О возможности большой сверхпроводящей щели в присутствии квантовых флуктуаций

Согласно модели БКШ, вероятность заполнения электронных состояний v²k как функции кинетической энергии размазана. Предложен модифицированный механизм формирования v²k при учете флуктуаций вблизи квантового фазового перехода. Оценка ширины сверхпроводящей щели Δ в присутствии флуктуаций для материа...

Повний опис

Збережено в:

Бібліографічні деталі
Дата:	2012
Автор:	Жиляев, И.Н.
Формат:	Стаття
Мова:	Russian
Опубліковано:	Фізико-технічний інститут низьких температур ім. Б.І. Вєркіна НАН України 2012
Назва видання:	Физика низких температур
Теми:	К 75-летию Л.П. Межова-Деглина
Онлайн доступ:	http://dspace.nbuv.gov.ua/handle/123456789/117965
Теги:	Додати тег Немає тегів, Будьте першим, хто поставить тег для цього запису!
Назва журналу:	Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine
Цитувати:	О возможности большой сверхпроводящей щели в присутствии квантовых флуктуаций / И.Н. Жиляев // Физика низких температур. — 2012. — Т. 38, № 11. — С. 1347–1351. — Бібліогр.: 17 назв. — рос.

Репозитарії

Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine

id	irk-123456789-117965
record_format	dspace
spelling	irk-123456789-1179652017-05-28T03:05:09Z О возможности большой сверхпроводящей щели в присутствии квантовых флуктуаций Жиляев, И.Н. К 75-летию Л.П. Межова-Деглина Согласно модели БКШ, вероятность заполнения электронных состояний v²k как функции кинетической энергии размазана. Предложен модифицированный механизм формирования v²k при учете флуктуаций вблизи квантового фазового перехода. Оценка ширины сверхпроводящей щели Δ в присутствии флуктуаций для материала с параметрами, близкими к параметрам ВТСП образцов, дает значение, сопоставимое с реально наблюдавшимся. Основные характеристики предложенной модели напоминают характеристики модели, используемой для описания ВТСП материалов. Згідно моделі БКШ, ймовірність заповнення електронних станів v²k як функції кінетичної енергії розмазано. Запропоновано модифікований механізм формування v²k при урахуванні флуктуацій поблизу квантового фазового переходу. Оцінка ширини надпровідної щілини Δ у присутності флуктуацій для матеріалу з параметрами, близькими до параметрів ВТНП зразків, дає значення, порівняне з значенням, що реально спостерігалося. Основні характеристики запропонованої моделі нагадують характеристики моделі, яка використовується для опису ВТНП матеріалів. According to the BCS model the probability of electron states filling v²k as a function of kinetic energy is smeared. A modified mechanism of v²k formation is proposed which takes the fluctuations near the quantum phase transition into account. The estimations of a superconducting gap in the presence of fluctuations for a material with HTS parameters give values comparable with those observed. The characteristic features of the proposed model resemble the properties of HTS. 2012 Article О возможности большой сверхпроводящей щели в присутствии квантовых флуктуаций / И.Н. Жиляев // Физика низких температур. — 2012. — Т. 38, № 11. — С. 1347–1351. — Бібліогр.: 17 назв. — рос. 0132-6414 PACS: 74.20.Fg, 74.40.Kb, 74.72.–h http://dspace.nbuv.gov.ua/handle/123456789/117965 ru Физика низких температур Фізико-технічний інститут низьких температур ім. Б.І. Вєркіна НАН України
institution	Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine
collection	DSpace DC
language	Russian
topic	К 75-летию Л.П. Межова-Деглина К 75-летию Л.П. Межова-Деглина
spellingShingle	К 75-летию Л.П. Межова-Деглина К 75-летию Л.П. Межова-Деглина Жиляев, И.Н. О возможности большой сверхпроводящей щели в присутствии квантовых флуктуаций Физика низких температур
description	Согласно модели БКШ, вероятность заполнения электронных состояний v²k как функции кинетической энергии размазана. Предложен модифицированный механизм формирования v²k при учете флуктуаций вблизи квантового фазового перехода. Оценка ширины сверхпроводящей щели Δ в присутствии флуктуаций для материала с параметрами, близкими к параметрам ВТСП образцов, дает значение, сопоставимое с реально наблюдавшимся. Основные характеристики предложенной модели напоминают характеристики модели, используемой для описания ВТСП материалов.
format	Article
author	Жиляев, И.Н.
author_facet	Жиляев, И.Н.
author_sort	Жиляев, И.Н.
title	О возможности большой сверхпроводящей щели в присутствии квантовых флуктуаций
title_short	О возможности большой сверхпроводящей щели в присутствии квантовых флуктуаций
title_full	О возможности большой сверхпроводящей щели в присутствии квантовых флуктуаций
title_fullStr	О возможности большой сверхпроводящей щели в присутствии квантовых флуктуаций
title_full_unstemmed	О возможности большой сверхпроводящей щели в присутствии квантовых флуктуаций
title_sort	о возможности большой сверхпроводящей щели в присутствии квантовых флуктуаций
publisher	Фізико-технічний інститут низьких температур ім. Б.І. Вєркіна НАН України
publishDate	2012
topic_facet	К 75-летию Л.П. Межова-Деглина
url	http://dspace.nbuv.gov.ua/handle/123456789/117965
citation_txt	О возможности большой сверхпроводящей щели в присутствии квантовых флуктуаций / И.Н. Жиляев // Физика низких температур. — 2012. — Т. 38, № 11. — С. 1347–1351. — Бібліогр.: 17 назв. — рос.
series	Физика низких температур
work_keys_str_mv	AT žilâevin ovozmožnostibolʹšojsverhprovodâŝejŝelivprisutstviikvantovyhfluktuacij
first_indexed	2025-07-08T13:05:04Z
last_indexed	2025-07-08T13:05:04Z
_version_	1837084082073239552
fulltext	© И.Н. Жиляев, 2012 Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2012, т. 38, № 11, c. 1347–1351 О возможности большой сверхпроводящей щели в присутствии квантовых флуктуаций И.Н. Жиляев Институт проблем технологии микроэлектроники и особочистых материалов РАН Черноголовка, Московская область, 142432, Россия E-mail: zhilyaev@ipmt-hpm.ac.ru Статья поступила в редакцию 14 июня 2012 г. Согласно модели БКШ, вероятность заполнения электронных состояний 2 kv как функции кинетиче- ской энергии размазана. Предложен модифицированный механизм формирования 2 kv при учете флук- туаций вблизи квантового фазового перехода. Оценка ширины сверхпроводящей щели Δ в присутствии флуктуаций для материала с параметрами, близкими к параметрам ВТСП образцов, дает значение, со- поставимое с реально наблюдавшимся. Основные характеристики предложенной модели напоминают характеристики модели, используемой для описания ВТСП материалов. Згідно моделі БКШ, ймовірність заповнення електронних станів 2 kv як функції кінетичної енергії роз- мазано. Запропоновано модифікований механізм формування 2 kv при урахуванні флуктуацій поблизу квантового фазового переходу. Оцінка ширини надпровідної щілини Δ у присутності флуктуацій для ма- теріалу з параметрами, близькими до параметрів ВТНП зразків, дає значення, порівняне з значенням, що реально спостерігалося. Основні характеристики запропонованої моделі нагадують характеристики мо- делі, яка використовується для опису ВТНП матеріалів. PACS: 74.20.Fg БКШ теория и ее развитие; 74.40.Kb Квантовые критические явления; 74.72.–h Купратные сверхпроводники. Ключевые слова: высокотемпературная сверхпроводимость, квантовые флуктуации, БКШ. 1. Введение Эта статья подготовлена для выпуска журнала ФНТ, посвященного 75-летию со дня рождения Л.П. Межо- ва-Деглина, под руководством которого автор выпол- нил дипломную работу и защитил кандидатскую дис- сертацию в ИФТТ РАН. Наряду с работами по изуче- нию свойств квантовых жидкостей и кристаллов в группе Л.П. Межова-Деглина в течение ряда лет про- водились интенсивные исследования транспортных яв- лений в полуметаллах и сверхпроводниках, в том числе в образцах высокотемпературных сверхпроводников [1]. В частности, ими было обнаружено, что вблизи точки перехода в сверхпроводящее состояние поведение теп- лопроводности кристаллов иттриевых и висмутовых ВТСП образцов можно описать, воспользовавшись БКШ приближением для металлических сверхпроводников с сильной электрон-фононной связью. Вопрос о том, насколько широко можно пользовать- ся БКШ моделью для описания транспортных явлений в сверхпроводниках самого различного состава, в том числе ВТСП образцах, пниктидах и др., остается от- крытым, так как до сих пор не существует общепри- нятой модели, описывающей механизм возникновения сверхпроводимости, например в ВТСП материалах. Как показывают экспериментальные данные [2], сверхпро- водящие свойства ВТСП материалов сохраняются при уменьшении толщины образца вплоть до одного слоя, когда состояние электронной системы в первом при- ближении можно рассматривать как двумерное. Задача описания возникновения сверхпроводящего состояния в подобных образцах осложняется тем, что электрон- ная структура в каждом слое неоднородна и сильно анизотропна [3]. При этом масштаб неоднородности сравним с длиной когерентности. Теоретическое рас- смотрение наталкивается и на другие трудности. Влия- ние флуктуаций в таком проводнике требует их учета, что пока не удается осуществить в полной мере [4]. При построении состояния ВТСП необходимо иметь в виду следующее обстоятельство. С одной стороны, в И.Н. Жиляев 1348 Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2012, т. 38, № 11 сверхпроводящем состоянии в ВТСП, как и в обычных БКШ сверхпроводниках, должно присутствовать эф- фективное электрон-фононное взаимодействие [5]. Од- нако с другой стороны, изотопический эффект мал в области оптимального допирования [6]. Ввиду трудно- сти вычислений в качестве первого шага для подобных сложных объектов обычно разрабатываются феноме- нологические модели. В данной работе предложена подобная модель, описывающая возникновение сверх- проводящего состояния для двумерного БКШ сверх- проводника с учетом влияния квантовых флуктуаций, как это делают при описании свойств ВТСП образцов. 2. О возможности увеличения сверхпроводящей щели за счет увеличения размазки функции 2 kv Согласно модели БКШ [7], в сверхпроводящем со- стоянии парное взаимодействие электронов осуществ- ляется с помощью фононов в интервале порядка де- баевской энергии ћωD вблизи уровня Ферми. В соответствии с моделью 2 kv как функция электронной энергии ε даже при температуре T = 0 размазана по кинетической энергии. В данной работе для характери- стики величины размазки удобно ввести интервал энергии δε, в котором функция 2 kv не сильно отличает- ся от значения 1/2 и который близок по величине 2Δ. В обычных (не ВТСП) сверхпроводниках, где применима теория БКШ, экспериментально наблюдаемый интер- вал δε = δεwc ≅ 2Δ << ћωD. Для того чтобы увеличить ∆ обычно предлагается увеличить потенциал взаимодей- ствия электронов V или плотность состояний n(EF) на уровне Ферми. Были также предложены механизмы изменения функции 2 kv в неравновесных условиях [8]. Предлагаемая здесь идея модификации модели БКШ состоит в том, чтобы при наличии фононного меха- низма спаривания БКШ в сверхпроводнике в равно- весных условиях учесть квантовые флуктуации срав- нительно большой энергии, которые могут привести к увеличению размазки. Это, в свою очередь, должно привести к увеличению ∆. 3. Неравновесное состояние Идею предлагаемого состояния удобно пояснить на основе неравновесного состояния. Будем считать тем- пературу близкой к нулю, чтобы не рассматривать ре- альные фононы. Пусть в данном сверхпроводнике име- ется сверхпроводящее состояние БКШ, отвечающее сильной связи, и ему соответствует большая размазка, такая, что δεhc >> δεwc. Мысленно поменяем связь с сильной на связь, отвечающую размазке δεwc. Сверх- проводящая система будет релаксировать к состоянию, соответствующему δεwc за характерное время поряд- ка τwc ≅ h/2∆wc, соответствующее сверхпроводящему состоянию БКШ с щелью ∆wc, отвечающему слабой связи [9]. Однако до перехода в это состояние можно себе представить существование в системе сверхпро- водящего состояния, соответствующего размазке δεhc с одной стороны, а с другой — слабой связи. Это со- стояние по жесткости должно занимать промежуточ- ное положение между состояниями, соответствующи- ми величинам δεhc и δεwc теории БКШ. Оценим Δ для такого промежуточного случая, ис- пользуя частично процедуру вывода Δ для модели БКШ и следуя [10]. Согласно модели БКШ, энергия сверхпроводника Es, соответствующая функции 2 ,kv запишется в виде: 2 , 2s k k k k k k k k k E V u u′ ′ ′ = ε +∑ ∑v v v , где εk — энергия электрона в состоянии k, отсчиты- ваемом от энергии Ферми; 2 21– .k ku = v Далее, если следовать модели БКШ, нужно вариационным мето- дом найти 2 kv . В нашем случае принимаем 2 kv задан- ной и соответствующей состоянию БКШ с δεhc. Рас- смотрим некоторое парное состояние (q,–q). Его вклад в энергию сверхпроводника 22 2 .q q q q q k k k w V u u= ε − ∑v v v Пусть состояние (q,–q) не занято. Поместим в со- стояние q квазичастицу с энергией εq. Тогда изменение энергии Eq после удаления пары из состояния (q,–q) и помещения квазичастицы в состояние q будет: 22 2q q q q q q q q k k k E w V u u= ε − = ε − ε + =∑v v v 2(1 2 ) 2q q q q k k k V u u= ε − + ∑v v v . Минимальная величина, на которую изменится энер- гия системы, будет в случае, когда квазичастица нахо- дится на уровне Ферми. При этом εq = 0, vquq = 1/2 и 2(1 )q k k k k k k E V u V= Δ = = −∑ ∑v v v . Заменим суммирование по состояниям интегриро- ванием по энергии. Функция vk (1 – 2 kv )1/2 представля- ет собой перевернутую параболу. Вблизи максимума в интервале δεhc, где 2 kv недалека от 1/2, она близка к величине 1/2. Примем для оценки vk (1 – 2 kv )1/2 ≅ 1/2 внутри интервала δεhc и проинтегрируем в тех же пре- делах: /2 /2 ( )(1/ 2) hc hc FV n E d δε −δε Δ ≅ ε∫ . (1) Чтобы сравнить жесткость сверхпроводящих со- стояний для случая слабой связи модели БКШ и про- межуточного случая, вычислим сначала сверхпро- водящую щель ∆wc для модели БКШ. Возьмем для Vn(EF) величину 1/2, которая возможна в модели О возможности большой сверхпроводящей щели в присутствие квантовых флуктуаций Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2012, т. 38, № 11 1349 БКШ [11] и ћωD = 400 К. Тогда /2 1,75·wc wc Dћwδε ≅ Δ ≅ × exp (–1/ ( )) 90 К.FV E× ≅ Для промежуточного случая возьмем ту же величину Vn(EF) ≅ 1/2, а для размазки δεhc/2 ≅ ћωD = 400 К. В этом случае для Δ, согласно формуле (1), найдем большую, по сравнению с 90 К, величину 200 К, т.е. действительно, если каким-то об- разом обеспечить большую размазку, то можно по- лучить большую величину ∆. Оценим величину τwc ≅ ≅ h/2∆wc, которая пригодится нам в дальнейшем. Под- ставляя ∆wc ≅ 90 К, получаем τwc ≅ 2,5·10–13 с. Оценим длину когерентности ξ0 для промежуточного случая. Ее смысл тот же, что и в модели БКШ. Тогда ξ0 ≅ ≅ ћvF/π·∆. Оценка для Δ = 200 К при характерной в ВТСП скорости Ферми vF ≅ 107 см/с дает величину ξ0 = 12 Å, согласующуюся по порядку с характерной величиной в ВТСП. 4. Равновесное состояние в присутствии квантовых флуктуаций волн зарядовой плотности В литературе неоднократно обсуждался вопрос о присутствии в ВТСП квантового фазового перехода (см., например, [12]). В равновесном состоянии для поддержания большой размазки мы предлагаем ис- пользовать флуктуации волны зарядовой плотности (ВЗП) вблизи квантового фазового перехода. В случае, когда флуктуации распределены равномерно во всем объеме сверхпроводника, они, как и температура, будут разрушать сверхпроводящее состояние. Для того что- бы этого избежать, мы предлагаем разнести простран- ственно флуктуации и сверхпроводящее состояние, воспользовавшись пространственной неоднородностью. В ВТСП методом атомной силовой микроскопии на- блюдается неоднородность в виде упорядоченных ост- ровков масштаба d порядка 10–20 Å с расстоянием между ними того же порядка [3]. Они расположены, по-видимому, в соответствии с симметрией C4. Пусть в двумерном проводнике на подобных островках в нор- мальном состоянии с уменьшением концентрации но- сителей заряда возникает квантовый фазовый переход в состояние с ВЗП. Будем считать, что на островках вблизи квантового фазового перехода происходят флук- туации ВЗП, а вне островков они невозможны. Для дальнейших оценок примем d = 15 Å. Пусть ВЗП имеет период d и симметрию C4. Будем считать, что перерас- пределение заряда в результате флуктуации происхо- дят в двух взаимно перпендикулярных направлениях и флуктуация симметрична пространственно (см. рис. 1). Пусть ВЗП является ВЗП вигнеровского типа. То есть считаем ионную систему неподвижной, и поэтому она не может изменить энергию электронов при рассеянии. Ввиду сложности полное квантово-механическое описа- ние взаимодействия электронов и квантовых флуктуаций отсутствует в литературе. В данной работе мы предла- гаем феноменологически учесть такое взаимодействие. Допустим, что справедлива следующая картина. Для эффективности взаимодействия электронов с остров- ками за время взаимодействия τd ≅ d/vF ≅ 1,5·10–14 с должна произойти флуктуация, т.е. время τfl, характе- ризующее флуктуацию в электронной системе, должно быть порядка или не больше τd. Выясним, может ли выполняться неравенство τd ≥ τfl в случае численных параметров ВТСП. Оценим τfl. В соответствии с соот- ношением неопределенности для квантовой флук- туации τfl ~ h/εfl [13], где εfl — энергия флуктуации. Оценим энергию флуктуации. Примем, что εfl склады- вается из энергий отдельных электронов порядка щели ВЗП εcdw, находящихся в объеме Vfl = ddt, занимаемом флуктуацией, где t ≅ 10 Å — характерная толщина слоя в слоистой структуре ВТСП. Число электронов Nfl, нахо- дящихся в объеме Vfl, равно neVfl, где ne ≅ 1021 см–3 — характерная плотность носителей заряда в оптимально допированном ВТСП. Тогда Nfl ≅ 2. Известно, что в ВТСП присутствует анизотропная псевдощель с сим- метрией C4, возможно, связанная с ВЗП. Ее макси- мальная величина в области оптимального допирова- ния в межузловом направлении εpg ≅ 800 К [14]. Далее в оценках пренебрежем анизотропией. Допустим, что εcdw ≅ εpg, а εfl ≅ εcdw Nfl. Подставив соответствующие величины, получим τfl ≅ 3·10–14 с. Учитывая грубость оценок, можно допустить, что τfl ≅ τd, т.е. взаимодей- ствие электронов с островками в принципе может быть эффективным. Флуктуация ВЗП может быть в двух со- стояниях: когда максимум плотности заряда находится в середине флуктуации (штриховая линия на рис. 1) или когда максимумы плотности заряда ближе к краям флуктуации (сплошные линии на рис. 1). В силу сим- метрии флуктуации в реальном и импульсном про- странстве взаимодействие электронов с островком дол- жно быть парным. Результат рассеяния зависит от d d/2 d/2 Рис. 1. Схематическое изображение флуктуаций в одном из двух главных направлений. Линии на рисунке — экстремумы волны зарядовой плотности с периодом d. Стрелками пока- заны направления перераспределения зарядов в некоторый момент времени. И.Н. Жиляев 1350 Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2012, т. 38, № 11 состояния флуктуации во время рассеяния пары. Будем считать, что электроны пары в зависимости от текуще- го (одного из двух) состояния могут равновероятно по- лучить или потерять энергию величиной порядка εcdw. Пусть в проводнике с островками размером d ≅ 15 Å, в области которых происходят флуктуации ВЗП с энер- гией εfl, между островками присутствует сверхпрово- дящее состояние. Допустим, что это состояние соот- ветствует неравновесной размазке порядка δε/2 ≅ εpg ≅ ≅ 800 К и слабой связи (промежуточный случай). Без какой-либо поддержки сверхпроводящее состояние должно релаксировать к состоянию БКШ, отвечающе- му δεwc, за время τwc. Время, характеризующее флук- туацию τfl ≅ 3·10–14 с, существенно меньше времени жизни неравновесного сверхпроводящего БКШ состоя- ния с τwc ≅ 2,5·10–13 с, поэтому пары за время τfl, ха- рактеризующее соотношение неопределенности, в ус- ловиях флуктуации взаимодействуют с островками, изменяя при этом свою кинетическую энергию. По- скольку нижележащие по энергии состояния заселены больше, чем вышележащие, процессы рассеяния пар на островках при достаточно частых флуктуациях приво- дят к увеличению среднего значения функции 2 kv . Процесс роста 2 kv ограничен тем, что увеличение кине- тической энергии в сверхпроводящей системе не мо- жет быть больше уменьшения потенциальной энергии в системе островков с флуктуациями ВЗП. Если объе- мы и количество электронов в системах равны, то уве- личение кинетической энергии не может быть больше, по крайней мере, энергии порядка εcdw ≅ εpg ≅ 800 К на один электрон. Тогда в сверхпроводящей системе под- держивается размазка порядка δεhc/2 ≅ εpg ≅ 800 К. В ВТСП ћωD может быть порядка 800–1600 К [15]. При- мем, что в данном сверхпроводнике возможно соот- ношение ћωD ≥ 800 К. Оценка Δ для Vn(EF) = 1/2 с размазкой по энергии δε/2 ≅ εpg ≅ 800 К, согласно фор- муле (1), дает Δ = 400 К. Оценим, не влияет ли неупру- гая релаксация при электрон-электронном рассеянии на состояние с Δ = 400 К. В рамках теории жидкости Ферми время жизни электронов на уровне, удаленном на δε/2 = 800 К от уровня Ферми, определяется элек- трон-электронным рассеянием и равно τee ≅ hEF/(δε/2)2 [16]. Приняв обычную для ВТСП величину энергии Ферми EF = 3000 К, найдем τee ≅ 2·10–13 с, что на по- рядок больше времени τfl и порядка величины τwc, следовательно, релаксация при электрон-электронном рассеянии не должна разрушить сверхпроводящее со- стояние. 5. Сравнение основных характеристик предлагаемой модели и модели, используемой для описания ВТСП материалов Заметим, что в предлагаемой модели, как и в ВТСП, справедливо следующее. 1. Большая величина сверхпроводящей щели, по- рядка нескольких сот градусов. 2. Небольшая длина когерентности порядка 10 Å. 3. Зависимость ∆(ne) является, согласно модели, как и в ВТСП, функцией с максимумом, поскольку при удалении от квантового фазового перехода вероят- ность квантовых флуктуаций падает. 4. Изотопический эффект, согласно модели, может быть близок к нулю вблизи квантового фазового пере- хода, если ћωD больше εpg (ничто не запрещает выпол- нению этого в ВТСП). В таком случае ∆ в нашей моде- ли зависит от размазки, а не от величины ћωD. При удалении от квантового фазового перехода, как и в ВТСП [6] при удалении от оптимального допирования, изотопический эффект может расти до характерных для БКШ значений. 5. Сверхпроводящая щель в предлагаемой модели может быть анизотропной вследствие анизотропии εpg, которая, в свою очередь, обусловлена анизотропией ВЗП. Возможно, необходимой в этом случае может быть анизотропия электрон-фононного взаимодействия (обсуждение совместимости фононного механизма спа- ривания и анизотропии см. в [17]). 6. Предложенное сверхпроводящее состояние, как и в ВТСП, является пространственно неоднородным. 6. Заключение В работе предложена феноменологическая модель, пригодная для качественного описания свойств дву- мерного БКШ сверхпроводника с большой сверхпро- водящей щелью, сравнимой с наблюдаемой в ВТСП материалах. Предложенное состояние основано на симбиозе двух квантовых систем: сверхпроводящей, типа БКШ, и системы флуктуаций волн зарядовой плотности. При этом спаривание происходит за счет электрон-фононного взаимодействия, а увеличение ще- ли по сравнению с моделью БКШ связано с увеличени- ем среднего значения 2 kv за счет уменьшения потенци- альной энергии в системе флуктуаций волн зарядовой плотности. Предложенное состояние, хотя и состоит из двух систем, в действительности есть единое самосо- гласованное квантовое состояние. Естественно, что для строгого обоснования используемых в данной феноме- нологической модели положений в дальнейшем необ- ходимы точные квантово-механические расчеты. Работа поддержана Программой РАН «Квантовые мезоскопические и неупорядоченные структуры». 1. В.Б. Ефимов, Л.П. Межов-Деглин, ФНТ 23, 278 (1997) [Low Temp. Phys. 23, 204 (1997)]. 2. K. Saito and M. Kaise, Phys. Rev. B 57, 11786 (1998). 3. W.D. Wise, M.C. Boyer, Kamalesh Chatterjee, Takeshi Kondo, T. Takeuchi, H. Ikuta, Yayu Wang, and E.W. Hud- son, Nature Phys. 4, 696 (2008). 4. М.В. Садовский, УФН 171, 539 (2001). О возможности большой сверхпроводящей щели в присутствие квантовых флуктуаций Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2012, т. 38, № 11 1351 5. Е.Г. Максимов, О.В. Долгов, УФН 177, 983 (2007). 6. D.J. Pringle, G.V.M. Williams, and J.L. Tallon, Phys. Rev. B 62, 12527 (2000). 7. J. Bardeen, L.N. Cooper, and J.R. Schrieffer, Phys. Rev. 106, 162 (1957). 8. Л.Н. Булаевский, В.Л. Гинзбург, Г.Ф. Жарков, Д.А. Кирж- ниц, Ю.В. Копаев, Е.Г. Максимов, Д.И. Хомский, Пробле- ма высокотемпературной сверхпроводимости, Наука, Москва (1977). 9. В.П. Галайко, ЖЭТФ 61, 382 (1971). 10. В.В. Шмидт, Введение в физику сверхпроводников, МЦНМО, Москва (2000). 11. В.Л. Гинзбург, УФН 95, 91 (1968). 12. С.М. Стишов, УФН 174, 853 (2004). 13. В.Ф. Гантмахер, В.Т. Долгополов, УФН 178, 3 (2008). 14. S. Huefner, M.A. Hossain, A. Damascelli, and G.A. Sa- watzky, Rep. Prog. Phys. 71, 062501 (2008). 15. И.Н. Аскерзаде, УФН 179, 1033 (2009). 16. А.А. Абрикосов, Основы теории металлов, Наука, Мо- сква (1987). 17. Е.Г. Максимов, УФН 170, 1033 (2000). A possibility of large superconducting gap in the presence of quantum fluctuations I.N. Zhilyaev According to the BCS model the probability of electron states filling 2 kv as a function of kinetic ener- gy is smeared. A modified mechanism of 2 kv forma- tion is proposed which takes the fluctuations near the quantum phase transition into account. The esti- mations of a superconducting gap in the presence of fluctuations for a material with HTS parameters give values comparable with those observed. The characte- ristic features of the proposed model resemble the properties of HTS. PACS: 74.20.Fg BCS theory and its development; 74.40.Kb Quantum critical phenomena; 74.72.–h Cuprate superconductors. Keywords: high-temperature superconductivity, quan- tum fluctuations, BCS.

О возможности большой сверхпроводящей щели в присутствии квантовых флуктуаций

Репозитарії

Схожі ресурси