Взаимная подстройка сверхпроводимости и магнетизма в наноструктурах ферромагнетик/сверхпроводник

• Автор: Хусаинов, Марат Мансурович
• Шифр специальности: 01.04.11
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 2007
• Место защиты: Казань
• Количество страниц: 114 с. : ил.

§ 3.2 Эффект близости в контакте полубесконечных металлов БМ и Б
§ 3.3. Эффект близости в чистом тонком двухслойном РМ/Б-контакте
§3.4. Обсуждение результатов
ГЛАВА 4. СВЕРХПРОВОДИМОСТЬ И МАГНЕТИЗМ В ТРЕХСЛОЙНЫХ
СТРУКТУРАХ РМ/Б/РМ И Б/ТМ/Б
§ 4.1. Введение и формулировка проблемы
§ 4.2. тг-фазные сверхпроводимость и магнетизм в трехслойных структурах
РМ/Б/ТМ
§ 4.3. Сверхпроводящие состояния в трехслойных структурах Б/БМ/Б
§ 4.4. Выводы и обсуждение результатов. Сравнение с экспериментом
ЗАКЛЮЧЕНИЕ
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
ПУБЛИКАЦИИ ПО ТЕМЕ ДИССЕРТАЦИИ

Сверхпроводимость и ферромагнетизм представляют собой антагонистические явления. Этот антагонизм проявляется прежде всего в их реакции на внешнее магнитное поле. Ферромагнетик концентрирует силовые линии поля в своем объеме, тогда как сверхпроводник стремится вытолкнуть магнитное поле. Первое объяснение подавления сверхпроводимости ферромагнитным порядком в переходных металлах было дано В. Л. Гинзбургом в 1956 г. [1], указавшим, что в этих металлах магнитная индукция превышает критическое поле сверхпроводимости.
С точки зрения микроскопической теории этот антагонизм также понятен. Притяжение между электронами создает куперовские пары в синглетном спиновом состоянии, а обменное взаимодействие, ведущее к ферромагнетизму, стремится выстроить электронные спины параллельно.
Если зеемановская энергия пары в обменном поле превысит энергию связи 2А, происходит разрушение сверхпроводящего состояния путем фазового перехода первого рода в нормальное состояние. Это явление, когда критическое обменное поле действует на спиновые степени свободы, называется парамагнитным эффектом [2]. В противоположность ему, если критическое магнитное поле действует на орбитальные степени свободы, говорят об орбитальном эффекте поля [2]. В силу того, что пары БКШ состоят из электронов с противоположно направленными импульсами, в магнитном поле они закручиваются в разные стороны вокруг направления поля, что приводит к разрыву пары.
В силу указанных причин сосуществование сверхпроводящего и ферромагнитного упорядочений в однородной системе маловероятно, Однако в искусственно приготовленных слоистых ГМ/Б структурах, состоящих из чередующихся слоев ферромагнитного металла (БМ) и сверхпроводника (Б), такое сосуществование легко достижимо [3-5]. Благодаря эффекту близости, возможно наведение в БМ-слое
место, только если й?/С<с4 при вследствие сильного парамагнитного эффекта в ферромагнетике. В то же время в случае сверхрешетки вё/Ьа оказывается, что с15«&о и более того с15«с1£ однако подавление сверхпроводимости обменным полем отсутствует, хотя слои гадолиния находятся в ферромагнитном состоянии.
Начиная с пионерских работ Радовича и др. [20], Буздина и др. [21] парная амплитуда считалась меняющейся только поперек БМ/Б-границы. Это соответствовало одномерному (Ш) состоянию с дг=0, где двумерный волновой вектор в плоскости РМ/8-границы. Возможная реализация только Ш состояния с Я(=0 обосновывалась Демлером, Арнольдом и Бисли [49] необходимостью сохранения тангенциальной компоненты импульса пар на РМ/Б-границе. В грязном пределе это предположение ведет к Ш граничным условиям для парной амплитуды в РМ/Б-контакте. К сожалению, эти Ш условия не адекватны трехмерной природе ЛОФФ-спаривания в РМ-слоях. Ниже мы покажем, что новые 30 состояния ЛОФФ во многих случаях обладают более высокими Тс, чем старые Ш состояния и поэтому чаще имеют право на реализацию.
§3.2. Эффект близости в контакте полубесконечных металлов БМ и в
В качестве одного из приложений мы решим краевую задачу (2.39), (2.40), полученную в главе 2 для контакта двух чистых (т,'1=т/1=0) полубесконечных металлов РМ (-со<г<0) и в (0<г<оо). Для этого перепишем уравнение самосогласования (2.1) и дифференциальное уравнение (2.39) отдельно для слоев РМ и Б. Для Б слоя получаем