Эффект близости и эффект Джозефсона в сверхпроводящих гибридных структурах

• Автор: Фоминов, Яков Викторович
• Шифр специальности: 01.04.02
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 2002
• Место защиты: Москва
• Количество страниц: 109 с.

Оглавление
Введение
1 Сверхпроводимость в тонких SN бислоях
1.1 Метод
1.1.1 Уравнения Узаделя
1.1.2 Угловая параметризация функции Грина
1.1.3 Простейший пример: случай БКШ
1.2 Уравнения Узаделя в тонком бислое
1.2.1 Численные результаты
1.3 Андерсоновский предел
1.4 Параллельное критическое поле
1.4.1 Нс при нулевой температуре в андерсоновском пределе .
1.5 Перпендикулярное верхнее критическое поле
1.5.1 Нс2 при нулевой температуре в андерсоновском пределе .
1.6 БМИЭ, ЧЭЙИ и сверхрешетки
1.7 Обсуждение
1.8 Заключение
2 Триплетный эффект близости в трехслойных ЕвЕ системах
2.1 Общее описание
2.2 Случай тонкого Б-слоя

2.3 Условия существования триплетной сверхпроводимости в многослойных БР структурах
3 Эффект Джозефсона в БРЭ контактах
3.1 Критический ток в БИРв контакте
3.1.1 Модель
3.1.2 Предел тонких Р-слоев
3.1.3 Общий случай
3.2 Несинусоидальная зависимость ток-фаза в джозефсоновских
БРсРБ и ЭППЭ контактах
3.2.1 БРсРЭ с чистым сужением
3.2.2 ЭРсРв с диффузным сужением
3.2.3 НЛТЗ
4 Декогерентноеть в сРволновых контактах, обусловленная бес-щелевыми квазичастицами
4.1 Схема вычисления времени декогерентности
4.2 Квазичастичный ток
4.3 Оценки
4.4 Эффекты конечного размера
4.4.1 Туннельное расщепление нулевого андреевского уровня .
Заключение
Публикации автора по теме диссертации
Литература

Введение
Актуальность темы. В современной физике сверхпроводимость является одним из наиболее изучаемых явлений. Эффект потери сопротивления металлом при низких температурах, открытый Камерлинг-Оннесом в 1911 году [1], получил микроскопическое объяснение лишь в конце 50-ых годов в теории Бардина, Купера и Шриффера (БКШ) [2]. Исследования показали, что отсутствие сопротивления электрическому току есть лишь одно из широкого круга явлений, связанных со сверхпроводимостью. В частности, результатом глубокого понимания природы сверхпроводящего состояния явилось открытие эффекта Джозефсона [3]. В наши дни постоянно растущий интерес к различным аспектам сверхпроводимости связан, помимо научной красоты изучаемых явлений, с многочисленными практическими применениями.
С системами, в которых осуществляется контакт между сверхпроводником и нормальным металлом, связана совокупность явлений, называемая эффектом близости. Характерный пространственный масштаб эффекта близости имеет порядок длины когерентности. Исследование БЫ систем1 было начато еще около сорока лет назад [4, 5], однако технология, позволяющая получать и исследовать экспериментальные образцы мезоскопических размеров, была создана сравнительно недавно. Это требует соответствующего развития теории, особенно с учетом произвольной прозрачности границ.
Еще богаче физика ББ систем; в частности, если намагниченность фер-
1Условные обозначения: Б — 5-волновой сверхпроводник, Б — ^-волновой сверхпроводник, N — нормальный металл, Г — ферромагнитный металл, I — диэлектрик, с — сужение.
Корреляционная длина для бислоя £ — это характерный пространственный масштаб, на котором параметр порядка (или угол спаривания 9, или функция Грина) меняется в отсутствие магнитного поля. В андерсоновском пределе явное выражение для £ является естественным обобщением выражения БКШ (см. формулу (1.67)), которое состоит в замене Г)# на усредненный коэффициент диффузии (V), а Двсб (в соответствии с результатами раздела 1.3) — на характерный энергетический масштаб бислоя Ед (формула (1.48)):
В случае одинаковых проводимостей, од = од?, эффективная толщина совпадает с геометрической: фд = фд + фу- Этот случай соответствует однородной ПЛОТНОСТИ сверхпроводящих электронов, Пз = пдг, что означает непрерывное распределение сверхтоков с центром в середине бислоя (это также можно увидеть из формулы (1.64), которая в случае аз = сгдг дает ж0 = (Ф? ~ Фч)/2). Однако в более сложной ситуации, когда проводимости различны, плотность сверхтока испытывает скачок на ЭЫ границе; это нетривиальное распределение сверхтока приводит к отличию фд от геометрической толщины бислоя.
1.5 Перпендикулярное верхнее критическое поле
Перейдем к вычислению верхнего критического поля Нс2, перпендикулярного плоскости бислоя.
Как и в случае параллельного поля, начнем с рассмотрения распределения сверхтоков, которое теперь зависит от границ образца в плоскости у г, перпендикулярной магнитному полю Н (магнитное поле направлено по оси х).
(1.69)
Эффективная толщина бислоя, входящая в формулу (1.68), есть
(1.70)
ОдФч + СДмФлг