика являются монодоменными материалами с векторами намагниченности, лежащими в одной плоскости, но могут составлять между собойпроизвольный угол разориентации θ, изменением которого можно управлять тепловымпотоком.В разделе 4.1 путем диагонализации гамильтониана рассматриваемой системы получена система уравнений Боголюбова-де-Жена. На основе данных уравненийзаписаны волновые функции в двухзонном сверхпроводнике с межзонным типом спаривания и в областях двух доменов ферромагнетика с различными направленияминамагниченности. Сшивкой волновых функций на границах получены вероятности16процессов нормального отражения, андреевского отражения и прохождения в две зоны сверхпроводника.В разделе 4.2, используя результаты раздела 4.1 и выражение для потока тепладля одной поперечной моды F − F ′ − S микросужения, рассчитаны зависимости теплового потока через F − F ′ − S структуру со сверхпроводником S с межзонным типомспаривания и со сверхпроводником S БКШ типа от напряжения U на переходе, дляразличных значений угла разориентации θ.

Продемонстрировано, что увеличение угларазориентации θ от 0 до π приводит к существенному уменьшению величины тепловогопотока, не доводя его однако до нулевого значения при θ = π в случае сверхпроводника S, описываемого межзонным спариванием. Однако, в F − F ′ − S структуре сосверхпроводником БКШ типа увеличение угла разориентации θ до значения θ = πприводит к полному подавлению теплового потока охлаждения.Также рассчитаны максимальные по напряжению тепловые потоки J рассматриваемой F −F ′ −S структуры со сверхпроводником S с межзонным типом спариванияи со сверхпроводником S БКШ типа как функция прозрачности F ′ − S слоя D дляразличных значений угла разориентации θ = 0, π/2, 3π/4. Показано, что изменениетипа спаривания в сверхпроводнике F − F ′ − S структуры не меняет качественнымобразом вид зависимости J(D) при различных значениях угла разориентации θ.

Приэтом получено, что величина максимального значения теплового потока в F − F ′ − Sструктуре со сверхпроводником S с межзонным типом спаривания примерно в 40 разбольше соответствующего максимального теплового потока, достигаемого в S − I − N(сверхпроводник - изолятор - нормальный металл) структуре.В главе 4 сделан вывод о том, что в рассматриваемой F − F ′ − S структуревозможно эффективное управление величиной теплового потока охлаждения путемизменения угла разориентации направлений намагниченности θ в доменах ферромагнетика.В главе 5 теоретически исследуется транспорт тока и тепла через границу двухзонного сверхпроводника и нормального металла в терминах матрицы рассеяния.

Дляэтой цели рассматривается микросужение между нормальным металлом и двухзонным сверхпроводником с характерным размером d много меньшим длины когерентности сверхпроводника ξ и упругой l и неупругой lin характерных длин свободногопробега.В разделе 5.1 развит подход к описанию исследуемого S-N контакта в терминах17матрицы рассеяния на границе. Записаны волновые функции в нормальном металbле и сверхпроводнике в рамках двухзонной модели. Введена матрица рассеяния S,необходимая для сшивки данных волновых функций на границе, в рамках двухзонноймодели как для сверхпроводника, так и для нормального металла:b e = Sb × Ψbe ,Ψoutin(0.3)]TL,eR,eL,eR,eψ1,in, ψ1,in, ψ2,in, ψ2,inсоставлен из падающих на рассеиватель[]TL,eR,eL,eR,eb e = ψ1,outэлектронных волн, а столбец Ψ,ψ,ψ,ψсоставлен из отражен1,out2,out2,outoutbe =где столбец Ψin[ных от микросужения электронных волн. Дырочные состояния в нормальном микросужении связаны подобным соотношением, но с матрицей Sbh = Sb∗ .

Матрица рассеянияSb зависит всего от двух параметров, определяющих рассеяние в микросужении, - отэффективной высоты барьера внутризонного транспорта Z и эффективной амплитудымежзонного хоппинга α. Для вычисления транспорта тока и тепла в такой структурев рамках данного подхода обобщены на двухзонный случай выражения для электрического тока I и потока тепла J для одной поперечной моды микросужения.В разделе 5.2 численно рассчитаны зависимости теплового потока J от прозрачности при оптимальном напряжении на переходе для различных значений параметрамежзонного хоппинга α в s± и s++ моделях.

Показано, что в области малых прозрачностей (туннельный режим) эти зависимости близки друг к другу, однако с ростомпрозрачности расчеты для s± модели дают существенно большие величины теплового потока, чем для s++ модели. Установлено, что с ростом параметра межзонногохоппинга α максимальный тепловой поток растет в s± модели, а в s++ модели убывает.Дана оценка возможности применения новых двухзонных сверхпроводников в болометрических устройствах. С этой целью исследовалась зависимость теплопроводностиκ = J/δT их чистой границы с нормальным металлом от температуры T , где δT - малаяразность температур нормального металла и сверхпроводника.

Продемонстрированосущественное отличие двухзонных сверхпроводников с изотропным параметром порядка, в которых теплопроводность κ имеет близкую к экспоненциальной зависимость от∆1 /kB T , от высокотемпературных купратов, в которых активационная зависимостьот ∆/kB T отсутствовала. В главе 5 сделан вывод о том, что возможная необычнаяs± симметрия параметров порядков ферропниктидов и их двухзонная структура непрепятствуют их болометрическим и микрорефрижераторным применениям.В заключении сформулированы основные результаты работы и положения,18выносимые на защиту.19Глава 1Микроскопическая теория зарядовоготранспорта в структурах с многозоннымисверхпроводниками с необычными видамиспариванияВ данной главе получены граничные условия для контакта нормального металла с многозонными сверхпроводниками с необычными видами спаривания в рамках приближения сильной связи вне приближения эффективной массы, позволяющиеучесть как сложный непараболический и анизотропный спектр нормальных возбуждений в сверхпроводнике и их многозонный характер, так и необычные виды симметрий сверхпроводящего параметра порядка.

Полученные граничные условия применены для расчета проводимостей контактов нормального металла с высокотемпературным сверхпроводящим пниктидом для различных углов ориентации границы поотношению к кристаллографическим осям пниктида.В разделе 1.1 демонстрируется процедура получения уравнений Боголюбоваде-Жена и вывода граничных условий в приближении сильной связи для одномерной модели контакта нормального металла и однозонного сверхпроводника.

Показано,что проводимость контакта нормальный металл - сверхпроводник, полученная в рамках предложенного метода, совпадает с проводимостью такого контакта, описываемого широко известной моделью Блондера - Клапвийка - Тинкхама, но с обобщеннымопределением проводимости данного контакта в нормальном состоянии в приближении сильной связи.

Также показано, что проводимость контакта нормального металлаи однозонного сверхпроводника с d-типом сверхпроводящего спаривания, рассчитанная в рамках предложенной модели, совпадает с ранее полученным результатом, но собобщенным определением проводимости такого контакта в нормальном состоянии.В разделе 1.2, используя уравнения Боголюбова-де-Жена и граничные условиядля контакта нормального металла с многозонным сверхпроводником, полученные врамках предложенной модели, вычисляется проводимость такого контакта для наиболее популярных моделей сверхпроводящего спаривания в пниктиде для нулевого20угла ориентации границы по отношению к кристаллографическим осям пниктида.

Демонстрируется возможность определения вида симметрии параметра порядка путеманализа полученных проводимостей.В разделе 1.3, используя уравнения Боголюбова-де-Жена и граничные условиядля контакта нормального металла с многозонным сверхпроводником, полученные врамках предложенной модели, вычисляется проводимость такого контакта для наиболее популярных моделей сверхпроводящего спаривания в пниктиде для ненулевогоугла ориентации границы по отношению к кристаллографическим осям пниктида. Демонстрируется качественная схожесть проводимостей данного контакта для различных моделей сверхпроводящего спаривания.В разделе 1.4 для различных размеров поверхности Ферми в нормальном металле рассчитаны усредненные по волновому вектору, параллельному границе, проводимости N − Sp контакта для нулевого угла ориентации кристаллографических осейпниктида по отношению к границе.

Показано, что использование нормального металла с большим размером поверхности Ферми позволяет отличить на эксперименте двенаиболее популярные модели сверхпроводящего спаривания - s± и s++ .1.1Одномерная модель контакта нормального металла с однозонным сверхпроводникомВ данном разделе рассматривается одномерная модель контакта нормальныйметалл/сверхпроводник s-типа с синглетным спариванием (N/S). Используется модельный гамильтониан H в приближении сильной связи одномерной цепочки атомов,образование куперовских пар происходит на одном узле:H = HN + HS + HI ,[(])∑†′†HN =t aσ,n−1 aσ,n + h.c. − µN aσ,n aσ,n ,(1.1)(1.2)n≤0,σHS =∑ [ (])t a†σ,n aσ,n+1 + h.c.