Теория магнитных контактов между чистыми сверхпроводниками

• Автор: Бобкова, Ирина Вячеславовна
• Шифр специальности: 01.04.07
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 2004
• Место защиты: Черноголовка
• Количество страниц: 108 с. : ил.

1 Джозефсоновский ток в контактах с ферромагнитными прослойками

1.1 Джозефсоновский ток в БРБ-контакте

1 2 Джозефсоновский ток в БИРБ-контакте: немонотонная зависимость от угла разориентировки
2 Влияние спин-орбитального взаимодействия на свойства гетероструктур ферромагнетик - сверхпроводник: электрический и спиновый спонтанные поверхностные токи

2.1 Спонтанный поверхностный спиновый ток

2.2 Спонтанный электрический гок

3 Контакты типа антиферромагнетик-сверхпроводник

3.1 Отражение квазичастиц от зонных антиферромагнетиков. Поверхностные связанные состояния на АР/БС границе

3.2 Джозефсоновский ток в Б-АР-Б контакте

4 Низкоэнергетические связанные состояния на поверхности раздела типа сверхпроводник - материал ВЗП и их вклад в транспортные характеристики

4.1 Поверхность раздела СБУсверхпроводник

4.2 Туннельный контакт Б-СОУ-Б
Заключение

А Формализм квазиклассических гриновских функций в терминах Риккати-амплитуд
В Уравнения Андреева для описания антиферромагнетизма
С Метод квазиклассических гриновских функций для описания антиферромагнетизма
Литература

В диссертации теоретически изучаются равновесные свойства мезоскопических систем, где чистые сипглстиые сверхпроводники находятся в контакте с магнетиками: ферромагнетиками и антиферромагпетиками. Кроме того, рассмотрены контакты сииглстиых сверхпроводников с материалами, в которых реализовано состояние с волной зарядовой плотности.
Проблема сосуществования сверхпроводимости и ферромагнетизма - интересная область исследований в физике конденсированных сред, привлекающая внимание уже в течение длительного времени, начиная с работы |1]. Особый случай представляет проблема сосуществования и взаимного влияния пространственно разделенных и прилегающих друг к другу сверхпроводящей и ферромагнитной фаз. Эта постановка проблемы включает исследования контактов между сверхпроводниками и магнетиками и, в частности, сверхпроводящих контактов через ферромагнитные прослойки. В настоящее время хорошо известно, что при определенных условиях такие контакты являются так называемыми п-контактами. Возможность образования л-контакта вследствие магнитных свойств прослойки была отмечена теоретиками уже более 25 лет назад [2], а первым конкретным примером был рассмотренный в работе [3| полностью прозрачный контакт сверхпроводник-ферромагнетик-сверхпроводиик (БРЭ-контакт). Физический смысл термина 7г-контакт можно пояснить следующим образом. Джозефсоновский ток пропорционален первой производной от термодинамического потенциала П по разности фаз х между сверхпроводниками: ](х) = Здесь х~ Раз~
ность фаз сверхпроводящих параметров порядка. Таким образом, минимум термодинамического потенциала достигается для разности фаз, при которой ток обращается в иоль В ряде важных случаев, например, в туннельных контактах зависимость тока от разности фаз имеет

потенциального барьера между двумя системами нет, хотя ниже мы обсуждаем, как это повлияет на полученные результаты.
Дисперсия электронов в нормальном состоянии имеет вид: f(k) = —/х — 2t(cos ка -f cos кь) и соответствующая зона Бриллюэна лежит в пределах ка<ь 6 [—7Г, 7г], где квазиимпульсы измеряются в единицах а-1. При описании отражения квазичастиц удобно работать в системе координат, связанной с поверхностью, где оси ж и у соответственно перпендикулярны и параллельны поверхности раздела. Далее, перейдем к Фурье-преобразованию по координате вдоль границы раздела и введем так называемую “surface adapted Brillouin zone", которая учитывает периодичность вдоль поверхности. Для (100) поверхности, дисперсия квазичастиц в нормальном состоянии и поверхностная зона Бриллюэна имеют в х, у-координатах ту же самую форму, что и в объеме. Для (110) поверхности, однако, имеем £(к) = —ц — ‘Ucos(kx//2) cos(ky//2) и кх 6 [— ч/2тг, /2тг], ку е [—д/%/2, тг/л/2]-
Характерная черта антиферромагнитного состояния, которая важна при выводе квазиклассических уравнений, это наличие быстро осциллирующего множителя в намагниченности т? — (—1 )и+лт = exp(iQj)m, который приводит к появлению медленно меняющихся андреевских амплитуд с волновым вектором к + Q в уравнениях для амплитуд с волновым вектором к. В рассматриваемом случае 1Q совпадает с базисным вектором обратной решетки нормального металла или сверхпроводника. По этой причине квазиклассические уравнения могут быть записаны для пар зацепленных траекторий к и к + Q, в отличие от обычной квазиклассической теории сверхпроводимости, где каждая траектория квазичастицы описывается своим уравнением. Как это обычно делается в квазиклассической теории сверхпроводимости, мы считаем, что £s = hVf/ASJi ;§» а, и, аналогично, что магнитная "корреляционная длина"£т = hvf/m а. Также предполагается, что отклонение от половинного заполнения в антиферромагнетике невелико /г <£ «/. Иначе, в рамках исходной модели Хаббарда, антиферромагнитное состояние было бы нестабильным. Поскольку ц мало по сравнению с энергией Ферми, его следует включить непосредственно в квазиклассические уравнения, а не в быстро осциллирующие экспоненты. В этом случае условие нестин-га справедливо с квазиклассической точностью и энергии квазичастиц в нормальном состоянии с импульсами kj и kf + Q лежат на Ферми поверхности.
Объединим все андреевские амплитуды, принадлежащие одному зна-