Вихревые состояния в тонких пленках анизотропных сверхпроводников и гибридных структурах сверхпроводник/ферромагнетик

• Автор: Савинов, Денис Александрович
• Шифр специальности: 01.04.07
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 2012
• Место защиты: Нижний Новгород
• Количество страниц: 116 с. : ил.

Содержание
Введение
1. Зарождение сверхпроводимости в гибридных структурах сверхпроводник/ферромагнетик
1.1. Введение
1.1.1. Феноменологическое описание магнито-связанных систем
сверхпроводник/ферромагнетик. Линеаризованная модель Гинзбурга-Ландау (предел высоких температур)
1.1.2. Критическая температура тонкой сверхпроводящей пленки в неоднородном поле рассеяния ферромагнитной подложки
1.2. Локализованная сверхпроводимость и эффект Литтла-Паркса в гетероструктурах сверхпроводпик/ферромагпстик
1.2.1. Постановка задачи. Модель
1.2.2. Локализованная сверхпроводимость в гетероструктурах
сверхпроводник/ферромагнетик
1.2.3. Эффект Литтла-Паркса в гибридной системе сверхпроводящая пленка-
магнитный диполь
1.3. Выводы
2. Гибридизация и интерференционные эффекты локализованных сверхпроводящих состояний в сильных магнитных полях
2.1. Введение
2.2. Постановка задачи. Модель
2.3. Локализованные сверхпроводящие моды, формирующиеся между параллельными границами образца и/или доменными стенками
2.3.1. Две границы сверхпроводник/вакуум
2.3.2. Две доменные стенки
2.3.3. Доменная стенка и граница сверхпроводник/вакуум
2.4. Гибридизация локализованных сверхпроводящих мод, распространяющихся вдоль каналов, пересекающихся под
малыми углами
2.4.1. Две границы сверхпроводник/вакуум
2.4.2. Доменная стенка, пересекающая границу сверхпроводник/вакуум
2.4.3. Две доменные стенки

2.5. Интерференция локализованных сверхпроводящих мод, распространяющихся вдоль
каналов, пересекающихся под большими углами
2.5.1. Две границы сверхпроводник/вакуум
2.5.2. Доменная стенка, пересекающая границу сверхпроводник/вакуум
2.6. Выводы
3. Особенности вихревого состояния тонких пленок анизотропных сверхпроводников
3.1. Введение
3.1.1. Вихревая линия в массивном сверхпроводнике: распределение магнитно-
го поля и плотности сверхтока. Первое критическое поле. Межвихревое взаимодействие в массивном сверхпроводнике
3.1.2. Свойства вихрей в сверхпроводящих пленках
3.1.3. Взаимодействие вихревых линий в анизотропных сверхпроводниках и пленках
3.1.4. Визуализация магнитного поля вихревых нитей в сверхпроводящих пленках
3.2. Энергетически выгодная форма вихревых линий в сверхпроводящих пленках, помещенных в параллельное магнитное поле
3.2.1. Вихревая линия в пленке изотропного сверхпроводника
3.2.2. Вихревая линия в пленке анизотропного сверхпроводника
3.2.3. Справедливость предложенного подхода
3.3. Межвихревое взаимодействие в анизотропных сверхпроводящих пленках
3.3.1. Общее выражение для энергии взаимодействия вихревых линий произвольной формы: анизотропная модель Лондонов
3.3.2. Потенциал межвихревого взаимодействия наклонных (искривленных)
вихревых линий
3.3.3. Вихревые кластеры
3.3.4. Влияние межвихревого взаимодействия на равновесную форму вихревых
линий
3.4. Распределение магнитных полей рассеяния вихревых нитей в тонких пленках анизотропных сверхпроводников
3.5. Выводы
Заключение

Приложение: Критическая температура бесконечно тонкой сверхпроводящей пленки в аксиально-симметричном поле магнитного диполя
Список публикаций автора по теме диссертации
Библиография

Используя свойство (1.30) и введенные в данной главе обозначения для £ф и С}т (см. формулы (1.20) и (1-21), соответственно), выражение (1.35) принимает вид:
Де(1) =
3 I. Ф2 2тг2Л1 '
(1.37)
Рассматривая формулы (1.28) и (1.37) совместно, получаем выражение для сдвига критической температуры в следующей форме:
, . ,2 гад»), гчы .о-в „
Уравнение (1.38) определяет критическую температуру Тс сверхпроводимости, локализованной в окрестности кольца радиусом г = Го Это выражение остается справедливым при условии:
£><4. (1.39)
Заметим, что описанный выше анализ имеет тривиальное обобщение на случай, когда длина доменов (размер вдоль оси у) оказывается много больше их ширины РУ (размер вдоль оси х) и толщины £>/ (размер вдоль оси г) и, следовательно, в плоскости сверхпроводящей пленки распределение перпендикулярной компоненты ноля ферромагнетика имеет вид: = Ьх(х). Здесь
оси хну декартовой системы координат (х, г/, л) лежат в плоскости сверхпроводящей пленки. Такое одномерное приближение было подробно рассмотрено в теоретических статьях [7, 9, 10] для изучения зависимости ТС(Н) сверхпроводящей пленки нулевой толщины (£) —> 0). Для пленки конечной толщины Л, не превосходящей масштаб длины у/Фо/[а;оЬ'2(а:о)], подобно формуле (1.38), зависимость сдвига критической температуры 1 — Тс/Тса от внешнего поля Н в рамках одномерной модели содержит два аналогичных вклада, определяемых параллельной компонентой Ьх(хо) магнитного поля рассеяния ферромагнитной подсистемы и ее производной дЬх/дгхо, соответственно (см. также работу [14]):
1-|тН+д] ’ (ыо)

а4'> = |.[,Ы + ], (1.«)
~ собственное значение уравнения (1.22), к - волновое число вдоль направления оси у, линии х — х0 определены условием Н + Ьх(хо) = 0, £ф определяет характерный размер сверхпроводящего зародыша вдоль оси х и имеет вид (1-20) с точностью до замен г —» х, а также го —» хо Такая одномерная модель может служить адекватным приближением для описания нолей рассеяния многих реальных Э/Т систем с доменной структурой (см. например, экспериментальные работы |52, 15, 16, 17]).