Диссертация (Теоретический анализ транспорта зарядов и тепла в контактах с высокотемпературными железосодержащими сверхпроводниками), страница 9

Причиной данного эффекта является деструктивная интерференциямежду положительным и отрицательным потенциалами спаривания [23, 26].Во-вторых, рассмотрим случай µn = 0.6, когда размер поверхности Ферми значительно меньше, чем в предыдущем случае. Поверхность Ферми нормального металла больше, чем поверхность Ферми в пниктиде вокруг точек (kx , ky ) = (0, 0) и(π, 0), однако она не перекрывается с поверхностью Ферми пниктида вокруг точек(kx , ky ) = (0, π) и (π, π) для фиксированного ky , как показано на рис. 1.13(A). В этом46случае вклад в проводимость от поверхности Ферми в FeBS вокруг (kx , ky ) = (0, π) и(π, π) полностью отсутствует. Таким образом, накоторые пиковые особенности в зависимости проводимости от напряжения исчезают по сравнению со случаем µn = 0.2.Рассмотрим сначала проводимости в случае низкой прозрачности границы, которыеизображены сплошными линиями на рис.

1.13(B) и (C). Для s++ модели сверхпроводящего спаривани когерентные пики около |eV /∆max | ∼ 0.2, наблюдавшиеся в случаеµn = 0.2, исчезли, так как соответствующие этим пикам сверхпроводящие щели принадлежали поверхности Ферми около точки (π, π) в зоне Бриллюэна. Для s± моделисверхпроводящего спаривания два внутренних пика около |eV /∆max | ∼ 0.2 для µn = 0.2(сплошная линия на рис.

1.11(C)) в данном случае отсутствуют (рис. 1.13(C)), так какданные подщелевые особенности были обусловлены сменой знака потенциала спаривания между листами поверхности Ферми около (kx , ky ) = (0, π) и (π, π). В данном случаеэто связанное андреевское состояние для больших значений ky не оказывает никакоговлияния на проводимость, так как объем поверхности Ферми в нормальном металлеслишком мал для осуществления вклада в зарядовый транспорт от этих листов поверхности Ферми в пниктиде. Внутренние пики около |eV /∆max | ∼ 0.3 по-прежнемувидны, так как их происхождение обусловлено сменой знака потенциала спариванияна листах поверхности Ферми около (kx , ky ) = (0, 0) and (π, 0).

В случае высокой прозрачности границы поведение проводимостей такое же, как и в случае µn = 0.2, какдля s++ , так и для s± моделей спаривания, соответственно.В-третьих, рассмотрим случай µn = 1.0, когда размер поверхности Ферми внормальном металле меньше размера соответствующих пакетов в пниктиде около(kx , ky ) = (0, 0) и (π, 0). Поведение проводимости в этом случае для s++ модели сверхпроводящего спаривания подобно ее поведению в случае µn = 0.6 как для переходовнизкой, так и высокой прозрачности. Также необходимо отметить, что величина dI/dVоколо eV = 0 для случая границы высокой прозрачности довольно мала по сравнению с предыдущими случаями.

Это объясняется несовпадением поверхностей Ферминормального металла и пниктида и, следовательно, существенной разницей волновыхвекторов в них. В случае s± модели спаривания для режима низкой прозрачностиподщелевые пики, которые видны в случае µn = 0.2 и 0.6 (|eV /∆max | ≃ 0.2 и 0.3) отсутствуют и только когерентные пики, соответствующие сверхпроводящим щелям вбалке пниктида, остаются, как показано сплошной линией на рис. 1.14(C). При ky = 0,андреевское связанное состояние сливается с уровнями континуума и, следователь-47но,подщелевой пик не появляется.

Если рассматривать ненулевые, но малые значенияky , можно заметить, что андреевское связанное состояние находится рядом с уровнями континуума, как показано на рис. 1.12. Однако высота подщелевых пиков назависимости проводимости от напряжения, появляющихся вследствие наличия такогоандреевского связанного уровня, мала по сравнению с высотой этих пиков при больших значениях квазиимпульса ky , параллельного границе, так как орбитальное смешивание из-за наличия члена гибридизации t4 sin ky мало. Следовательно, подщелевойпик фактически не появляется на зависимости проводимости от напряжения послеинтегрирования по всем значениям ky в пределах зоны Бриллюэна. В результате, дляµn = 1.0 мы видим лишь двухщелевое поведение проводимости, как и для случая s++модели сверхпроводящего спаривания.Таким образом, рассчитаны усредненные значения проводимостей N/FeBS переходов для s++ и s± моделей сверхпроводящего спаривания в пниктиде для различных значений химического потенциала в нормальном металле.

Качественное отличиемежду проводимостями для s++ и s± моделей спаривания явно заметно для большогоразмера поверхности Ферми в нормальном металле. Для переходов с низкой прозрачностью подщелевые пики, соответствующие переходам с малой прозрачностью, появляются только в случае s± модели. Для переходов с высокой прозрачностью деструктивная интерференция вследствие смены знака потенциала спаривания проявляетсядля eV ≃ 0 также только в случае s± симметрии сверхпроводящего параметра порядка. Следоватльно, для того, чтобы различить качественно эти две модели сверхпроводящего спаривания методами туннельной спектроскопии, необходимо использоватьнормальный металл с большим размером поверхности Ферми.1.5Выводы главы 1В данной главе, получив уравнения Боголюбова-де-Жена и граничные условиядля контакта нормального металла с многозонными сверхпроводниками с необычными видами спаривания для различных углов ориентации границы по отношению ккристаллогрфическим осям сверхпроводника, продемонстрировано, что возможно отличить две наиболее популярные s± и s++ модели сверхпроводящего спраивания всверхпроводящем пниктиде путем анализа как усредненных проводимостей N − Spконтакта, так и проводимостей для выделенного направления транспорта для нулево-48го угла ориентации кристаллографических осей пниктида по отношению к границе.49Рис.

1.11. (A) Поверхности Ферми в нормальном металле с µn = 0.2 (левый рисунок)и FeBS (правый рисунок). Проводимость в случае s++ модели (B) и s± модели (C)для малой прозрачности γ1 = 0.009 и γ1 = 0.005 (сплошная линия) и для большойпрозрачности γ1 = 0.1 и γ1 = 0.14 (пунктирная линия).Рис. 1.12. Величина проводимостей при фиксированных значених ky для s± модели сµn = 0.2.50Рис. 1.13. То же, что на рис. 1.11, но с µn = 0.6.51Рис. 1.14. То же, что на рис.

1.11, но с µn = 1.0.52Глава 2Теоретический анализ когерентноготранспорта в структурах, содержащихмногозонные сверхпроводники смежорбитальным типом сверхпроводящегоспариванияВ данной главе теоретически исследуется и сравнивается между собой когерентный электронный транспорт в структурах с многозонными сверхпроводниками,описываемыми моделями межорбитального и внутриорбитального (s± модель) сверхпроводящего спаривания .В разделе 2.1 рассчитываются проводимости N − Sp перехода при нулевой температуре в случае сверхпроводника Sp , описываемого s± и межорбитальной моделями сверхпроводящего спаривания. Демонстрируется, что зависимость проводимостиот напряжения N − Sp контакта имеет две особенности, вызванные особенностью вплотности состояний на большей сверхпроводящей щели пниктида и объединеннойособенностью от меньшей щели и подщелевой особенности в случае, когда пниктидописывается s± моделью спаривания.

В случае описания пниктида в рамках межорбитальной модели спаривания, проводимость N − Sp контакта имеет как две щелевыеособенности, так и особенность при нулевом напряжении (ZBA).В разделе 2.2, рассчитываются фазовые зависимости связанных андреевскихсостояний, вклада от них в джозефсоновский ток, вклада от континуума в джозефсоновский ток и полного тока Джозефсона при нулевой температуре через S − c − Spпереход со сверхпроводником Sp , описываемым s± и межорбитальной моделями сверхпроводящего спаривания.

Показывается, что S − c − Sp переход со сверхпроводящимпниктидом Sp , описываемым s± моделью, рассмотренный в рамках двухорбитальноймодели, является "0”-контактом с близкой к синусоидальной ток-фазовой зависимостью. Для случая S − c − Sp перехода со сверхпроводящим пниктидом Sp , описываемым межорбитальной моделью сверхпроводящего спаривания, продемонстрировано,что такой джозефсоновский переход является "φ”-контактом с весьма не тривиальной53ток-фазовой зависимостью.2.1Проводимости N − Sp перехода в случае сверхпроводника Sp, описываемого s± и межорбитальноймоделями сверхпроводящего спариванияМы рассматриваем микросужение между сверхпроводящим пниктидом (Sp ) инормальным металлом (N ) или обычным изотропным сверхпроводником БКШ-типа(S).

Длина микросужения l предполагается много меньшей длины когерентности ξв сверхпроводниках и упругой lel и неупругой lin характерных длин свободного пробега, что позволяет пренебречь подавлением параметра порядка вблизи границы. Втакой геометрии естественно пользоваться подходом Боголюбова-де-Жена, которыйкорректно описывает когерентный транспорт в сверхпроводящих структурах с параметром порядка, являющимся знакопеременным в конфигурационном пространстве.При анализе электронного транспорта через структуры, содержащие пниктид,мы исходим из гамильтонианов пниктидов в орбитальном представлении в базисе+Borb = {d+k,x,↑ , dk,y,↑ , d−k,x,↓ , d−k,y,↓ }, соответствующих общепризнанной двухорбиталь+ной модели [7], где операторы d+k,x,↑ (dk,y,↑ ) порождают электрон с квазиимпульсомk и проекцией спина σ в 3d xz(yz) орбиталях плоскостей железа в пниктиде.