Особенности магнитосопротивления в слоистых квазидвумерных проводниках

• Автор: Григорьев, Павел Дмитриевич
• Шифр специальности: 01.04.02
• Научная степень: Докторская
• Год защиты: 2015
• Место защиты: Черноголовка
• Количество страниц: 290 с. : ил.

Оглавление
Общее введение
1 Продольное межслоевое магнитосопротивление в слоистых сильноанизотропных квазидвумерных металлах
1.1 Введение
1.2 Вычисления в пределе малого межслоевого интеграла перескока
1.2.1 Описание модели
1.2.2 Общие формулы для межслоевой проводимости в пределе малого межслоевого интеграла перескока
1.2.3 Предел сильного магнитного поля
1.2.4 Кроссовер между пределами слабого и сильного поля в продольном межслоевом магнитосопротивлении в самосогласованном борновском приближении
1.3 Продольное межслоевое магнитосопротивление при конечном межслоевом
интеграле перескока
1.4 Сравнение с экспериментами по продольному межслоевому
магнитосопротивлению и обсуждение
2 Магнитные квантовые осцилляции в сильно-анизотропных квазидвумерных металлах
2.1 Введение
2.2 Магнитные квантовые осцилляции межслоевой проводимости
2.2.1 Общие формулы для межслоевой проводимости
2.2.2 Самосогласованное борновское приближение: разложение по
гармоникам

2.2.3 Магнитные осцилляции межслоевой проводимости. Медленные
осцилляции и сдвиг фазы биений
2.3 Сравнение с экспериментом и обсуждение
3 Угловая зависимость магнитосопротивления: некоторые ее особенности в сильно анизотропых слоистых квазидвумерных металлах и ее использование для определения закона дисперсии электронов
3.1 Введение
3.2 Определение параметров анизотропии закона дисперсии электронов в
проводящих слоях по угловой зависимости магнитосопротивления в рамках стандартной теории
3.2.1 Связь между угловой зависимостью магнитосопротивления в тау-
приближении и геометрией поверхности Ферми
3.2.2 Эллиптическая поверхность Ферми в проводящей плоскости
3.2.3 Разложение площади поперечного сечения по гармоникам
3.2.4 ’’Прямой” интеграл межслоевого перескока
3.2.5 Сильно зависящий от импульса ’’косой” интеграл межслоевого
перескока
3.2.6 Применение полученных формул для анализа экспериментальных
данных и обсуждение
3.3 Отклонения от стандартной теории угловой зависимости
магнитосопротивления
3.3.1 Влияние продольного межслоевого магнитосопротивления на его
угловую зависимость
3.3.2 Другие, ’’некогерентные” механизмы межслоевого электронного
переноса, и их влияние на угловую и полевую зависимость магнитосопротивления
4 Магнитосопротивление в присутствии волны зарядовой/спиновой плотности
4.1 Введение
4.2 Фазовая диаграмма и микроскопическая структура волны зарядовой
плотности (ВЗП) в магнитном поле
4.2.1 Введение
4.2.2 Модель

4.2.3 Модуляция ВЗП с одним волновым вектором (косинусоидальная фаза)
4.2.4 Волна зарядовой плотности с двумя волновыми векторами
4.2.5 Свободная энергия фаз ВЗП с одним и двумя волновыми векторами
4.2.6 Фазовая диаграмма
4.2.7 Обсуждение
4.3 Солитонная фаза волны плотности, обусловленная неидеальным нестингом
4.4 Изменение анизотропии проводимости при переходе в состояние с частичной волной плотности
4.4.1 Однородная волна плотности с зависящей от импульса щелью
4.4.2 Определение микроскопической структуры волны плотности по скачку анизотропии проводимости ниже температуры перехода
4.5 Перестройка поверхности Ферми, вызванная волной плотности, и ее влияние
на магнитосопротивление
4.5.1 Сильная зависимость эффективной массы электронов на поверхности Ферми от их импульса, измеряемая по магнитным квантовым осцилляциям
4.5.2 Дальнейшие перспективы. Дополнительный механизм рассеяния электронов из-за пространственно неоднородного магнитного пробоя.
5 Сверхпроводимость на фоне волны зарядовой или спиновой плотности
5.1 Введение
5.2 Сверхпроводящая неустойчивость на фоне однородной волны плотности
5.2.1 Модель
5.2.2 Пространственно однородная волна плотности с открытыми карманами на поверхности Ферми
5.2.3 Куперовская неустойчивость в металлической фазе квазиодномерных металлов
5.2.4 Возникновение сверхпроводимости на фоне однородной волны зарядовой плотности и температура такого сверхпроводящего перехода
5.3 Верхнее критическое магнитное поле Нс2 в сверхпроводящем состоянии на фоне однородной волны зарядовой плотности
5.4 Сверхпроводимость на фоне однородной волны спиновой плотности (ВСП) .
5.4.1 Синглетное сверхпроводящее спаривание на фоне ВСП
5.4.2 Триплетное сверхпроводящее спаривание на фоне ВСП
5.4.3 Верхнее критическое поле

£л(є , т) = 2«(є) не зависит от ку и кг, а только от энергии є (см. [32, 68, 69],
от ку, суммирование по ку в Ур. (1.46) дает множитель, равный вырождению УЛ на одну компоненту спина в единице площади дьь = 1/2тт12н = еВг/2пНс. Межслоевая проводимость дается суммой по УЛ:
Подставляя Ур. (1.47) и (1.48) в Ур. (1.50) и интегрируя по кг мы получаем (см. Приложение А.4)
где Ае = е — б2£> (п) — Ле£^ (г), а0 обозначает межслоевую проводимость в отсутствие магнитного поля, совпадающую с Ур. (1.16):
где рр = 2дц/Ни}сс1 = т*/пІі2<і трехмерная ПС на уровне Ферми в отсутствии магнитного поля с учетом двухкратного вырождения по спину, т0 = Й/2Г0 и (г^) = 2^гі2//і2. Разложение Ур. (1.51) до членов первого порядка по Ь2 дает
что совпадает с Ур. (1.17). Это показывает эквивалентность при £* -С Го двух подходов для вычисления межслоевой проводимости: с помощью ’’туннельной” двухслоевой и ’’трехмерной” формулы Кубо, применяемые соответственно в предыдущем и этом разделах. Раньше эквивалентность этих двух подходов была проверена без учета магнитных квантовых осцилляций при <С Го в работе [28, 57].
Насколько общая эта закономерность? Оба подхода основаны на теории возмущений для стопки изолированных двумерных слоев в магнитном поле с качестве нулевого приближения и с двумя типами возмущений: потенциалом примесей и межслоевым
или Приложение А.1 и Ур. (1.54)-(1.57) ниже). Поскольку бзд(т) также не зависит
(1.49)

где вклад в агг от УЛ с номером п
(1.50)
а0ПюсТ
^44 - (Ае)2 + і Ае |1т£^(е)|
ЦтВДІ)
(1.51)
(То = е2рР (уі) То = 2е2дрьі](і/П?и)сТ0,
(1.52)
2<т0кюСГ0 |1т£^(е)|
(1.53)
т[(Д£)2 + |1т£«(е)|2]2’