Низкоэнергетические спектры дифференциальной проводимости и дробового шума в туннельных переходах на основе сверхпроводников с подавленным на S–N интерфейсе параметром порядка

Проанализирована возможность появления аномальной структуры в дифференциальной проводимости туннельных контактов на основе высокотемпературных сверхпроводников в результате деградации их приповерхностного слоя. Обсуждаемая особенность представляет собой два максимума в районе энергетической щели,...

Повний опис

Збережено в:

Бібліографічні деталі
Дата:	2016
Автори:	Белоголовский, М., Житлухина, Е., Егоров, О.
Формат:	Стаття
Мова:	Russian
Опубліковано:	Фізико-технічний інститут низьких температур ім. Б.І. Вєркіна НАН України 2016
Назва видання:	Физика низких температур
Теми:	К 30-летию открытия высокотемпературной сверхпроводимости
Онлайн доступ:	http://dspace.nbuv.gov.ua/handle/123456789/129325
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:	Низкоэнергетические спектры дифференциальной проводимости и дробового шума в туннельных переходах на основе сверхпроводников с подавленным на S–N интерфейсе параметром порядка / М. Белоголовский, Е. Житлухина, О. Егоров // Физика низких температур. — 2016. — Т. 42, № 11. — С. 1354-1359. — Бібліогр.: 18 назв. — рос.

Репозитарії

Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine

id	irk-123456789-129325
record_format	dspace
spelling	irk-123456789-1293252018-01-19T03:04:10Z Низкоэнергетические спектры дифференциальной проводимости и дробового шума в туннельных переходах на основе сверхпроводников с подавленным на S–N интерфейсе параметром порядка Белоголовский, М. Житлухина, Е. Егоров, О. К 30-летию открытия высокотемпературной сверхпроводимости Проанализирована возможность появления аномальной структуры в дифференциальной проводимости туннельных контактов на основе высокотемпературных сверхпроводников в результате деградации их приповерхностного слоя. Обсуждаемая особенность представляет собой два максимума в районе энергетической щели, разделенных областью подавленной проводимости. Один из них обычно является высоким и острым, а второй гораздо более размытым. Рассчитаны и сравниваются спектры дифференциальной проводимости и дробового шума в контактах нормального инжектора со сверхпроводниками s- и d-типа. Показано, что совместные измерения этих двух характеристик позволят получить новую информацию относительно кинетики транспортных процессов в подобных структурах. Проаналізовано можливість появи аномальної структури в диференціальній провідності тунельних контактів на основі високотемпературних надпровідників в результаті деградації їх приповерхневого шару. Обговорювана особливість являє собою два максимуми в районі енергетичної щілини, які розділені областю пригніченої провідності. Один з них зазвичай є високим і гострим, а другий набагато більш розмитим. Розраховано і порівняно спектри диференціальної провідності та дробового шуму в контактах нормального інжектора з надпровідниками s- і d-типу. Показано, що спільні вимірювання цих двох характеристик дозволять отримати нову інформацію щодо кінетики транспортних процесів в подібних структурах. The possibility of an anomalous structure in the differential conductivity of tunnel junctions based on high-temperature superconductors as a result of degradation of their surface layer is analyzed. This feature is in the form of two peaks near an energy gap separated by a region of suppressed conductivity. One peak is usually high and sharp, while the other is much more spread out. Differential conductivity and shot noise spectra in contacts of a normal injector with s- and d-type superconductors are calculated and compared. It is shown that combined measurements of these two characteristics can provide new information on the kinetics of transport processes in these structures. 2016 Article Низкоэнергетические спектры дифференциальной проводимости и дробового шума в туннельных переходах на основе сверхпроводников с подавленным на S–N интерфейсе параметром порядка / М. Белоголовский, Е. Житлухина, О. Егоров // Физика низких температур. — 2016. — Т. 42, № 11. — С. 1354-1359. — Бібліогр.: 18 назв. — рос. 0132-6414 PACS: 74.81.–g, 74.55.+v, 73.50.Td http://dspace.nbuv.gov.ua/handle/123456789/129325 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 30-летию открытия высокотемпературной сверхпроводимости К 30-летию открытия высокотемпературной сверхпроводимости
spellingShingle	К 30-летию открытия высокотемпературной сверхпроводимости К 30-летию открытия высокотемпературной сверхпроводимости Белоголовский, М. Житлухина, Е. Егоров, О. Низкоэнергетические спектры дифференциальной проводимости и дробового шума в туннельных переходах на основе сверхпроводников с подавленным на S–N интерфейсе параметром порядка Физика низких температур
description	Проанализирована возможность появления аномальной структуры в дифференциальной проводимости туннельных контактов на основе высокотемпературных сверхпроводников в результате деградации их приповерхностного слоя. Обсуждаемая особенность представляет собой два максимума в районе энергетической щели, разделенных областью подавленной проводимости. Один из них обычно является высоким и острым, а второй гораздо более размытым. Рассчитаны и сравниваются спектры дифференциальной проводимости и дробового шума в контактах нормального инжектора со сверхпроводниками s- и d-типа. Показано, что совместные измерения этих двух характеристик позволят получить новую информацию относительно кинетики транспортных процессов в подобных структурах.
format	Article
author	Белоголовский, М. Житлухина, Е. Егоров, О.
author_facet	Белоголовский, М. Житлухина, Е. Егоров, О.
author_sort	Белоголовский, М.
title	Низкоэнергетические спектры дифференциальной проводимости и дробового шума в туннельных переходах на основе сверхпроводников с подавленным на S–N интерфейсе параметром порядка
title_short	Низкоэнергетические спектры дифференциальной проводимости и дробового шума в туннельных переходах на основе сверхпроводников с подавленным на S–N интерфейсе параметром порядка
title_full	Низкоэнергетические спектры дифференциальной проводимости и дробового шума в туннельных переходах на основе сверхпроводников с подавленным на S–N интерфейсе параметром порядка
title_fullStr	Низкоэнергетические спектры дифференциальной проводимости и дробового шума в туннельных переходах на основе сверхпроводников с подавленным на S–N интерфейсе параметром порядка
title_full_unstemmed	Низкоэнергетические спектры дифференциальной проводимости и дробового шума в туннельных переходах на основе сверхпроводников с подавленным на S–N интерфейсе параметром порядка
title_sort	низкоэнергетические спектры дифференциальной проводимости и дробового шума в туннельных переходах на основе сверхпроводников с подавленным на s–n интерфейсе параметром порядка
publisher	Фізико-технічний інститут низьких температур ім. Б.І. Вєркіна НАН України
publishDate	2016
topic_facet	К 30-летию открытия высокотемпературной сверхпроводимости
url	http://dspace.nbuv.gov.ua/handle/123456789/129325
citation_txt	Низкоэнергетические спектры дифференциальной проводимости и дробового шума в туннельных переходах на основе сверхпроводников с подавленным на S–N интерфейсе параметром порядка / М. Белоголовский, Е. Житлухина, О. Егоров // Физика низких температур. — 2016. — Т. 42, № 11. — С. 1354-1359. — Бібліогр.: 18 назв. — рос.
series	Физика низких температур
work_keys_str_mv	AT belogolovskijm nizkoénergetičeskiespektrydifferencialʹnojprovodimostiidrobovogošumavtunnelʹnyhperehodahnaosnovesverhprovodnikovspodavlennymnasninterfejseparametromporâdka AT žitluhinae nizkoénergetičeskiespektrydifferencialʹnojprovodimostiidrobovogošumavtunnelʹnyhperehodahnaosnovesverhprovodnikovspodavlennymnasninterfejseparametromporâdka AT egorovo nizkoénergetičeskiespektrydifferencialʹnojprovodimostiidrobovogošumavtunnelʹnyhperehodahnaosnovesverhprovodnikovspodavlennymnasninterfejseparametromporâdka
first_indexed	2025-07-09T11:08:14Z
last_indexed	2025-07-09T11:08:14Z
_version_	1837167334018514944
fulltext	Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2016, т. 42, № 11, c. 1354–1359 Низкоэнергетические спектры дифференциальной проводимости и дробового шума в туннельных переходах на основе сверхпроводников с подавленным на S–N интерфейсе параметром порядка М. Белоголовский1,2, Е. Житлухина2,3, О. Егоров4 1Институт металлофизики им. Г.В. Курдюмова НАН Украины, г. Киев, 03680, Украина E-mail: belogolovskii@ukr.net 2Донецкий национальный университет, г. Винница, 21021, Украина 3Донецкий физико-технический институт им. А.А. Галкина НАН Украины, г. Киев, 03680, Украина 4Institut für Festkörpertheorie und Optik, Friedrich-Schiller-Universität Jena, Jena 07743, Germany Статья поступила в редакцию 6 июня 2016 г., опубликована онлайн 26 сентября 2016 г. Проанализирована возможность появления аномальной структуры в дифференциальной проводимо- сти туннельных контактов на основе высокотемпературных сверхпроводников в результате деградации их приповерхностного слоя. Обсуждаемая особенность представляет собой два максимума в районе энергетической щели, разделенных областью подавленной проводимости. Один из них обычно является высоким и острым, а второй гораздо более размытым. Рассчитаны и сравниваются спектры дифференци- альной проводимости и дробового шума в контактах нормального инжектора со сверхпроводниками s- и d-типа. Показано, что совместные измерения этих двух характеристик позволят получить новую инфор- мацию относительно кинетики транспортных процессов в подобных структурах. Проаналізовано можливість появи аномальної структури в диференціальній провідності тунельних контактів на основі високотемпературних надпровідників в результаті деградації їх приповерхневого шару. Обговорювана особливість являє собою два максимуми в районі енергетичної щілини, які розділені облас- тю пригніченої провідності. Один з них зазвичай є високим і гострим, а другий набагато більш розмитим. Розраховано і порівняно спектри диференціальної провідності та дробового шуму в контактах нормального інжектора з надпровідниками s- і d-типу. Показано, що спільні вимірювання цих двох характеристик дозво- лять отримати нову інформацію щодо кінетики транспортних процесів в подібних структурах. PACS: 74.81.–g Неоднородные сверхпроводники и сверхпроводящие системы, включая электронные неоднородности; 74.55.+v Туннельные явления: одночастичное туннелирование и СТМ; 73.50.Td Шумовые процессы и явления. Ключевые слова: мезоскопические гетероструктуры, туннелирование, высокотемпературные сверхпро- водники, дифференциальная проводимость, дробовой шум. Введение Открытие в конце 1986 г. явления высокотемпера- турной сверхпроводимости (ВТСП) в купратных со- единениях стало поворотным пунктом в физике низких температур. Свойства новых материалов настолько от- личаются от стандартной ферми-жидкостной картины, что их последовательный анализ остается до сих пор проблемой как для теоретиков, так и для эксперимен- таторов. Далее мы будем обсуждать низкоэнергетиче- ские спектры квазичастичных возбуждений в контактах, образованных высокотемпературным сверхпроводни- ком (S) и нормальным (N) металлом, которые разделе- ны потенциальным барьером. При этом под низкими энергиями мы понимаем энергии порядка сверхпрово- дящей энергетической щели ∆ в исследуемом S мате- © М. Белоголовский, Е. Житлухина, О. Егоров, 2016 mailto:belogolovskii@ukr.net Низкоэнергетические спектры дифференциальной проводимости и дробового шума в туннельных переходах риале. Детальный обзор таких спектров для купратных и железосодержаших сверхпроводников приведен в ра- боте [1]. В частности, в недодопированных купратах с дырочным характером электропроводности при темпе- ратурах выше критической Tс вплоть до определенной температуры T* наблюдается существенное подавление плотности электронных состояний на участке энергий от –∆* до ∆, известное как псевдощель. Представим себе, что в высокотемпературном сверх- проводнике существуют два конкурирующих упорядо- чения — сверхпроводящее и еще одно, природа кото- рого пока остается дискуссионной, соответственно, с двумя параметрами порядка ∆ и ∆. Плотность квазича- стичных состояний такого сверхпроводника может быть найдена, в частности, с помощью туннельного экспери- мента при T << Tс [2–4]. Если ∆ > ∆, тогда она будет демонстрировать только сверхпроводящие когерентные максимумы, поскольку структура, связанная с псевдо- щелью, будет находиться внутри запрещенной энергети- ческой области. В случае ∆ < ∆ будут наблюдаться два пика — большой и маленький с провалом между ними из-за наличия дополнительной области подавленной электронной плотности, обусловленной пока еще неиз- вестным нам механизмом (см. рис. 2 в [1]). В англо- язычных публикациях такую структуру в плотности квазичастичных состояний сверхпроводника часто на- зывают «peak-dip-hump», см. также работу [5]. Если сле- довать приведенному выше объяснению, тогда местопо- ложение по энергии небольшого и размытого максимума однозначно определяет величину ∆*. Таким образом, соответствующие эксперименты по ее определению имеют принципиальное значение для объяснения при- роды ВТСП. В частности, в работе [5] авторы связыва- ют появление обсуждаемой особенности с наличием в ВТСП материалах волн зарядовой плотности. Заметим, что это лишь одна из альтернативных возможностей существования дополнительного (к сверхпроводяще- му) упорядочения электронной подсистемы, которое реализуется в ВТСП материалах (см. подробнее [1]) и является естественным следствием сильных электрон- ных корреляций в них. К сожалению, и конкретная фи- зическая природа, и вклад этих процессов в механизм ВТСП остаются до конца не выясненными. Ранее [6] мы предложили еще один механизм появ- ления аномальной структуры, связанный с наличием на поверхности высокотемпературных сверхпроводни- ков наноразмерного слоя (N′) с подавленной сверхпро- водимостью. При этом мы не отрицаем принципиаль- ной возможности того, что структура «peak-dip-hump» может быть обусловлена одним из процессов, конку- рирующих с электрон-фононным взаимодействием, в частности, зарядовым упорядочением [5]. Если следо- вать теории [6], тогда пик в зависимости дифференци- альной проводимости контакта нормальный металл– изолятор (I)–N′ прослойка–сверхпроводник обусловлен появлением в N′ слое связанного состояния при энер- гии ,ε = ε < ∆ провал — наличием запрещенных со- стояний при ,ε < ε < ∆ а второй (менее выразительный) максимум — следствием сингулярности в плотности квазичастичных состояний сверхпроводника при .ε ≥ ∆ В настоящей работе мы предлагаем дополнительную экспериментальную проверку нашей гипотезы [6], а именно измерение дробового шума, хаотических флук- туаций тока относительно его среднего значения, обу- словленных дискретностью носителей электрического заряда [7]. Мы обсуждаем имеющиеся эксперименталь- ные данные с точки зрения возможной природы ано- мальной структуры «peak-dip-hump» в туннельных ха- рактеристиках ВТСП материалов. Модель и основные уравнения В рамках подхода Ландауэра–Буттикера [7] транс- портные свойства квантово-когерентной мезоскопиче- ской проводящей системы полностью определяются набором коэффициентов прохождения is , которые представляют собой собственные значения матрицы рассеяния S. Индекс i далее отвечает разным каналам проводимости. В частности, в трехмерной планарной гетероструктуре, состоящей из N и I слоев, он соответ- ствует разным углам падения ,θ которые электронные импульсы образуют с нормалью к границам раздела слоев (суммирование по поперечным волновым векто- рам \|\|).k Если хотя бы один слой находится в сверхпро- водящем состоянии, тогда на N/S границе возникают дополнительные процессы рассеяния квазиэлектрон- ных состояний в квазидырочные и обратно, так назы- ваемые андреевские отражения [7]. Эти дополнитель- ные каналы проводимости надо суммировать с учетом знаков соответствующих токонесущих квазичастиц. В таком случае плотность квазичастичного тока I пред- ставляет собой разность двух потоков, движущихся слева направо и справа налево, [ ] 0 2( ) ( , ) ( ) ( )i L R i eI V dED E V f E f E h ∞ = −∑ ∫ . Здесь ( )/L RV e= µ − µ — разность электрических потен- циалов, приложенных к двум резервуарам, ( , )iD E V — вероятности прохождения электрона сквозь слоистую структуру между левым L и правым R электродами, ко- торые являются собственными значениями матрицы пе- рехода, ( )f E — фермиевская функция распределения, зависящая, в частности, от значения соответствующего химического потенциала µ . Определим дифференциальную проводимость гете- роструктуры, к которой приложено напряжение V, как ( ) ( )/G V dI V dV= , и для температуры 0T → получим, что 22( ) ( ),i i eG V D eV h = ε =∑ здесь ε — энергия квази- Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2016, т. 42, № 11 1355 М. Белоголовский, Е. Житлухина, О. Егоров частичного возбуждения, отсчитываемая от уровня Ферми. Применим эту формулу к расчетам транспорт- ных характеристик N–I–N′S переходов, в которых один из электродов представляет собой N′S двойной слой, формируемый N′ и S металлами. При этом удобно вы- числять не вероятность прохождения электрона (e) че- рез обсуждаемую систему, а вероятность возврата его в исходную точку N инжектора в виде электронного eeR и дырочного (h) состояния .ehR Тогда для N–I–N′S гете- роструктуры при нулевой температуре получим 2 2 22( ) 1 ( ) ( )ee eh i i i eG V R eV R eV h  = − ε = + ε =   ∑ . (1) Помимо зависимости проводимости от напряжения ( )G V , дополнительную информацию относительно ха- рактера движения электрических зарядов через мезо- скопическую гетероструктуру можно, как указано вы- ше, получить из измерений дробового шума [7]. Ограничимся далее низкочастотным пределом при вы- числении спектральной плотности шума ( ),S ω которая представляет собой фурье-образ корреляционной функ- ции ( ) ( ) ( ) ,S t t I t I t− = 〈∆ ∆ 〉′ ′ где ( ) ( ) ( )I t I t I t∆ = − 〈 〉 — флуктуации тока во времени. В общем случае в пределе 0ω → спектральная плотность дробового шума пред- ставляет собой сумму равновесных флуктуаций, возни- кающих вследствие теплового движения носителей тока в системе (так называемый шум Найквиста–Джонсона), и неравновесного вклада, который квадратичным обра- зом зависит от разности функций распределения в двух резервуарах. Поскольку мы ограничимся случаем нуле- вых температур, то именно последнее слагаемое будет интересовать нас в дальнейшем. Зависимость ( 0)S ω → от напряжения V при нуле- вой температуре может быть получена из следующих простых соображений. Вследствие флуктуаций 2 2 ,i in n〈 〉 ≠ 〈 〉 где ( )in t — число частиц, пересекающих в данный момент определенную плоскость внутри гете- роструктуры в i-канале. Для фермионов in равно нулю или единице и, значит, 2 .i in n= Учитывая, что вклады электронов и дырок в квадрат тока (в отличие от само- го тока) имеют одинаковый знак, мы получим (см. так- же формулу (54) в работе [8]): ____________________________________________________ 22 2 2 2 2 0 4( ) ( ) ( ) ( ) ( ) eV ee eh ee eh i i i i i eS V d R eV R eV R eV R eV h    = ε ε = + ε = − ε = − ε = =      ∑ ∫ 2 2 2 2 2 0 4 ( ) 1 ( ) ( ) 1 ( ) eV ee ee eh eh i i i i i e d R eV R eV R eV R eV h     = ε ε = − ε = + ε = − ε = +         ∑ ∫ 2 2 2 0 8 ( ) ( ) eV ee eh i i i e d R eV R eV h + ε ε = ε =∑ ∫ . (2) _______________________________________________ Если вероятность прохождения электрона через изоли- рующую прослойку I в N–I–N′S переходе очень мала 1iT  , тогда вероятностью андреевского отражения 2 2( )eh i iR eV T при /V e> ∆ [9] можно пренебречь. В этом пределе, который называют пуассоновским, из уравнений (1) и (2) получим ( ) 2 ( )PS V e I V= . Как бу- дет ясно далее, уменьшение интенсивности дробового шума по сравнению с пуассоновским пределом указы- вает на коррелированный характер движения зарядов через промежуточную область между двумя электро- дами. Для того чтобы охарактеризовать этот эффект, обычно вводят фактор Фано: отношение дробового шума ( )S V к ( )PS V ( )( ) ( )P S VF V S V = . (3) Дальнейшие расчеты подобны тем, которые были выполнены в нашей работе [6] для расчета дифференци- альной проводимости N–I–N′S гетероструктур. Ампли- туда вероятности прохождения электрона (дырки) через слой изолятора задается параметром Z, пропорцио- нальным толщине изолирующего слоя, см. [6]. В том случае, когда оба электрода переведены в нормальное состояние, вероятность прохождения электрона через I барьер 21/(1 ).D Z= + Далее в качестве примера мы рассматриваем N–I–N′S переход с высокой прозрачно- стью барьера D = 0,1. Как видно на рис. 2 [6], отличия в транспортных кривых для D = 0,1 и барьеров с суще- ственно меньшей прозрачностью носят уже количест- венный, а не качественный характер. Волновые функ- ции квазичастичных состояний внутри N′ прослойки толщиной d описываются плоскими волнами с волно- выми векторами ( ) ( )( , ).e h e h xk kk  Ось x совпадает с нор- малью к поверхностям раздела, а андреевское отражение предполагается зеркальным с сохранением поперечной компоненты k  . При движении от одной границы N′ прослойки к другой набег фазы волновой функции электрона (дырки) составляет =e e xk dϕ ( = – )h h xk dϕ со- ответственно. При андреевском отражении электрона в дырку и наоборот амплитуда вероятности такого про- цесса описывается формулой 1356 Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2016, т. 42, № 11 Низкоэнергетические спектры дифференциальной проводимости и дробового шума в туннельных переходах ( ) ( )( ) exp ( ( )) ( ) eh he hr iε − ε θ = Φ θ ∆ θ  , (4) где 22( ) = sign( ) ( )h ε ε ε − ∆ θ для > ( )ε ∆ θ и ( ) =h ε 2 2= ( )i ∆ θ − ε для < ( )ε ∆ θ , ( )∆ θ — сверхпроводя- щий параметр порядка, а ( )Φ θ — его фаза. В традици- онных сверхпроводниках с s-волновой симметрией параметра порядка ( ) const,s∆ θ = ∆ = а в ВТСП купра- тах, где реализуется 2 2 a bx xd − — волновая симметрия [1], ( )( ) cos 2 ;d∆ θ = ∆  θ − γ   здесь γ — угол между осью x и направлением волнового вектора, с соответствую- щим максимальному значению параметром порядка. Результаты численных расчетов Основными характеристиками, определяющими ко- нечный результат, являются безразмерная величина Z, которая описывает затухание волновой функции в изо- лирующем слое, параметры ( ) ( )2 /( )s d s ddα = ∆  Fv и / .d lβ = Здесь Fv — фермиевская скорость, а l — длина свободного пробега квазичастичных возбуждений в N′ прослойке. Параметр α учитывает ее конечную толщину d и в наших расчетах полагается равным α = 2. Пара- метр β (далее в численных расчетах мы полагаем 0,1)β = описывает эффект частичной потери фазовой памяти из-за рассеяния квазичастиц [6,10]. На рис. 1 представлены зависимости ( )G V и ( )F V для N–I–N′S гетероструктуры с s-волновой симметрией параметра порядка в S слое. В подщелевой области при напряжениях /V V e= ± = ±ε наблюдаются два острых пика, соответствующих связанному состоянию в N′ про- слойке, за которыми следует провал в районе s /V e±∆ и сравнительно небольшой максимум при / .sV e> ∆ Движение квазичастичных возбуждений через локализо- ванное состояние носит детерминистский характер, по- этому дробовой шум резко падает до очень малых значе- ний [11]. Напротив, при V V< и при /sV V e< < ∆ оно становится более хаотичным, что соответствует росту флуктуаций тока. Заметим, что в отличие от кривой ( )G V локальные максимумы на зависимости ( )F V возникают как раз при значениях / .sV e= ±∆ Таким образом, имен- но измерения дробового шума в N–I–N′S контактах мо- гут быть более удобным и надежным источником ин- формации о величине энергетической щели s-волнового сверхпроводника. В ВТСП купратах конечный результат для дифферен- циальной проводимости и дробового шума в N–I–N′S структуре существенным образом зависит от ориента- ции нормали к поверхностям раздела по отношению к осям a и b в плоскости медь–кислород. Рассмотрим вначале тот случай, когда основное туннелирование электронов происходит в этой плоско- сти вдоль направления, соответствующего максималь- ному значению сверхпроводящего параметра порядка, т.е. ( ) cos (2 ).d∆ θ = ∆ θ Результаты, приведенные на рис. 2, подобны соответствующим зависимостям для s-волно- вого сверхпроводника, хотя и более размытые. Макси- мумы на кривых ( )F V при /dV e= ±∆ выражены, как и следовало ожидать, гораздо слабее, чем на рис. 1. Напротив, в том случае, когда нормаль к поверхностям раздела составляет угол 45° по отношению к направле- нию максимального значения энергетической щели, результаты (рис. 3) принципиально отличаются от та- ковых на рис. 1. В зависимости ( )G V возникает пик при V = 0, который всегда имеет место в такой конфи- Рис. 2. (Онлайн в цвете) Зависимость от напряжения диффе- ренциальной проводимости (точечная линия) и фактора Фано (сплошная линия) для N–I–N′S структуры с d-волновым сверхпроводником S; вероятность прохождения электрона через изолирующий слой D = 0,1; угол γ = 0; параметры αd = 2 и β = 0,1; RN — сопротивление этого перехода в нормальном состоянии; температура T = 0. Вертикальными стрелками по- казаны значения энергетической щели ∆d. Рис. 1. (Онлайн в цвете) Зависимость от напряжения диффе- ренциальной проводимости G, нормированной на GN = 1/RN, где RN — сопротивление этого перехода в нормальном состоя- нии (точечная линия) и фактора Фано F (сплошная линия) для N–I–N′S структуры с s-волновым сверхпроводником S; вероят- ность прохождения электрона через изолирующий слой D = 0,1; параметры αs = 2 и β = 0,1; температура T = 0. Вертикальными стрелками показаны значения энергетической щели ∆s. Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2016, т. 42, № 11 1357 М. Белоголовский, Е. Житлухина, О. Егоров гурации вне зависимости от наличия нормальной про- слойки N′ [6]. По бокам от него появляются дополни- тельные пики от локализованных внутри N′ состояний и, наконец, при /dV e≈ ±∆ — провал в кривой ( ).G V Гигантская нулевая аномалия соответствует детерми- нированному характеру электронного транспорта и, соответственно, резкому падению дробового шума [12], за которым следуют симметрично расположенные небольшие максимумы в подщелевой области, отра- жающие рост хаотичности в движении квазичастичных возбуждений. В этом случае для корректного опреде- ления d∆ желательны совместные измерения прово- димости и электрических флуктуаций. Приведенные выше результаты показывают, что из- мерения дробового шума в N–I–N′S контактах позво- лят существенно дополнить информацию относитель- но кинетики стохастических транспортных процессов, заряда и статистики квазичастиц, которую обычно по- лучают из измерений I–V кривых и их производных по напряжению. В частности, это относится к выяснению физического механизма, ответственного за возникно- вение структуры типа «peak-dip-hump» в дифференци- альной проводимости контактов нормального металла со сверхпроводниками s- и d-типа тогда, когда на по- верхности последнего имеется наноразмерный слой с подавленной сверхпроводимостью. Заключение Обсудим в заключение имеющиеся в литературе экспериментальные зависимости ( ),G V которые демон- стрируют наличие обсуждаемой структуры. Предполо- жение о ее связи с волнами зарядовой плотности по- зволяет объяснить асимметрию по V [13], в частности, отсутствие второго небольшого максимума при одной полярности напряжения [5]. В то же время наши кри- вые для переходов нормальный инжектор–изолятор– сверхпроводник всегда симметричны по напряжению (рис. 1–3). Заметим, что приведенные на рис. 3 и 4 в работе [5] экспериментальные данные для асиммет- ричных контактов с YBCO и Bi-2212 соединениями действительно демонстрируют аномальные локальные максимумы дифференциальной проводимости только при одном знаке V. С другой стороны, существуют данные сканирующей туннельной спектроскопии для того же Bi-2212 сверхпроводника, в которых подобные особенности наблюдаются при двух полярностях на- пряжения (см. рис. 7 в обзоре [14]). На самом деле, полностью симметричные по напряжению структуры «peak-dip-hump» надежно воспроизводились только на симметричных Bi-2212 контактах [15]. Эти результаты можно объяснить и присутствием волн зарядовой плот- ности, и усилением эффекта [6] в симметричных пере- ходах сверхпроводник–переходный слой–сверхпровод- ник. Отметим еще два существенных обстоятельства. Очень похожая аномальная структура отчетливо наблю- дается в дифференциальной проводимости туннельных переходов, где на поверхность обычного сверхпровод- ника контролируемым образом наносится пленка нор- мального металла (см. ссылки в работе [6]). Наконец, наличие слоя с подавленной сверхпроводимостью на поверхности ВТСП пленок отмечалось неоднократно в литературе (см., например, обзор [16] для купратов и статью [17] для ферропниктидов). Нам представляется, что на текущий момент еще ра- но делать окончательные выводы относительно приро- ды особенности «peak-dip-hump» в проводимости кон- тактов на основе ВТСП образцов. Возможно, реально существует не один, а два (или более) механизмов, следствием которых является возникновение обсуждае- мой структуры. Для решения этого вопроса необходим уже количественный анализ экспериментальных данных с учетом возможного подавления аномальных особен- ностей из-за эффектов декогеренции [18]. Авторы на- стоящей работы надеются, что совместные измерения ( )G V и ( )F V смогут отделить структуру, обусловлен- ную деградацией приповерхностной области материала, от структуры, связанной с присутствием в ВТСП соеди- нениях двух конкурирующих упорядочений. Настоящая работа была частично поддержана гран- том No. 612600 LIMACONA “Light-Matter Coupling in Composite Nano-Structures” в рамках Седьмой рамоч- ной программы ЕС. 1. N.-C. Yeh, in: Endless Quests: Theory, Experiments and Applications of Frontiers of Superconductivity, Peking University Press, Peking (2015), p. 87; arXiv preprint: arXiv:1506.02091. 2. T. Timusk and B. Statt, Rep. Progr. Phys. 62, 61 (1999). Рис. 3. (Онлайн в цвете) Зависимость от напряжения диффе- ренциальной проводимости (точечная линия) и фактора Фано (сплошная линия) для N–I–N′S структуры с d-волновым сверх- проводником S; вероятность прохождения электрона через изолирующий слой D = 0,1; угол γ = 45°; параметры αd = 2 и β = 0,1; RN — сопротивление этого перехода в нормальном состоянии; температура T = 0. Вертикальными стрелками пока- заны значения энергетической щели ∆d. 1358 Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2016, т. 42, № 11 Низкоэнергетические спектры дифференциальной проводимости и дробового шума в туннельных переходах 3. Y. Yamada, K. Anagawa, T. Shibauchi, T. Fujii, T. Watanabe, A. Matsuda, and M. Suzuki, Phys. Rev. B 68, 054533 (2003). 4. А.И. Дьяченко и В.Ю. Таренков, ФТВД 24, № 2, 24 (2014). 5. A.M. Gabovich and A.I. Voitenko, Fiz. Nizk. Temp. 42, 1103 (2016) [Low Temp. Phys. 42, No. 10 (2016)]. 6. E. Zhitlukhina, I. Devyatov, O. Egorov, M. Belogolovskii, and P. Seidel, Nanoscale Res. Lett. 11, 58 (2016). 7. Ya.M. Blanter and M. Büttiker, Phys. Rep. 336, 1 (2000). 8. M.P. Anantram and S. Datta, Phys. Rev. B 53, 16390 (1996). 9. G.E. Blonder, M. Tinkham, and T.M. Klapwijk, Phys. Rev. B 25, 4515 (1982). 10. В.М. Свистунов, И.В. Бойло, М.А. Белоголовский, ФНТ 38, 440 (2012) [Low Temp. Phys. 38, 345 (2012)]. 11. A.L. Fauchère, G.B. Lesovik, and G. Blatter, Phys. Rev. B 58, 11177 (1998). 12. J.-X. Zhu and C.S. Ting, Phys. Rev. B 59, R14165 (1999). 13. A.M. Gabovich and A.I. Voitenko, Phys. Rev. B 56, 7785 (1997). 14. Ø. Fischer, M. Kugler, I. Maggio-Aprile, C. Berthod, and C. Renner, Rev. Mod. Phys. 79, 353 (2007). 15. J.F. Zasadzinski, L. Ozyuzer, N. Miyakawa, K.E. Gray, D.G. Hinks, and C. Kendziora, Phys. Rev. Lett. 87, 067005 (2001). 16. A. Plecenik, M. Grajcar, P. Seidel, and S. Benacka, in: Studies of High Temperature Superconductors, A. Narlikar (ed.), Nova Science Publisher, New York (1996), Vol. 20, p. 75. 17. T. Plecenik, M. Gregor, R. Sobota, M. Truchly, L. Satrapinskyy, F. Kurth, B. Holzapfel, K. Iida, P. Kus, and A. Plecenik, Appl. Phys. Lett. 103, 052601 (2013). 18. M. Belogolovskii, Phys. Rev. B 67, 100503 (2003). Low-energy spectra of quasiparticle excitations and shot noise in tunnel junctions based on superconductors with an order parameter suppressed at the S–N interface M. Belogolovskii, E. Zhitlukhina, and O. Egorov Possible origin of the anomalous structure “peak- dip-hump” in tunneling characteristics of high- temperature superconductors with a degraded near- surface layer is analyzed. The discussed feature is composed of two peaks in the energy-gap vicinity sep- arated by a region of suppressed conductance. One of them is usually high and sharp whereas the second one is much more smeared. Differential-conductance and shot-noise spectra of junctions formed by a normal in- jector with s- and d-type superconductors have been calculated and compared. It has been shown that com- bined measurements of the two characteristics can provide new information on the kinetics of transport processes in such structures. PACS: 74.81.–g Inhomogeneous superconductors and superconducting systems, including elec- tronic inhomogeneities; 74.55.+v Tunneling phenomena: single par- ticle tunneling and STM; 73.50.Td Noise processes and phenomena. Keywords: mesoscopic heterostructures, tunneling, high-temperature superconductors, differential con- ductance, shot noise. Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2016, т. 42, № 11 1359 Введение Модель и основные уравнения Результаты численных расчетов Заключение

Репозитарії

Схожі ресурси