Влияние плазменных колебаний на электронный транспорт в слоистых сверхпроводниках

• Автор: Ремизов, Сергей Валерьевич
• Шифр специальности: 01.04.04
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 2002
• Место защиты: Москва
• Количество страниц: 89 с. : ил

Оглавление
Введение

1 Обзор литературы и решаемые проблемы

1.1 Плазменные колебания сверхпроводящих электронов

1.2 Вихри в высокотемпературных сверхпроводниках

1.3 Флуктуации фазы параметра порядка

1.4 Сопротивление при больших напряжениях или частотах

1.5 Особенности структуры спектральной плотности сверхпроводящих

электронов

2 Движение решетки джозефсоновских вихрей

2.1 Постановка задачи

2.1.1 Градиентно-инвариантные потенциалы
2.1.2 Выражения для плотности тока и заряда
2.2 Динамика джозефсоновских вихрей
2.2.1 Решение для слабого магнитного поля
2.2.2 Решение для сильного магнитного поля
2.3 Коллективные моды и устойчивость вихревой решетки
2.3.1 Случай сильного магнитного поля
2.3.2 Случай слабого магнитного поля
2.4 Вычисление ВАХ
2.5 Излучение решеткой вихрей
2.6 Деформация движущейся вихревой решетки

Оглавление
3 Влияние равновесных флуктуаций на плотность сверхпроводящих электронов
3.1 Постановка задачи и ее решение
3.2 Обсуждение полученных результатов
3.2.1 Низкие температуры
3.2.2 Высокие температуры
3.2.3 Связь с экспериментальными данными
4 Влияние кулоновского взаимодействия на спектральную плотность электронов и поперечную проводимость слоистых металлов
4.1 Перенормировка кулоновского потенциала
4.2 Связь с экспериментальными данными
Заключение
Список литературы
Список работ, опубликованных по теме диссертации

Введение
Актуальность темы
Хотя прошло уже 15 лет после открытия высокотемпературных сверхпроводников (ВТСП) [1], до сих пор остаются нерешенными многие вопросы, важные для понимания особенностей физики электронного транспорта в этих веществах. В частности, все еще нет достаточно ясного понимания ряда особенностей, обусловленных влиянием низкочастотной слабо затухающей моды — джозефсоновской плазменной моды, возникающей в ВТСП вследствие слоистой структуры этих веществ [2, 3].
Так, характерным отличием ВТСП от обычных изотропных сверхпроводников является наблюдаемая при низких температурах линейная температурная зависимость плотности сверхпроводящих электронов, которая, в свою очередь, определяет глубину проникновения магнитного поля в сверхпроводник [4, 5]. Принято считать, что такая температурная зависимость свидетельствует о наличии узлов у параметра порядка (см, например, работу Дж. Аннетт, Н. Голденфельда и С.Р. Ренн [6]). Однако, в последнее время появились работы, в которых эта температурная зависимость объясняется подавлением плотности сверхпроводящих электронов тепловыми флуктуациями фазы параметра порядка [7, 8]. Поэтому возникает необходимость более детального исследования флуктуаций фазы параметра порядка, которые тесно связаны с джозефсоновской плазменной модой.
Еще одна проблема, не имеющая общепринятого теоретического объяснения, — это механизм проводимости слоистых сверхпроводников в перпендикулярном проводящим слоям направлении на больших частотах (<д > Т%/т, где т — время релаксации импульса) [9, 10, 11] или больших напряжениях, когда напряжение на одном слое V > Н/ет [12], а также связь проводимости с наблюдаемыми особенностями спек-

Глава 2. Движение решети джозефсоновских вихрей
слагаемое с I = т = 0. В силу этого же обстоятельства слагаемым с дд в числителе также можно пренебречь. Таким образом, произведя обратное преобразование Фурье по номеру слоя, для Ег получим
1 Л +ге11±т
р ^ ~ ' V
2 ~ 2тг и
Из (2.30) получим оценку для характерных значений дд:
в2 / '■’‘2г

Переходя к бесконечным пределам интегрирования в (2.33) получаем искомое выражение для Е2:
Ег = . = П Шр = е"*/Л, (2.34)
ЗдДц’2 - ы)2 - гсцоу)(Щ(1 + где Л = Лц^/(ш| — со2 — гилдг)/(о;|(1 + Ад) - о;2 — млд.) — длина спадания электрического поля. Полное поле описывается суммой полей, созданных всеми вихрями. Из (2.34) видно, что на малых частотах длина спадания поля составляет величину ~ Ац, а когда частота становится больше плазменной, действительная часть показателя экспоненты в (2.34) становится малой. Таким образом, в области плазменных колебаний длина спадания поля резко возрастает и определяется затуханием плазменных колебаний.
2.2.2 Решение для сильного магнитного поля
В предельном случае сильного магнитного поля сердцевины вихрей сильно перекрываются. Слабое изменение магнитного поля позволяет искать решение для д>„ в виде
Рп = Уп + 'Фп0/п)] (2.35)
где Уп = q0x - ш01 + Хп. = ?оЦ, % = 27г/5ц, а х определяет тип решетки (см.
рис. 2.4). При этом малость осциллирующей части решения {фп{У„) <С 1) позволя-
ет воспользоваться теорией возмущений по малому параметру й'ц/Лд. Из уравнения (2.39) находим фп(Уп) с точностью до слагаемых второго порядка по этому параметру:
фп{Уп) = Ие(Л ехр(гУ„)), (2.36)