Автореферат (1104938), страница 3
Текст из файла (страница 3)
Показано, что S − c − Spпереход со сверхпроводящим пниктидом Sp , описываемым s± моделью, рассмот113.53.03.0dI RndUdI Rn2.01.5dU2.52.52.01.51.01.00.5-15 -10 -5051015-40-2002040eUHmeVLeUHmeVLРис. 4: Проводимость N − Sp перехода при нулевой температуре, нормированная на ее значение в нормальном состоянии. Sp описывается s± моделью (левый график) и межорбитальноймоделью спаривания (правый график). Пунктирные линии соответствуют прозрачной границе, а сплошные линии соответствуют туннельному пределу.ренный в рамках двухорбитальной модели, является “0”-контактом с близкойк синусоидальной ток-фазовой зависимостью. Для случая S − c − Sp перехода со сверхпроводящим пниктидом Sp , описываемым межорбитальной модельюсверхпроводящего спаривания, продемонстрировано, что такой джозефсоновский переход является “φ”-контактом с весьма не тривиальной ток-фазовойзависимостью (основное состояние реализуется при некоторой разности фазсверхпроводящих берегов 0 < φ < π).
Объяснением результатов расчета является совпадение симметрий параметров порядка изотропного сверхпроводникаS и пниктида Sp в случае, когда пниктид описывается s± моделью спаривания(A1g симметрия в обоих случаях) и несовпадение симметрий параметров порядка сверхпроводников S − c − Sp перехода в случае, когда пниктид описываетсямоделью межорбитального спаривания (A1g для изотропного сверхпроводникаS и B2g для сверхпроводника Sp , описываемого моделью межорбитального спаривания). В главе 2 сделан вывод о том, что, анализируя проводимости N − Spконтакта, можно отличить на эксперименте внутриорбитальную модель сверхпроводящего спаривания от межорбитальной по наличию пика при нулевомнапряжении в случае последней.
Кроме того, продемонстрировано, что ответо виде симметрии параметра порядка в пниктидах может дать измерение токфазовой зависимости S − c − Sp перехода с монокристаллическим пниктидом.В главе 3 рассматриваются структуры со сверхпроводником, описываемым12в рамках двухзонной модели, при наличии в нем только межзонного типа сверхпроводящего спаривания. Под данным типом спаривания понимается возможность сверхпроводящего спаривания электронов, принадлежащих различнымзонам многозонного металла. Также в данной главе теоретически исследуетсяэлектронный транспорт через границу двухзонного сверхпроводника с такимнеобычным типом спаривания и нормального металла.В разделе 3.1 развит подход к описанию свойств двухзонного сверхпроводника при наличии в нем межзонного спаривания.
Получены уравненияБоголюбова-де-Жена такого сверхпроводника путем диагонализации сверхпроводящего гамильтониана с учетом наличия межзонного спаривания в рамкахдвухзонной модели.В разделе 3.2, используя выведенные уравнения Боголюбова-де-Жена, рассчитывается температурная зависимость межзонного параметра порядка.
Показывается, что уменьшение модуля межзонного параметра порядка при малыхзначениях температуры происходит быстрее по сравнению с аналогичной зависимостью обычного внутризонного параметра порядка в теории БКШ (5).DHTLDH0LBCS1.00.80.60.4m1 = 2 m2BCSm1 = m 20.20.00.00.20.40.6TTcBCS0.81.0Рис. 5: Зависимость нормированной величины параметра порядка ∆ от температуры для случая сверхпроводника с межзонным типом спаривания при соотношении значений эффективных масс в зонах m1 = 2m2 (штриховая линия) и для случая однозонного сверхпроводникас внутризонным типом спаривания БКШ типа с эффективной массой m = 2/3m1 (сплошнаялиния)Продемонстрировано, что такое поведение температурной зависимости межзонного параметра порядка, а также ее последующее скачкообразное уменьшение связаны с ассиметрией сверхпроводящего спектра возбуждения относи13Рис.
6: Вольт-амперные характеристики S-N перехода для значений параметра Z = 0 (штриховая линия) и Z = 3 (сплошная линия) при нулевой температуре. На вставке: Дифференциальная проводимость S-N перехода для значений параметра Z = 0 (штриховая линия) иZ = 3 (сплошная линия) при нулевой температуретельно нулевого значения энергии двухзонного сверхпроводника с межзоннымтипом спаривания, обусловленной различием эффективных масс электронов вдвух зонах.В разделе 3.2 рассматривается микросужение между нормальным металломи двухзонным сверхпроводником с характерным размером d много меньшимдлины когерентности сверхпроводника ξ и упругой l и неупругой lin характерных длин свободного пробега.
На основе полученных в разделе 3.1 уравненийБоголюбова-де-Жена записываются волновые функции в двухзонном металлеи двухзонном сверхпроводнике с межзонным типом спаривания. Обобщаетсяуравнение теории БКШ для тока S-N перехода на случай двухзонной модели. Рассчитываются вольт-амперные характеристики и проводимости переходанормальный двухзонный металл - двухзонный сверхпроводник с межзоннымтипом спаривания для различных значений величины потенциального дельтаобразного барьера между нормальным металлом и сверхпроводником.
Демонстрируется наличие характерной ассиметрии вольт-амперных характеристикпо напряжению, а также наличие на них особенностей при двух характерныхзначениях напряжения, что является следствием различия эффективных массэлектронов в зонах двухзонного металла и следующей из этого асимметрии14спектра возбуждения относительно нулевого значения энергии (рис. 6).Таким образом, в главе 3 продемонстрировано, что различие эффективныхмасс электронов в зонах двухзонного металла и двухзонного сверхпроводникас межзонным типом спаривания приводит к асимметрии по напряжению вольтамперных характеристик S-N переходов и к появлению особенностей при двуххарактерных значениях напряжения, несмотря на наличие единого параметрапорядка межзонного спаривания.В главе 4 теоретически рассматривается электронный транспорт тепла через границу ферропниктида, описываемого "минимальной моделью” межзонного спаривания, соответствующей только межзонному спариванию между двумязонами ферропниктида, с ферромагнетиком.
С этой целью исследуется процесстеплового транспорта в структуре, которая представляет собой конструкцию,состоящую из массивного сверхпроводящего (S) электрода, граничащего с ферромагнитной (F ′ ) нитью, поперечные размеры которой существенно меньшедлины когерентности сверхпроводника. Ферромагнитная нить, в свою очередь,граничит с массивным ферромагнитным (F ) электродом. Оба ферромагнетикаявляются монодоменными материалами с векторами намагниченности, лежащими в одной плоскости, но могут составлять между собой произвольный уголразориентации θ, изменением которого можно управлять тепловым потоком.В разделе 4.1 путем диагонализации гамильтониана рассматриваемой системы получена система уравнений Боголюбова-де-Жена.
На основе данных уравнений записаны волновые функции в двухзонном сверхпроводнике с межзонным типом спаривания и в областях двух доменов ферромагнетика с различными направлениями намагниченности. Сшивкой волновых функций на границахполучены вероятности процессов нормального отражения, андреевского отражения и прохождения в две зоны сверхпроводника.В разделе 4.2, используя разультаты раздела 4.1 и выражение для потока тепла для одной поперечной моды F − F ′ − S микросужения, рассчитанызависимости теплового потока через F − F ′ − S структуру со сверхпроводником S с межзонным типом спаривания и со сверхпроводником S БКШ типаот напряжения U на переходе, для различных значений угла разориентации θ.150.050.060.04Θ = Π30.03Θ = Π2D20.020.01- 0.010.0Θ = Π30.042 JΠD22 JΠ0.030.00Θ=00.05Θ=00.02Θ=Π0.01Θ = Π2Θ=Π0.20.40.6eU0.80.001.0- 0.010.00.51.01.5eUDDРис.
7: Зависимость теплового потока J через F − F ′ − S структуру от напряжения U напереходе, для различных значений угла разориентации θ. Прозрачность S − F ′ границыравна 0.5, температура T = 0.38∆, h0 = 1.05EF . S - сверхпроводник с межзонным типомспаривания и толщина F ′ - слоя l такая, что lkF = 30 (левый график), S - сверхпроводникБКШ-типа и толщина F ′ - слоя l такая, что lkF = 40 (правый график)Продемонстрировано, что увеличение угла разориентации θ от 0 до π приводит к существенному уменьшению величины теплового потока, не доводя егооднако до нулевого значения при θ = π в случае сверхпроводника S, описываемого межзонным спариванием (рис.
7 (левый график)). Однако, в F − F ′ − Sструктуре со сверхпроводником БКШ типа увеличение угла разориентации θ дозначения θ = π приводит к полному подавлению теплового потока охлаждения(рис. 7 (правый график)).Также рассчитаны максимальные по напряжению тепловые потоки J рассматриваемой F −F ′ −S структуры со сверхпроводником S с межзонным типомспаривания и со сверхпроводником S БКШ типа как функция прозрачностиF ′ − S слоя D для различных значений угла разориентации θ = 0, π/2, 3π/4.Показано, что изменение типа спаривания в сверхпроводнике F − F ′ − S структуры не меняет качественным образом вид зависимости J(D) при различныхзначениях угла разориентации θ.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
