Эффекты близости и флуктуации в сверхпроводящих структурах с беспорядком тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.02 ВАК РФ

Эффекты близости и флуктуации в сверхпроводящих структурах

с беспорядком

Специальность 01.04.02 — Теоретическая физика

Автореферат диссертации на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук

6 ДЕК 2012

Черноголовка - 2012

005056333

005056333

Работа выполнена в Федеральном государственном бюджетном учреждении науки Институт теоретической физики им. Л. Д. Ландау Российской академии наук.

Научный руководитель: доктор физико-математических наук

Фейгельман М. В.,

Официальные оппоненты: доктор физико-математических наук,

Мельников А. С.,

доктор физико-математических наук Копнин Н. Б.

Ведущая организация: Институт физики твердого тела РАН

Защита состоится 28 декабря 2012 года в 11 часов 30 минут на заседании Диссертационного совета Д 002.207.01 при Федеральном государственном бюджетном учреждении науки Институт теоретической физики им. Л. Д. Ландау Российской академии наук по адресу: 142432, Московская обл., г. Черноголовка, просп. Академика Семенова, д. 1-А, Институт теоретической физики им. Л. Д. Ландау РАН.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке Института теоретической физики им. Л. Д. Ландау РАН.

Автореферат разослан_ноября 2012 г.

Ученый секретарь Диссертационного совета,

доктор физико-математических наук

Гриневич П. Г.

Общая характеристика работы

Актуальность темы.

Сверхпроводящие гибридные структуры - очень богатые системы, которые изучаются на протяжении нескольких последних десятилетий как теоретически, так и экспериментально (в качестве относительно современного краткого обзора см. [1]). В связи с развитием экспериментальной техники становится доступным изучение сопутствующих явлений в новых, недоступных ранее режимах.

Стационарные свойства эффекта близости в равновесных условиях уже хорошо изучены. В частности, ток-фазовое соотношение для длинного перехода [2] было недавно измерено экспериментально [3]. Динамические аспекты этого эффекта сложнее и еще не поняты до конца. Это связано с тем, что вычисление отклика переменного тока на зависящую от времени разность фаз подразумевает как нахождение самих Андреевских уровней, так и определение их чисел заполнения, что является непростой задачей. С экспериментальной точки зрения, измерения такого рода ранее были доступны только в сильно нелинейном режиме [4, 5, 6], однако в недавнем эксперименте [7] был измерен линейный отклик в относительно широком диапазоне частот.

Другим интересным примером современных экспериментов, связанных с эффектом близости, являются эксперименты на структурах, включающих элементы, выполненные на основе графена. Графсн [8, 9], среди других впечатляющих свойств, предоставляет благоприятные условия для изучения наведенной сверхпроводимости. Первым экспериментом такого рода было измерение критического тока через широкий плоский контакт [10]. Было показано, что эффект близости в графене во многом качественно похож на обычный эффект близости, известный по обыкновенным грязным металлам. Однако, специфика графена, связанная с возможностью контролировать плотность носителей заряда в широком диапазоне, открывает и другие необычные возможности по изучению эффекта близости [11].

Еще одним аспектом сосуществования нормального и сверхпроводящего

состояний являются сверхпроводящие флуктуации. Теоретическое изучение флуктуационной проводимости в сверхпроводниках началось с открытия па-рапроводимости Асламазовым и Ларкиным в 1968 г. [12]. Несмотря на существенное количество теоретических работ по теории сверхрпроводящих флуктуаций, результаты которых суммированы в книге Ларкина и Варламова [13], эта область еще является полем для активных исследований. Такая активность отчасти стимулирована современными аккуратными измерениями на различных сверхпроводящих системах [14, 15, 16, 17, 18, 19]. При количественном описании экспериментальных данных по неупорядоченным сверхпроводящим пленкам, обычно используется несколько свободных параметров, таких как критическая температура Тс, критическое магнитное поле Вс и время дефазировки Тф. В связи с таким количеством свободных параметров, удобнее работать с выражениями, которые справедливы во всей области параметров (В, Т), вместо того, чтобы выполнять описание экспериментальных кривых в каждой из асимптотических областей отдельно. Кроме важности таких результатов с точки зрения эксперимента, вопрос представляет и теоретический интерес, так как до сих пор нет окончательного теоретического ответа в связи с существованием нескольких противоречащих друг другу работ.

Целью работы являлось:

1. Построение теории наведенной сверхпроводимости в графене. В частности, изучение условий реализации необычного для объемных сверхпроводников состояния, которое соответствует наличию двух параметрически различающихся энергетических масштабов - критической температуры, при которой наступает глобальная фазовая когерентность Тс и величины спектральной щели при низких температурах Ед.

2. Вычисление поправок к тензору электрической проводимости грязных пленок, связанных с флуктуациями (классическими и квантовыми) сверхпроводящего параметра порядка во всей области выше фазового перехода в сверхпроводящее состояние.

3. Исследование эффектов, связаных с неравновесностыо в длинных и грязных ЭИЗ-персходах с сильными барьерами на границах сверхпроводящей и нормальной областей. В частности, вычисление амплитуд первой и второй гармоник в нелинейном по напряжению режиме и высоких температурах, когда главные (по параметру прозрачности барьера) вклады оказываются экспоненциально малы.

4. Описание эксперимента по измерению восприимчивости - контакта к слабому переменному магнитному полю, индуцирующему нестационарную разность фаз на переходе.

Научная новизна работы заключается в следующих оригинальных результатах, которые выносятся на защиту:

1. Показано, что специфика графена (малая концентрация носителей и высокая подвижность электронов) позволяет реализовать в нем сверхпроводящее состояние путем покрытия малой доли его поверхности сверхпроводящими островками. Вычислена зависимость критической температуры (температуры появления глобальной фазовой когерентности) и щели в электронном спектре от геометрических параметров массива гранул и сопротивления между гранулой и пленкой графена.

2. Вычислены флуктуационные поправки в тензор электрической проводимости грязной пленки нормального металла за счет взаимодействия в ку-перовском канале при произвольных температурах и магнитных полях. В результате численного анализа общих результатов получена диаграмма для качественной зависимости проводимости от температуры и магнитного поля.

3. Для длинного ЭШШ (г = Яд/Длт 1) контакта вычислена зависимость от напряжения амплитуд первых двух гармоник нестационарного тока при высоких температурах. Показано, что вклад неравновесного происхождения, который оказывается порядка г-4, доминирует в переменном токе за счет его медленного спадания с ростом температуры (длины) перехода.

4. Получены уравнения, которые описывают линейный отклик БМБ структуры на гармоническую разность фаз. Полученные уравнения проанализи-

рованы при низких частотах и выполнено сравнение с результатами эксперимента.

Научная и практическая ценность. Полученные новые результаты и методы позволяют лучше понять физику эффекта близости и сверхпроводящих флуктуаций в различных структурах, содержащих сверхпроводники. Они могут быть применены для дальнейших теоретических исследований и анализа экспериментальных данных.

Апробация работы. Результаты, изложенные в диссертации, докладывались на международной конференции по мезоскопической физике (г. Черноголовка, 2009 и 2012), на международной конференции Fundamentals of electronic nano-systems Nanollumep, (г. Санкт-Петербург, 2012) на научных семинарах в институтах KIT (Karlsruhe, Germany), TAMU (College Station, Texas), Института Теоретической Физики им. JI. Д. Ландау РАН (г. Черноголовка) и Института физики микроструктур РАН (г. Нижний Новгород).

Публикации. По теме диссертации опубликовано 4 научные работы, список которых приведен в конце реферата.

Объем и структура диссертации. Диссертация состоит из введения, четырех глав, заключения и списка литературы.

Рис. 1: Пленка графена, покрытая сверхпроводящими островками.

Основное содержание работы

Во введении обоснована актуальность рассматриваемой темы, научная новизна исследований, а также сформулированы цели и приведены основные результаты работы. Дается краткое введение в главный метод исследования всех рассматриваемых в диссертации явлений: уравнение Узаделя. В наиболее общем виде оно было впервые выписано в основопологающей работе Ларкина и Овчинникова [20] и оказалось чрезвычайно удобным для описания явлений, связанных неоднородной сверхпроводимостью [21]. Удобство этого подхода состоит в том, что он позволяет с самого начала работать с эффективной диффузной теорией, способной описать все неравновесные явления, имеющие место в квазиклассическом (когда характерные энергии много меньше, чем Ер) приближении на масштабах, меньших частоты упругих рассея-

В главе 1 построена теория сверхпроводящего эффекта близости, наве-деного в графене сверхпроводящими островками радиуса а, образующих решетку с периодом Ь (Рис. 1). Основные предположения состоят в следующем: ¡) графен находится вдали от Дираковской точки, что подразумевает относительно большие затворные потенциалы \Уа\ > 10У, так что концентрация носителей п. > 1012ш-2 и и) распространение электронов - диффузное на всех масштабах, то есть ! < а < Ь. При выполнении этих условий система полностью описывается уравнением Узаделя.

Температура перехода в когерентное состояние Тс может быть найдена в приближении попарного взаимодействия между островками. Таким образом, Тс определяется величиной Джозефсоновской связи между двумя отдель-

Рис. 2: Критическая температура, Тс и спектральная щель при нулевой температуре, Ед, как функция поверхностного кондактанса (кондактанс пленки д = 6, и Ь/а — 10).

ными островками. Ее удается вычислить за счет того, что при выполнении условия а -С Ъ задачу о вычислении энергии связи можно решать, линеаризуя уравнения Узаделя вдали от обоих островков, в области, где аномальная функция Грина мала. В этой области она дается следующим выражением:

Fu (г) = е^ sin 9Ы (|г - п|) + е1фг sin ви(\ г- r2|), (1)

гДе ri,2 - координаты островков с фазами параметра порядка ф\12, а функция вы (г) получается из решения линеаризованного уравнения Узаделя:

вш (г) = Л И Ао (г/Ьш) ,А(и) = (2)

Здесь функция в решает нелинейное уравнение в (£) = ¿cosí, Lu - характерна длина спадания сверхпроводящих корреляций, равная Ьш = у/D/2oj и íw = i^lnLu/a. Решение уравнения Узаделя в виде (1) позволяет вычислить энергию связи островков:

Ej = 4пдТ А2 (шп) Р , (3)

п> О

где

roo

P(z) = z / Ко О cosh t) Ki (z cosh t) dt. (4)

Jo

Двумерный массив островков с попарной энергией связи Ej претерпевает переход Березинского-Костерлица-Таулеса при температуре, определяемой

условием:

ТС = -№(Ь,ТС). (5)

Параметр 7 зависит от геометрии массива и для треугольной структуры равен 7 = 1.47 [22].

При температурах, много меньших критической, Т Тс, попарное приближение для описания взаимодействия островков перестает работать. Устанавливается полная фазовая когерентность (фазы всех островков ф( равны) и возникает вопрос о спектральной щели одноэлектронных возбуждений над полностью когерентным основным состоянием. Если островки образуют периодическую пространственную структуру, задача сводится к решению уравнения Узаделя (которое уже нельзя линеаризовывать) с подходящим граничным условием на границе элементарной ячейки периодической структуры островков (п - нормаль к границе элементарной ячейки): п\79 = 0.

Если граница между островком и слоем графена идеальна, удается получить следующее приближенное выражение для щели в спектре:

_ 2.65Етн

Е°~ЩьЩ- (6)

Результаты для критической температуры Тс и минищели Ед как функции кондактанса границы между гранулой и графеном приведены на Рис. 2. Параметрическое различие этих энергетических масштабов отличает рассматриваемую систему от обычного объемного сверхпроводника. Действительно, как следует из условия (5), при вш ~ д, температура перехода Тс оказывается порядка энергии Таулеса Етн, что при больших значениях параметра 1п Ь/а может значительно превышать Ед.

В главе 2 вычисляется поправка к тензору электрической проводимости, возникающая за счет взаимодействия в Куперовском канале. Получены общие выражения для продольной и поперечной проводимостей, справедливые во всей диффузной области выше сверхпроводящего перехода. В отличие от большинства предыдущих опубликованных работ на тему сверхпроводящих флуктуаций, вместо вычисления стандартных диаграмм в мнимом времени

0.5 1 1.5

В/Вс

(Мацубаровская техника) с последующим аналитическим продолжением, выбран подход, основанный на использовании техники Келдыша совместно с уравнением Узаделя [20, 23, 24]. Основные принятые приближения следующие:

1. Пленка считается не слишком грязной. Безразмерный (измеренный в единицах квантового Рр = ~ (12.ЭШ)^1) кондактанс пленки на квадрат д считается много большим единицы.

2. Движение считается диффузным на всех существенных масштабах, то есть Тст < 1 и и)ст 1, где шс - циклотронная частота электрона.

3. Сверхпроводящий флуктуации считаются Гауссовыми (то есть, предполагается, что их взаимодействием можно пренебречь). Это условие выполнено на достаточном удалении от линии фазового перехода: например, при нулевом магнитном поле оно обеспечивается неравенством Т-Тс » Тс/у/д[25]. В таких предположениях вклад флуктуаций в проводимость удается описать с помощью уравнения Узаделя. Окончательно, результат для флуктуацион-ных поправок может быть представлен в следующем виде:

а = а^ + сг(еМ + а(ап) + . (7)

Здесь - проводимость Друде, а для возникающих поправок удается получить общие результаты для продольной и поперечной проводимости. Для

продольной проводимости они имеют следующий вид:

= _2е2Пи ^ У (<Ь)

| £7?. |

= (9)

„ ■> \°п\ Тф + еп

^ =

= -2е21?Пс-Ч- ^ У (¿ш) (п + 1) (Би + й'и), (10)

где

« = 11е [КпК'пЬ№+1] , (11)

V = 2Не/Г„1т [£п + Еп+х] 1т + 1тКп1т [Ь%+1 - (12)

и>). В этих формулах: В (и) = соЬЪ.{ш/2Т) - равновесная Бозе функция распределения. Кроме того, введено обозначение

£пН = 1п ^ + -фН(п,ш) (13)

= ), (14)

£

2 ' 4тгТ

так что равновесный пропагатор сверхпроводящих флуктуаций равен

= (15)

Наконец, V = 1/27г/д - количество состояний на единицу площади на данном уровне Ландау, выраженное через магнитную длину 1д = \j\j2\e\B (для "частицы"зарядом 1\е\ - Куперовской пары).

Эти результаты обобщают все известные ответы для различных асимптотических областей на случай произвольных температур и магнитных полей. Кроме этого, они позволяют получить ряд новых результатов, полезных при количественном сравнении с экспериментом. Например, характер температурной зависимости сопротивления при различных магнитных полях изображен на Рис. (4). Численный анализ приведенных формул позволяет определить линии на плоскости температура-магнитное поле, на которых

Рис. 4: Сопротивление как функция температуры для серии магнитных

полей В/Вс = 0.9,1.05,1.1,1.3. Параметры образца выбраны следующим образом: Во = ЪкО. и Тст = Ю-2.

0.2!

0.5

0.75

Т/Т,

происходит смена характера зависимости проводимости от температуры и магнитного поля. Результат изображен на Рис. (3). Наиболее интересной с теоретической точки зрения является областью квантового фазового перехода II. Отметим, что в предыдущей литературе для этой области встречаются разные ответы. Одним из источником различий является диаграмма Асламазова-Ларкина, для которой в работах [26, 27. 28] были получены разные результаты. Проделанное нами независимое вычисление подтверждает конечность вклада Асламазова-Ларкина при Т —> 0 и в соответствующем пределе воспроизводит результат Галицкого и Ларкина [28]. Указаны причины расхождения с остальными работами [26, 27], в которых утверждалось, что этот вклад пропорционален Т2. Интересно, что поведение обсуждаемой диаграммы в областях Т —» 0 и Т Тс определяется одним и тем же вкладом.

В главе 3 изучается эффект близости между двумя массивными сверхпроводниками через нормальный металл. Основное предположение состоит в том, что сопротивление барьеров велико по сравнению с сопротивлением нормального участка структуры. Соответствующий малый параметр г-1 = ^ используется в качестве параметра разложения. Кроме этого, предполагается, что энергетическая щель Д в сверхпроводящем контакте велика по сравнению с остальными энергетическими масштабами: напряжением V, энергией Таулеса Етн и температурой Т.

Возможность рассмотрения эффекта близости по теории возмущений тре-

бует также дополнительного условия. Это связано с тем, что в отсутствие неупругих процессов, сверхпроводящая длина когерентности при малых энергиях становится ничем не ограниченной и может превысить размеры системы. В таком случае аномальные функции Грина при низких энергиях не малы, даже если параметр г велик, что формально приводит к тому, что мини-щель не закрывается при сколь угодно малом отношении Rm/Rb- Однако, в любой реальной электронной системе существует механизм, ограничивающий длину когерентности - процессы неупругой релаксации. Частота таких процессов, обсзразмеренная временем диффузии, в дальнейшем обозначается 7 = T£>/Tin. В пределе 7г » 1, который мы будем рассматривать в дальнейшем, эффект близости является слабым во всем диапазоне энергий и может быть учтен как малая поправка к нормальному состоянию металла. Тогда наиболее существенными оказываются первые временные гармоники функции Грина и задача может быть решена аналитически. Впервые подобная система рассматривалась Асламазовым, Ларкиным и Овчинниковым в работе [29], где были получены общие формулы для сверхтока через контакт в первом неисчезающем порядке nor-1, применимые как в баллистическом, так и в диффузном случаях и выраженные через соответствующие пропагаторы. Мы вычисляем неравновесные поправки к току, которые возникают в следующем порядке по г-1. Как мы покажем, они оказываются основным вкладом в переменный ток при большой температуре электронов в проволоке, когда вклад, найденный в работе [29], экспоненциально подавлен.

Начнем с упрощения спектральных уравнений в рассматриваемом пределе, параметризуя опережающую функцию Грина следующим образом:

(16)

Функции 2 могут быть легко найдены из линеаризованных уравнений с

результатом:

f*(e,x,t) = v{e) f?(e,x,t)=v(t)

егЛ(-()'2 eos к (x + 1/2) + eos к (x - 1/2)

e"i0(í)/2 eos к {x + 1/2) + eim/2 eos к {x - 1/2)

Здесь к(е) = л/2ге/Етн — 7- комплексный волновый вектор ик(е) = ~~к5[пк-Опережающие корреляторы определяются фундаментальной симметрией: 6,д(1.1') = т3 (¿'л(1', 1))+ г3, так что Jí\2{í,xy I) = f*2(-e,x,t). Например, у правого контакта аномальные функции равны (ф - разность фаз параметров порядка на переходе):

/&(* = \) = "(í)e±í,Kt)/2 + v(e)e^'\ (17)

где и{е) = — £ ™inKK■ Отметим, что аномальная функция в точке х = 1/2 является суммой двух вкладов, один из которых (пропорциональный и(е)) происходит от правого резервуара и спадает с энергией относительно медленно, как е~1//2, а другой (пропорциональный г;(е)) происходит от левого резервуара и спадает с энергией гораздо быстрее, как е-1/2 ехр(— у/е/Етн)-Диагональные компоненты запаздывающей и опережающей функций Грина, дающие поправку к плотности состояний, определяются условием нормировки Гриновской функции, которое дает:

9i = -h, 92 = \h ■ h- (18)

Здесь символ f-g означает свертку функций / и д (интегрирование по промежуточному временному аргументу). После того как спектральные функции Грина вычислены, мы переходим к определению функции распределения электронов h. Функция распределения близка к тепловой Н(е) = tanh (jj), так что h3(x,e,t) < (->т)~2 и h0(x,e,t) = Н(е) + f{e,x,t), где / < (7г)"2. Мы будем предполагать, что кинетический интеграл можно рассматривать в т—приближении: Ist{h] = (ji ~ Н(е)т0^ . Это существенное упрощение позволяет вычислить функции распределения при произвольном соотношении остальных параметров задачи. Физически такая ситуация реализуется, если основной источник энергетической релаксации - рассеяние элек-

тронов фононами, а существенные электронные энергии - много меньше тепловых. Мы интересуемся структурой функции распределения на масштабах Efh <SL Т, поэтому последнее условие заведомо выполнено.

Кинетические уравнения на неравновесные поправки к функции распределения имеют вид:

ETkdlf-(dtf + r-lf) = 0,

(19)

EThdlh3 - (dth3 + r^hз + itp-H) = 0. Граничные условия на функции распределения можно рассматривать только на одном контакте (например, в точке х = 1/2), если учесть, что /13 и / -нечетная и четная функция координаты х, соответственно. Следует спроектировать граничные условия Куприянова и Лукичева [30] на матрицы ть, т3 с нужной точностью. Результатом является следующее разложение функции распределения по временным гармоникам:

h3(e,x, 0 = £„=o,±i e~2i»vth3,n(e,x),

f(i,xA) = ÏZn=0,±1e-2inVtfn(E,x).

Здесь

I / N _ sin(K(n^)j:) т / \

п-3,п(е,Х) — K(„v)cos(K(nV)/2) J3,n(tj f (f r\ -__соф(пУ)Х)_j / N

и (г = 0, 3):

■ко(0 = i la(e + V/2)HD(c + V/2) + 3ia{e - V/2)HD(e - V/2)\ ,

(22)

= Ь № + V/2)HD(e - V/2) + w (-£ + V/2) HD(e + V/2)] .

В этих уравнениях HD(e) = \ [H(e + V/2) - H(e - F/2)]. Кроме того, s0 = -l,s3 = 1 и a(e) = u{e) + îî( —e). Кроме того, Jo,-i(e) = ^o,l(e)- =

15

(20)

(21)

ЯеАз.1(е),Яе.Ш

Рис. 5: Неравновесные поправки к функции распределения.

■/зд(е). Найденные функции распределения построены на Рис. 5.

После того, как вычислены функции распределения и спектральные функции, можно вычислить электрический ток согласно

Переписывая это выражение явным образом, получим:

= | е-^21(е,1)с1с

(23)

(24)

где

1(е, Ь) = Лд • (Ло - /*) - (Ло + Лз) • /Л (25)

В этой формуле все функции координаты предполагаются взятыми в точке х = Заметим, что ток /(¿) естественным образом представляет собой сумму двух вкладов, которые происходят от разных частей функции распределения: равновесной Н(е) и неравновесной.

В равновесном случае, в формуле (25): /¡о = Н{е), /г3 = 0. Для равновесного тока получим: 1еч — 1а + Ке[е_2,1/'/5], где 7д— диссипативный ток и /5—амплитуда сверхтока. Они даются интегралами:

1а{У,Т) = | УНв{е)Кеи{е)йе = |11еи(К), ЫУ,Т) = 1у Я(е - У/2)у{е)йе = ^(-К).

Мы определили здесь

«И = / [Я(£ + ш/2) - Я(е)] и(с)с1е}

г;(ш) = / Я(е + и/2)и(е)ск.

Это известные в литературе результаты: стационарный ток 1а был впервые вычислен в работе Волкова [31], а нестационарный - в уже упоминавшейся работе [29]. При больших температурах Т 2> Етн равновесный вклад в нестационарный электрический ток /д в (26) становится экспоненциально мал. Поэтому может оказаться так, что неравновесный вклад будет доминировать (несмотря на то, что он содержит дополнительную малость но параметру 1 /г, по сравнению с равновесным) так как подавлен температурой только степенным образом. Подобное замечание было впервые сделано Аргаманом [32], который на основании качественных соображений оценил этот вклад. Вычисляя ток по формуле (24), получим:

/пе„(0 = 11е [е-^Ф, + еГ^Ф2] .

(28)

Вычисление гармоник дает:

$1,2 =

7г Етн V 16 Яг3 Т

01,2-

(29)

Здесь 01, 02 даются выражением:

фх = Г0(х0 - у о) - Гу(х0 + у о) + (ху + уу)( Г21/ - Гу)

(30)

02 = -(XV + уу)^2у

И

Рис. 6: Неравновесные амплитуды (сплошная линия) и 102(^)1 (штрихованная линия) вычисленные согласно Ур. (30) для у = 0.2 и V < Те//-

En

cot(«£/2) tan(/í£/2) =--, yt =-

Г =_1_

y/2{ie/ETh - 7) sin yj2{ie/ETh - 7)

В этих формулах 7<1. В пределе V —¥ 0, имеем: = 27_1|0i| 3> \<¡>i\, то есть вторая гармоника в токе доминирует. Для конечных напряжений, малых по сравнению с энергией Таулеса: V < Етн можно написать асимптотические выражения:

' \Г1+АГЧУ/ЕТ11)\ l/«^1

TzExh У , s

= (32)

-|(£™/Ю2, тг1 « V Сравнивая неравновесный вклад с равновесным, находим, что неравновесная вторая гармоника преобладает в переменном токе при1п2(7г) < Т/Етн и У^ггК

Неравновесный переменный ток в нелинейном по напряжению V режиме никогда не вычислялся ранее. Как видно из уравнений (31), (32), при не слишком малых напряжениях неравновесная первая гармоника <Е>1 становится сравнимой с Фг и затем превосходит ее. Амплитуда Фх происходит из

пиков стационарной, части неравновесных поправок к функциям распределения Л-о2з(е) на энергиях е = ±V'/2cm. Ур. (17). В качестве примера, на Рис. 6 изображены абсолютные значения величин ф\о,{У) для 7 = 0.2 и низких напряжений V < Erh Те.

В главе 4 обсуждается недавний эксперимент по измерению восприимчивости SNS перехода по отношению к зависящей от времени внешней фазе (индуцированной, например, переменным внешним магнитным потоком в геометрии SQUID). В этом эксперименте удалось измерить тензор восприимчивости тока в такой структуре к внешнему полю, индуцирующему разность фаз

Ф = Фо + 50cos(wi) (33)

в режиме линейного отклика.

Для теоретического описания системы построено разложение уравнений Узаделя (спектральной и кинетической частей) по малому параметру (внешнему возмущению). В этой задаче эффект близости не является слабым, поэтому получающиеся уравнения недоступны для единого аналитического решения во всей области параметров (температуры, частоты и фо). При малых частотах удается (частично следуя работе Лемпицкого [33]) построить теорию отклика, обеспечивающую удовлетворительное согласие с экспериментом. В этой области ответ для восприимчивости тока в кольце (который оказывается, в основном, бездиссипативным) по отношению к переменной разности сверхпроводящих фаз дается следующей формулой:

= (34)

Эта формула написана в бесстолкновительном пределе, когда частота внешнего поля много больше частоты неупругих столкновений. Функция 1$(Ф) описывает равновесное ток-фазовое соотношение, которое синусоидально при высоких температурах: Is = /с sin 0. Для вычисления функции Р(ф) следует найти спектральный ток js(f-) и плотность состояний р(е) из стационарного

уравнение Узаделя, так что

Эта формула была получена уже в [33]. Однако, явный вид кривой Р(ф), отличается от приведенной в этой работе. Возникающие особенности в д при ф = О, 7Г хорошо видны на эксперименте.

Для описания результатов эксперимента в большем интервале параметров (с ростом частоты, то есть в режиме и -Етл), следует решить уравнения линейного отклика численно. Подобная попытка была предпринята в недавней работе [34], однако результаты качественно отличаются от результатов эксперимента, поэтому изучение этого вопроса все еще представляет интерес.

В заключении сформулированы основные результаты работы.

Основные результаты

1. Показано, что покрытие малой площади графена сверхпроводящими островками может привести его в сверхпроводящее состояние. Критическая температура наступления глобальной фазовой когерентности может составлять несколько Кельвинов при доступных экспериментально параметрах структуры. При низких температурах и в отсутствие магнитного поля в плотности состояний присутствует щель Ед < Тс, появляющаяся из-за 'коллективного' эффекта близости.

2. Получены общие выражения для эффекта сверхпроводящих флуктуации на тензор электрической проводимости. Эти результаты справедливы во всей области выше сверхпроводящего перехода и могут быть применены для количественного анализа экспериментальных данных. Численный расчет флуктуационных поправок позволяет выделить на фазовой диаграмме области с различным качественным поведением проводимости как функции магнитного поля и температуры.

3. Развита теория нестационарного когерентного тока в длинной БКБ структуре с сильным нормальным рассеянием на контактах. В условиях постоянного напряжения получены аналитические выражения для функций Грина и функций распределения в нормальной области. Показано, что при высоких температурах нестационарный электрический ток доминирует-ся членами старшего порядка по прозрачности г-4 (когда 'обычный' вклад г-2 оказывается экспоненциально подавлен).

4. Рассмотрена теория линейного отклика БКБ структуры на переменную разность фаз. Результаты в адиабатическом пределе удовлетворительно согласуются с данными эксперимента [7].

Основные результаты диссертации опубликованы в следующих работах:

1. M.V. Feigel'man, М.А. Skvortsov, K.S. Tikhonov, Proximity-induced superconductivity in graphene, Pis'ma v ZhETF, vol. 88, iss. 11, pp. 862 - 866 (2008).

2. K.S. Tikhonov, M.V. Feigel'man, AC Josephson effect in the long voltage-biased SINIS junction, Pis'ma v ZhETF, vol. 89, iss. 4, pp. 230 - 235 (2009).

3. F. Chiodi, M. Ferrier, K. Tikhonov, P. Virtanen, T.T. Heikkila, M. Feigelman, S. Gue'ron, H. Bouchiat, Probing the dynamics of Andreev states in a coherent Normal/Superconducting ring, Scientific Reports 1, Article number: 3 (2011).

4. K.S. Tikhonov, G. Schwiete, A.M. Finkel'stein, Fluctuation conductivity in disordered superconducting films, Physical Review В 85, 174527 (2012).

Цитируемая литература:

[1] Pannetier B., Courtois H. Andreev reflection and proximity effect // Journal of low temperature physics. — 2000. — Vol. 118, no. 5-6. — Pp. 5-6.

[2] Heikkilä T., Särkkä J., Wilhelm F. Supercurrent-carrying density of states in diffusive mesoscopic josephson weak links // Physical Review B. — 2002. — Vol. 66, no. 18. - P. 184513.

[3] Effect of microwaves on the current-phase relation of superconductor-normal-metal-superconductor josephson junctions / M. Fuechsle, J. Bentner, D. Ryn-dyk et al. // Physical review letters. - 2009. - Vol. 102, no. 12. - P. 127001.

[4] Microwave-enhanced proximity effect in superconductor-normal-metal-superconductor microjunctions / J. Warlaumont, J. Brown, T. Foxe, R. Buhrman // Physical Review Letters. - 1979. - Vol. 43, no. 2. - Pp. 169172.

[5] Nonequilibrium ac josephson effect in mesoscopic nb-inas-nb junctions / K. Lehnert, N. Argaman, H. Blank et al. // Physical review letters. — 1999. — Vol. 82, no. 6. - Pp. 1265-1268.

[6] Chiodi F., Aprili M., Reulet B. Evidence for two time scales in long sns junctions // Physical review letters. - 2009. - Vol. 103, no. 17. - P. 177002.

[7] Probing the dynamics of andreev states in a coherent normal/superconducting ring / F. Chiodi, M. Ferrier, K. Tikhonov et al. // Scientific reports. — 2011. — Vol. 1.

[8] Electric field effect in atomically thin carbon films / K. Novoselov, A. Geim, S. Morozov et al. // Science. - 2004. - Vol. 306, no. 5696. - Pp. 666-669.

[9] The electronic properties of graphene / A. H. Castro Neto, F. Guinea, N. M. R. Peres et al. // Rev. Mod. Phys. - 2009. - Jan. - Vol. 81. - Pp. 109162.

[10] Bipolar supercurrent in graphene / H. Heersche, P. Jarillo-Herrero, J. Oost-inga et al. // Nature. - 2007. - Vol. 446, no. 7131. - Pp. 56-59.

[11] Attain A., Han Z., Bouchiat V. Electrical control of the superconducting-to-insulating transition in graphene-metal hybrids // Nature Materials. — 2012,- Vol. 11, no. 7,- Pp. 590-594.

[12] Aslamazov L. G., Larkin A. I. Effect of fluctuations on the properties of a superconductor above the critical temperature // Fiz. Tverd. Tela. — 19C8. — Vol. 10. - P. 1104.

[13] Larkin A. /., Varlamov A. A. Theory of fluctuations in superconductors.— Oxford University Press, USA, 2005. - Vol. 127.

[14] Hadacek N., Sanquer M., Villegier J. C. Double reentrant superconductor-insulator transition in thin tin films // Phys. Rev. B. — 2004. — Vol. 69, no. 2. - P. 024505.

[15] Steiner M., Kapitulnik A. Superconductivity in the insulating phase above the field-tuned superconductor-insulator transition in disordered indium oxide films // Physica C. - 2005. - Vol. 422, no. 12. - Pp. 16 - 26.

[16] From quantum corrections to magnetic-field-tuned superconductorBF'Yinsu-lator quantum phase transition in tin films / T. I. Baturina, J. Bentner, C. Strunk et al. // Physica B. - 2005. - Vol. 359, no. 0. - Pp. 500 - 502.

[17] Observation of the nernst signal generated by fluctuating cooper pairs / A. Pourret, H. Aubin, J. Lesueur et al. // Nature Phys. — 2006. - Vol. 2, no. 10. - Pp. 683-686.

[18] Fluctuation superconductivity in mesoscopic aluminum rings / N. C. Koshnick, H. Bluhm, M. E. Huber, K. A. Moler // Science.-2007. - Vol. 318, no. 5855. - P. 1440.

[19] Dynamical study of phase fluctuations and their critical slowing down in amorphous superconducting films / W. Liu, M. Kim, G. Sambandamurthy, N. P. Armitage // Phys. Rev. B. - 2011. - Jul. - Vol. 84. - P. 024511.

[20] Larkin A. /., Ovchinnikov Y. N. Quasiclassical method in the theory of superconductivity // Sov. Phys. JETP. - 1969. - Vol. 28, no. 6. - Pp. 1200-1205.

[21] Kopnin N. B. Theory of Nonequilibrium Superconductivity. — New York: Oxford University Press, 2001.

[22] Shih W., Stroud D. Two-dimensional superconducting arrays in a magnetic field: Effects of lattice structures // Physical Review B.— 1985,— Vol. 32, no. 1,- P. 158.

[23] Levchenko A., Kamenev A. Keldysh ginzburg-landau action of fluctuating superconductors // Phys. Rev. B. - 2007. - Sep. - Vol. 76, no. 9. - P. 094518.

[24] Kamenev A., Levchenko A. Keldysh technique and non-linear cr-model: basic principles and applications // Adv. in Phys. — 2009. — Vol. 58, no. 3. — Pp. 197-319.

[25] Larkin A. I., Ovchinnikov Y. N. Nonlinear fluctuation phenomena in the transport properties of superconductors // JETP. — 2001. — Vol. 92, no. 3. — Pp. 519-528.

[26] Beloborodov I. S., Efetov K. B., Larkin A. I. Magnetoresistance of granular superconducting metals in a strong magnetic field // Phys. Rev. B. — 2000. — Apr. - Vol. 61. - Pp. 9145-9161.

[27] Glatz A., Varlamov A. A., Vinokur V. M. Fluctuation spectroscopy of disordered two-dimensional superconductors // Phys. Rev. B. — 2011. — Sep. — Vol. 84,- P. 104510.

[28] Galitski V. M., Larkin A. I. Superconducting fluctuations at low temperature 11 Phys. Rev. B. - 2001. - Vol. 63, no. 17. - P. 174506.

[29] Aslamazov L., Larkin A., Ouchinnikov Y. Josephson effect in superconductors separated by a normal metal // Soviet Journal of Experimental and Theoretical Physics. — 1969. — Vol. 28. — P. 171.

[30] Kupriyanov M., Lukichev V. Influence of boundary transparency on the critical current of dirty sss structures // Sov. Phys. JETP.— 1988.— Vol. 67, no. 6,- Pp. 1163-1168.

[31] Volkov A., Klapwijk T. Microscopic theory of superconducting contacts with insulating barriers // Physics Letters A. — 1992. — Vol. 168, no. 3. — Pp. 217224.

[32] Argaman N. Nonequilibrium josephson-like effects in wide mesoscopic sns junctions // Superlattices and micro structures. — 1999.— Vol. 25, no. 5.— Pp. 861-875.

[33] Lempitskii S. V. Stimulation of superconductivity by a direct current in a superconductor-normal metal-superconductor junction // Sov. Phys. JETP. - 1983. - Vol. 58. - P. 624.

[34] Theory of microwave-assisted supercurrent in diffusive sns junctions / P. Vir-tanen, T. Heikkila, F. Bergeret, J. Cuevas // Physical Review Letters.— 2010. - Vol. 104, no. 24. - P. 247003.

Введение

1 Наведённая сверхпроводимость в графене

1.1 Введение.

1.2 Описание наведенного эффекта близости в графене.

1.3 Переход Березипского-Костерлица-Таулеса.

1.4 Низкие температуры: однородное состояние.

1.5 Эффект магнитного поля.

2.2 Учёт сверхпроводящих флуктуаций в уравнении Узаделя . 28

2.3 Параметризация Келдышевской функции Грина.34

2.4 Решение уравнения Узаделя и сверхпроводящий пропагатор . . 37

2.5 Эффект Холла и сверхпроводящие флуктуации.46

2.6 Вычисление поправок к тензору электрической проводимости . 48

2.7 Результаты для продольной проводимости .54

2.7.1 Область Гинзбурга-Ландау (I) .54

2.7.2 Область квантовой критической точки (II).56

2.7.3 Высокие температуры (III) и большие магнитные поля (IV) .58

2.8 Результаты для Холловской проводимости.63

2.9 Сравнение с предыдущими работами.65

2.10 Вычисление диаграммы Асламазова и Ларкина в мнимом времени .65

2.11 Заключение.71

3 Нестационарный эффект Джозефсона в длинном 8Ш18 переходе 74

3.1 Введение.74

3.2 Основные уравнения.75

3.3 Упрощение уравнений в пределе слабого эффекта близости . 77

3.4 Вычисление спектральных функций.78

3.5 Вычисление функций распределения.79

3.6 Вычисление электрического тока.82

3.6.1 Равновесный вклад.83

3.6.2 Неравновесный вклад.84

3.7 Заключение.86

4 Отклик электрического тока в SNS переходе на гармоническую модуляцию разности фаз 87

4.1 Введение.87

4.2 Теория линейного отклика .88

4.2.1 Неравновесные поправки .91

4.2.2 Спектральные поправки.93

4.2.3 Вычисление электрического тока.94

4.3 Адиабатический предел: результаты.95

4.4 Заключение.97

Заключение 99 Публикации по теме диссертации 101

Введение

Актуальность темы.

Сверхпроводящие гибридные структуры - очень богатые системы, которые изучаются на протяжении нескольких последних десятилетий как теоретически, так и экспериментально (в качестве относительно современного краткого обзора см. [1]). В связи с развитием экспериментальной техники становится доступным изучение сопутствующих явлений в новых, недоступных ранее режимах.

Стационарные свойства эффекта близости в равновесных условиях уже хорошо изучены. В частности, ток-фазовое соотношение для длинного БКЭ перехода [2] было недавно измерено экспериментально [3]. Динамические аспекты этого эффекта сложнее и ещё не поняты до конца. Это связано с тем, что вычисление отклика переменного тока па зависящую от времени разность фаз подразумевает как нахождение самих Андреевских уровней, так и определение их чисел заполнения, что является непростой задачей. С экспериментальной точки зрения, измерения такого рода ранее были доступны только в сильно нелинейном режиме [4, 5, б], однако в недавнем эксперименте [7] был измерен линейный отклик в относительно широком диапазоне частот.

Другим интересным примером современных экспериментов, связанных с эффектом близости, являются эксперименты на структурах, включающих элементы, выполненные на основе графена. Графеп [8, 9], среди других впечатляющих свойств, предоставляет благоприятные условия для изучения наведенной сверхпроводимости. Первым экспериментом такого рода было измерение критического тока через широкий плоский контакт [10]. Было показано, что эффект близости в графене во многом качественно похож на обычный эффект близости, известный по обыкновенным грязным металлам. Однако, специфика графена, связанная с возможностью контролировать плотность носителей заряда в широком диапазоне, открывает и другие необычные возможности по изучению эффекта близости [11].

Ещё одним аспектом сосуществования нормального и сверхпроводящего состояний являются сверхпроводящие флуктуации. Теоретическое изучение флуктуационной проводимости в сверхпроводниках началось с открытия па-рапроводимости Асламазовым и Ларкипым в 1968 г. [12]. Несмотря на существенное количество теоретических работ по теории сверхрпроводящих флуктуаций, результаты которых суммированы в книге Ларкина и Варламова [13], эта область ещё является полем для активных исследований. Такая активность отчасти стимулирована современными аккуратными измерениями на различных сверхпроводящих системах [14, 15, 1G, 17, 18, 19]. При количественном описании экспериментальных данных по неупорядоченным сверхпроводящим плёнкам, обычно используется несколько свободных параметров, таких как критическая температура Тс, критическое магнитное поле Вс и время дефазировки Тф. В связи с таким количеством свободных параметров, удобнее работать с выражениями, которые справедливы во всей области параметров (В, Т), вместо того, чтобы выполнять описание экспериментальных кривых в каждой из асимптотических областей отдельно. Кроме важности таких результатов с точки зрения эксперимента, вопрос представляет и теоретический интерес, так как до сих пор нет окончательного теоретического ответа в связи с существованием нескольких противоречащих друг другу работ.

Целью работы являлось:

1. Построение теории наведённой сверхпроводимости в графене. В частности, изучение условий реализации необычного для объёмных сверхпроводников состояния, которое соответствует наличию двух параметрически различающихся энергетических масштабов - критической температуры, при которой наступает глобальная фазовая когерентность Тс и величины спектральной щели при низких температурах Ед.

2. Вычисление поправок к тензору электрической проводимости грязных плёнок, связанных с флуктуациями (классическими и квантовыми) сверхпроводящего параметра порядка во всей области выше фазового перехода в сверхпроводящее состояние.

3. Исследование эффектов, связанных с неравновесностыо в длинных и грязных Б^-переходах с сильными барьерами на границах сверхпроводящей и нормальной областей. В частности, вычисление амплитуд первой и второй гармоник в нелинейном по напряжению режиме и высоких температурах, когда главные (по параметру прозрачности барьера) вклады оказываются экспоненциально малы.

4. Описание эксперимента по измерению восприимчивости - контакта к слабому переменному магнитному полю, индуцирующему гармонически зависящую от времени разность фаз на переходе.

Главный метод исследования всех рассматриваемых в диссертации явлений - уравнение Узаделя [20]. В наиболее общем виде оно было впервые выписано в основополагающей работе Ларкина и Овчинникова [21] и оказалось чрезвычайно удобным для описания явлений, связанных неоднородной сверхпроводимостью [22]. Уравнение Узаделя незаменимо при исследовании мезо-скопических сверхпроводников и гибридных структур [23, 24]. Его удобство состоит в том, что оно позволяет с самого начала работать с эффективной диффузной теорией, способной описать все неравновесные явления, имеющие место в квазиклассическом (когда характерные энергии много меньше, чем Ер) приближении на масштабах, меньших частоты упругих рассеяний г-1. Таким образом, оно описывает пизкоэнергетическую (диффузную) физику на пространственных q~l и временных масштабах, удовлетворяющих неравенству (<?/, шт) <С 1, где г - время рассеяния на примесях, а I - упругая длина свободного пробега.

Это уравнение описывает поведение квазиклассической функции Грина д, которая является матрицей в пространстве Келдыша и Горькова-Намбу и зависит от одного пространственного и двух временных аргументов. Более подробно мы останавливаемся па его обсуждении в главе 2, приводя его вывод для случая, когда становятся важны флуктуации параметра порядка. В отсутствии таких флуктуаций уравнение Узаделя подробно обсуждается в цитируемой выше литературе, поэтому здесь мы ограничимся тем, что просто выпишем его в стандартном виде и вводим используемые в дальнейшем обозначения.

Мы начинаем с того, что выписываем уравнения, образующие основу нашего рассмотрения в последующих главах. Сформулировав микроскопическую модель, мы выписываем уравнение Узаделя, которое позволяет найти квазиклассические Гриповские функции в грязном пределе, то есть, при выполнении условия Тст <с 1.

Мы используем символ шляпки, как в тз для обозначения матриц размера 2x2 в Келдышевском пространстве (К, запаздывающая/опережающая функции Грина) или пространстве Горькова-Намбу (А', частца/дырка). Символами аг и Т{ мы обозначаем матрицы Паули в пространствах К и Ы, соответственно. Поле параметра порядка удобно записывать в виде А = Досго+А!^, где До и Д1 будут называться его классической (с/) и квантовой {([) компонентами. Обе эти компоненты недиагональны в пространстве Намбу N1 Дг- = Дг-т+ — Д*т, где т± = \ (тх ± гТу). Удобно объединить классическую и квантовую компоненту параметра порядка в один вектор Д = (Дсь Дд)'"' •

Уравнение Узаделя имеет следующий вид:

Плотность заряда и электрический ток выражаются через усреднённую по направлениям Гриновскую функцию д следующиим образом [24]:

1) и

3 (г>г) = —^тзоч] (г, ¿), (3) где j = д ■ Vд. Соотношение (3) следует из

V,) (С* (*, - ^А, (4) где п - плотность электронов, в диффузном приближении.

Символ • обозначает свертку во времени, то есть, интегрирование по промежуточному временному аргументу. Пространственная производная имеет следующую структуру: \7д = \7g-ie [тзА, ¿/] . Наконец, важным ограничением, накладываемым на квазиклассическую функцию Грина, является условие нормировки: $•$)(*, О = !*(/■-О- (5)

Эта форма справедлива, в том числе, и в присутствии флуктуации параметра порядка. В таком случае выражения для тока и плотности заряда следует усреднить по флуктуирующему полю с действием, которые мы обсуждаем в главе 2.

Научная новизна работы заключается в следующих оригинальных результатах, которые выносятся на защиту:

1. Показано, что специфика графена (малая концентрация носителей и высокая подвижность электронов) позволяет реализовать в нём сверхпроводящее состояние путём покрытия малой доли его поверхности сверхпроводящими островками. Вычислена зависимость критической температуры (температуры появления глобальной фазовой когерентности) и щели в электронном спектре от геометрических параметров массива гранул и сопротивления между гранулой и пленкой графена.

2. Вычислены флуктуационные поправки к тензору электрической проводимости грязной пленки нормального металла за счёт взаимодействия в Куперовском канале при произвольных температурах и магнитных полях. В результате численного анализа общих результатов получена диаграмма для качественной зависимости проводимости от температуры и магнитного поля.

3. Для длинного БШК (?■ = Яв/Кл' 1, где Яв - сопротивление барьера, а Яд' - сопротивление проволоки в нормальном состоянии) контакта вычислена зависимость от напряжения амплитуд первых двух гармоник нестационарного тока при высоких температурах. Показано, что вклад неравновесного происхождения, который оказывается порядка?*-'1, доминирует в переменном токе за счёт его более медленного спадания с ростом температуры (длины) перехода.

4. Получены уравнения, которые описывают линейный отклик структуры на гармоническую модуляцию разности фаз. Полученные уравнения проанализированы аналитически при низких частотах и выполнено сравнение с результатами эксперимента.

Научная и практическая ценность. Полученные новые результаты и методы позволяют лучше понять физику эффекта близости и сверхпроводящих флуктуации в различных структурах, содержащих сверхпроводники. Они могут быть применены для дальнейших теоретических исследований и анализа экспериментальных данных.

Структура диссертации такова:

В главе 1 построена теория сверхпроводящего эффекта близости, наве-дёного в графене сверхпроводящими островками радиуса а, образующих решётку с периодом Ь (Рис. 1.1). Вычислена Джозефсоновская энергия связи островков и найдена температура перехода в когерентное состояние Тс. Найдена щель в спектре одиоэлектроипых возбуждений при низких температурах Т<ГС.

В главе 2 вычисляется поправка к тензору электрической проводимости, возникающая за счёт взаимодействия в Куперовском канале. Получены общие выражения для продольной и поперечной проводимостей, справедливые во всей диффузной области выше сверхпроводящего перехода. Подход, основанный на использовании техники Келдыша совместно с уравнением Узаделя [21, 25, 26], обобщён на произвольные температуры и магнитные поля. Численный анализ приведённых формул позволяет определить линии па плоскости температура-магнитное поле, на которых происходит смена характера зависимости проводимости от температуры и магнитного поля. Подробно проанализирована область квантового фазового перехода и указан источник противоречий в существующей литературе.

В главе 3 изучается эффект близости между двумя массивными сверхпроводниками через нормальный металл. Вычислены неравновесные поправки к току, которые возникают в следующем порядке по г-1. Показано, что они дают основной вклад в переменный ток при большой температуре электронов в проволоке, когда известный в литературе вклад, найденный в работе [27], экспоненциально подавлен.

В главе 4 обсуждается недавний эксперимент по измерению восприимчивости SNS перехода по отношению к зависящей от времени внешней разности фаз (индуцированной, например, переменным внешним магнитным потоком в геометрии SQUID). Для теоретического описания системы построено разложение уравнений Узаделя (спектральной и кинетической частей) по малому параметру, характеризующему возмущение, а — e5V/uo. При малых частотах удаётся построить теорию отклика, обеспечивающую удовлетворительное согласие с экспериментом. Возникающие особенности в при ф = ±7г хорошо видны на эксперименте.

В заключении сформулированы основные результаты работы.

Основные результаты диссертации состоят в следующем:

1. Показано, что покрытие малой площади графена сверхпроводящими островками может привести его в сверхпроводящее состояние. Критическая температура наступления глобальной фазовой когерентности может составлять ~ 1К при доступных экспериментально параметрах. При низких температурах и в отсутствие магнитного поля в плотности состояний присутствует щель Ед < Тс, появляющаяся из-за коллективного эффекта близости.

2. Получены общие выражения для эффекта сверхпроводящих флукту-аций на тензор электрической проводимости. Эти результаты справедливы во всей области выше сверхпроводящего перехода и могут быть применены для количественного анализа экспериментальных данных. Численный расчёт флуктуационных поправок позволяет выделить на фазовой диаграмме области с различным качественным поведением проводимости как функции магнитного поля и температуры.

3. Развита теория нестационарного когерентного тока в длинной БИЭ структуре с сильным нормальным рассеянием па контактах. В условиях постоянного напряжения получены аналитические выражения для функций Грина и функций распределения в нормальной области. Показано, что при высоких температурах нестационарный электрический ток домипирует-ся членами старшего порядка по прозрачности г~4 (когда 'обычный' вклад г~2 оказывается экспоненциально подавлен).

4. Рассмотрена теория линейного отклика структуры на переменную разность фаз. Результаты в адиабатическом пределе удовлетворительно согласуются с данными эксперимента [7].

Автор глубоко благодарен своему научному руководителю М. В. Фейгель-ману — за внимание к работе, научное руководство, ценные советы и поддержку. Автор также благодарен своим соавторам — И. С. Бурмистрову и М. А. Скворцову и, особенно, А. М. Финкельштейну — за совместную работу и неоднократные полезные обсуждения. Автор также благодарен А. С. Мельникову, Н. Bouchiat, И. Горному, S. Gneron, С. В. Иорданскому, А. С. Иоселевичу, А. Д. Мирлину, И. В. Колоколову, Н. Б. Копнину, К. Michaeli, В. В. Рязанову, М. Н. Сербину, G. Schwiete, Я. В. Фоминову, J. Schmallian и всем сотрудникам Института теоретической физики им. Л. Д. Ландау, вопросы которых оказали большую помощь в работе.

Работа над диссертацией проходила при финансовой поддержке грантов: РФФИ 07-02- 00310, РФФИ 10-02-00554, National Science Foundation NSF-DMR-1006752 и программы РАН "Квантовая физика конденсированного состояния вещества".

Публикации по теме диссертации

1. M. V. Fcigel'man, M. A. Skvortsov, K. S. Tikhonov, Proximity-induccd superconductivity in graphene, Pis'ma v ZhETF, vol. 88, iss. 11, pp. 8C2 - 86G (2008).

2. K. S. Tikhonov, M. V. Fcigel'man, AC Josephson effect in the long voltage-biased SINIS junction, Pis'ma v ZhETF, vol. 89, iss. 4, pp. 230 - 235 (2009).

3. F. Chiodi, M. Ferrier, K. Tikhonov, P. Virtanen, T. T. Heikkila, M. Feigelman, S. Gue'ron, H. Bouchiat, Probing the dynamics of Andreev states in a coherent Normal/Superconducting ring, Scientific Reports 1, Article number: 3 (2011).

4. K. S. Tikhonov, G. Schwiete, A. M. Finkel'stein, Fluctuation conductivity in disordered superconducting films, Physical Review B 85, 174527 (2012).

Заключение

1. Pannetier B., Courtois H. Andreev reflection and proximity effect / / Journal of low temperature physics. — 2000. — Vol. 118, no. 5-6. — Pp. 5-6.

2. Heikküä T. Särkkä J., Wilhelm F. Supercurrent-carrying density of states in diffusive mesoscopic josephson weak links // Physical Review B. — 2002. — Vol. 66, no. 18. P. 184513.

3. Effect of microwaves on the current-phase relation of superconductor-normal-metal -superconductor josephson junctions / M. Fuechsle, J. Bentner, D. Ryn-dyk et al. //' Physical review letters. 2009. - Vol. 102, no. 12. - P. 127001.

4. Microwave-enhanced proximity effect in superconductor-normal-metal-superconductor microjunctions / J. Warlaumont, J. Brown, T. Foxe, R. Buhrman // Physical Review Letters. — 1979. Vol. 43, no. 2. — Pp. 169172.

5. Nonequilibrium ac josephson effect in mesoscopic nb-inas-nb junctions / K. Lehnert, N. Argaman, H. Blank et al. // Physical review letters. — 1999. — Vol. 82, no. 6. Pp. 1265-1268.

6. Chiodi F., Aprili M., Reulet B. Evidence for two time scales in long sns junctions // Physical review letters. 2009. — Vol. 103, no. 17. - P. 177002.

7. Probing the dynamics of andreev states in a coherent normal/superconducting ring / F. Chiodi, M. Ferrier, K. Tikhonov et al. /'/' Scientific reports. — 2011. — Vol. 1.

8. Electric field effect in atomically thin carbon films / K. Novoselov, A. Geim, S. Morozov et al. // Science. 2004. - Vol. 306, no. 5696. - Pp. 666-669.

9. The electronic properties of graphene / A. H. Castro Neto, F. Guinea, N. M. R. Peres et al. // Rev. Mod. Phys. 2009. - Jan. - Vol. 81. - Pp. 109162.

10. Bipolar supercurrent, in graphene / H. Heersche, P. Jarillo-Herrero, J. Oost-inga et al. // Nature. 2007. - Vol. 446, no. 7131. - Pp. 56-59.

11. Allain A., Han Z., Bouchiat V. Elcctrical control of the superconducting-to-insulating transition in graphene -metal hybrids // Nature Materials. — 2012. Vol. 11, no. 7. - Pp. 590-594.

12. Aslamazov L. G., Larkin A. I. Effect of fluctuations on the properties of a superconductor above the critical temperature // Fiz. Tverd. Tela. — 1968. — Vol. 10. P. 1104.

13. Larkin A. I. Varlamov A. A. Theory of fluctuations in superconductors.— Oxford University Press, USA, 2005. Vol. 127.

14. Hadacek N., Sanquer M., Villegier J. C. Double reentrant superconductor-insulator transition in thin tin films // Phys. Rev. B. — 2004. — Vol. 69, no. 2. P. 024505.

15. Steiner M., Kapitulnik A. Superconductivity in the insulating phase above the field-tuned superconductor-insulator transition in disordered indium oxide films /'/ Physica C. 2005. - Vol. 422, no. 12. - Pp. 16 - 26.

16. From quantum corrections to magnetic-field-tuned superconductor-insulator quantum phase transition in tin films /' T. I. Baturina, J. Bentner, C. Strunk et al. // Physica B. 2005. - Vol. 359, no. 0. - Pp. 500 - 502.

17. Observation of the nernst signal generated by fluctuating cooper pairs / A. Pourret, H. Aubin, J. Lesueur et al. // Nature Phys. 2006. - Vol. 2, no. 10. - Pp. 683-686.

18. Fluctuation superconductivity in mesoscopic aluminum rings / N. C. Koshnick, H. Bluhm, M. E. Huber, K. A. Moler // Science.— 2007. Vol. 318, no. 5855. - P. 1440.

19. Dynamical study of phase fluctuations and their critical slowing down in amorphous superconducting films / W. Liu, M. Kim, G. Sambandamurthy, N. P. Armitage // Phys. Rev. B. 2011. - Jul. - Vol. 84. - P. 024511.

20. Usadel K. D. Generalized diffusion equation for superconducting alloys // Physical Review Letters. 1970. - Vol. 25, no. 8. - Pp. 507-509.

21. Larkin A. I., Ovehinnikov Y. N. Quasiclassical method in the theory of superconductivity // Sov. Phys. JETP. 1969. - Vol. 28, no. 6. - Pp. 1200-1205.

22. Kopnin N. B. Theory of Nonequilibrium Superconductivity. New York: Oxford University Press, 2001.

23. Quasiclassical green's function approach to mesoscopic superconductivity / W. Belzig, F. K. Wilhelm, C. Bruder et al. // Super-lattices Microstruct.— 1999. Vol. 25, no. 5-6. - Pp. 1251-1288.

24. Smith H., Rammer J. Quantum field-theoretical methods in transport theory of metals /'/ Rev. Mod. Phys. 1986. - Vol. 58, no. 2.

25. Levchenko Kamenev A. Keldysh ginzburg-landau action of fluctuating superconductors // Phys. Rev. B. 2007. - Sep. - Vol. 76, no. 9. - P. 094518.

26. Kamenev A., Levchenko A. Keldysh technique and non-linear cr-model: basic principles and applications // Adv. in Phys. — 2009. — Vol. 58, no. 3. -Pp. 197-319.

27. Aslamazov L. Larkin A., Ovehinnikov Y. Josephson effect in superconductors separated by a normal metal /'/' Soviet Journal of Experimental and Theoretical Physics. 1969. - Vol. 28. - P. 171.

28. Uchoa B. Castro Neto A. H. Superconducting states of pure and doped graphene /'/' Phys. Rev. Lett.- 2007. Apr. - Vol. 98,- P. 146801.http://link.aps.org/doi/10.1103/PhysRevLett.98.146801.

29. Profeta G., Calandra M., Mauri F. Phonon-mediated superconductivity in graphene by lithium deposition // Nature Physics. — 2012.

30. Beenakker C. Specular andreev reflection in graphene // arXiv preprint cond-mat/0604594. 2006.

31. Kupriyanov M., Lukichev V. Influence of boundary transparency on the critical current of dirty sss structures // Sov. Phys. JETP. — 1988. — Vol. 67, no. 6,- Pp. 1163-1168.

32. Evidence of the role of contacts on the observed electron-hole asymmetry in graphene / B. Huard, N. Stander, J. A. Sulpizio, D. Goldhaber-Gordon // Phys. Rev. D. 2008. - Sep. - Vol. 78. - P. 121402.

33. Shih W., Stroud D. Two-dimensional superconducting arrays in a magnetic field: Effects of lattice structures // Physical Review B. — 1985. — Vol. 32, no. 1. P. 158.

34. Weak localization in graphene flakes / F. V. Tikhonenko, D. W. Horsell, R. V. Gorbachev, A. K. Savchenko // Phys. Rev. Lett. 2008. - Feb. - Vol. 100. - P. 056802.

35. Ivanov D. A., von Roten R., Blatter G. Minigap in a long disordered sns junction: analytical results // Phys. Rev. B. 2002, —Aug. — Vol. G6.— P. 052507.

36. Ostrovsky P. M., Skvortsov M. A., FeigeVman M. V. Density of states below the thouless gap in a mesoscopic sns junction // Phys. Rev. Lett. — 2001. — Jun. Vol. 87. - P. 027002.

37. Cuevas J. C., Bergeret F. S. Magnetic interference patterns and vortices in diffusive sns junctions // Phys. Rev. Lett.— 2007. — Nov. — Vol. 99.— P. 217002.

38. Spivak B., Zhou F. Mesoscopic effects in disordered superconductors near hc2 H Phys. Rev. Lett. 1995. - Apr. - Vol. 74. - Pp. 2800-2803.

39. Galitski V. M. Larkin A. I. Disorder and quantum fluctuations in superconducting films in strong magnetic fields //' Phys. Rev. Lett. — 2001. Aug.— Vol. 87. - P. 087001.

40. Feigel'man M. V., Larkin A. I., Skvortsov M. A. Quantum superconductor-metal transition in a proximity array /'/' Phys. Rev. Lett. 2001. —Feb.— Vol. 86. - Pp. 1869-1872.

41. Feigel'Man M., Larkin A. Quantum superconductor-metal transition in a 2d proximity-coupled array // Chemical physics. — 1998.— Vol. 235, no. 1.— Pp. 107-114.

42. Tunable superconducting phase transition in metal-decorated graphene sheets / B. M. Kessler, i. m. c. 0. Girit, A. Zettl, V. Bouchiat // Phys. Rev. Lett. — 2010. — Jan. Vol. 104. - P. 047001.

43. Beasley M. R.: Mooij J. E., Orlando T. P. Possibility of vortex-antivortex pair dissociation in two-dimensional superconductors // Phys. Rev. Lett. — 1979. Apr. - Vol. 42. - Pp. 1165-1168.

44. Epstein K., Goldman A. M., Kadin A. M. Renormalization effects near the vortex-unbinding transition of two-dimensional superconductors /'/' Phys. Rev. B. 1982. - Oct, - Vol. 26. - Pp. 3950-3953.

45. Mold K. The critical fluctuation of the order parameter in type-ii superconductors // Prog. Theor. Phys. 1968. - Vol. 39, no. 4. - Pp. 897-906.

46. Thompson R. S. Microwave, flux flow, and fluctuation resistance of dirty type-ii superconductors // Phys. Rev. B. — 1970. — Jan. — Vol. 1. — Pp. 327-333.

47. Galitski V. M., Larkin A. I. Superconducting fluctuations at low temperature // Phys. Rev. B. 2001. - Vol. 63, no. 17. - P. 174506.

48. Fukuyama H. Ebisawa H. Tsuzuki T. Fluctuation of the order parameter and hall effect // Prog. Theor. Phys. 1971.- Vol. 46, no. 4,- Pp. 10281041.

49. Aronov A. G., Rapoport A. B. Hall effect in superconductors above tG // Mod. Phys. Lett. B. 1992. - Vol. 6, no. 16-17. - P. 1083.

50. Aronov A. GHikami SLarkin A. I. Gauge invariance and transport properties in superconductors above tc // Phys. Rev. B. — 1995. — Vol. 51, no. 6. — P. 3880.

51. Abrikosov A. A., Gor'kov L. P., Dzyaloshinski I. E. Methods of Quantum Field Theory in Statistical Physics. — New-Jersey: Prentice-Hall, Inc. Engle-wood Cliffs, 1963.

52. Volkov A. F., Nagaev K. E., Seviour R. Fluctuation paraconductivity in mesoscopic superconductor-normal-inetal contacts // Phys. Rev. B.— 1998. Mar. - Vol. 57, no. 9. - Pp. 5450-5456.

53. Feigel'man M. V., Larkin A. I., Skvortsov M. A. Keldysh action for disordered superconductors // Phys. Rev. B. 2000. — May. — Vol. 61, no. 18.— Pp. 12361-12388.

54. Eilenberger G. Transformation of gorkov's equation for type ii superconductors into transport-like equations // Z. Phys. — 1968. — Vol. 214. — Pp. 195213.

55. Larkin A. I. Ovchinnikov Y. N. Nonlinear fluctuation phenomena in the transport properties of superconductors // JETP. — 2001. — Vol. 92, no. 3. — Pp. 519-528.

56. Galitski V. M., Das S arma S. Renormalization of the upper critical field by superconducting fluctuations // Phys. Rev. B. — 2003. — Vol. 67, no. 14. — P. 144501.

57. Zala G., Narozhny B. N., Aleiner I. L. Interaction corrections at intermediate temperatures: Magnetoresistance in a parallel field // Physical Review B. — 2001. Vol. 65, no. 2. - P. 020201.

58. Reizer M. Y. Fluctuation conductivity above the superconducting transition: Régularisation of the maki-thompson term // Phys. Rev. B. — 1992. — Jun. Vol. 45. Pp. 12949-12958.

59. Altshuler B. L., AronovA. G., Khmelnitsky D. E. Effects of electron-electron collisions with small energy transfers on quantum localisation // Journal of Physics C. 1982. - Vol. 15. - P. 7367.

60. Larkin A. I., Ovchinnikov Y. N. Influence of inhomogeneities on superconductor properties // JETP. 1972. - Vol. 34. - P. 651.

61. Inelastic scattering time above the superconductivity transition in two dimensions: Dependence on disorder and magnetic field / W. Brenig, M. C. Chang, E. Abrahams, P. Wolfle // Phys. Rev. B. 1985. - Vol. 31. - Pp. 7001-7005.

62. Abramowitz M. Stegun I. Handbook of Mathematical Functions. — Dover Publ. NY, 1972.

63. Smith R. A. Handy B. S., Ainbegaokar V. Upper critical field in disordered two-dimensional superconductors // Phys. Rev. B. 2000. — Mar. — Vol. 61. Pp. 6352-6359.

64. Magnetoconductance of thin-film superconductors near critical disorder / W. Brenig, M. A. Paalanen, A. F. Hebard, P. Wolfle // Phys. Rev. B.-1986. Feb. - Vol. 33. - Pp. 1691-1699.

65. Schmid A. Diamagnetic susceptibility at the transition to the superconducting state // Phys. Rev. — 1969. — Apr. Vol. 180. - Pp. 527-529.

66. Gor'kov L. P. Singularities of the resistive state with current in thin superconducting films H JETP Lett. 1970. - Vol. 11, no. 1. - Pp. 32-35.

67. Varlamov A., Reggiani L. Nonlinear fluctuation conductivity of a layered superconductor: Crossover in strong electric fields // Physical Review B. — 1992. Vol. 45, no. 2. - P. 1060.

68. Mishonov T., Posazhennikova A., Indekeu J. Fluctuation conductivity in superconductors in strong electric fields // Phys. Rev. B. — 2002. — Jan. — Vol. 65. P. 064519.

69. Michaeli K., Finkel'stein A. Fluctuations of the superconducting order parameter as an origin of the nernst effect // EPL (Europhysies Letters).— 2009. Vol. 86, no. 2. - P. 27007.

70. Michaeli K., Tikhonov K., FinkcVstein A. Hall effect in superconducting films // Physical Review B. 2012. - Vol. 86, no. 1. P. 014515.

71. Tarasinski D.— Fluctuation corrections to conductivity in superconducting films and cylinders. — Master's thesis, Freie Universität Berlin, 2012.

72. Abrahams E. Prange R. E., Stephen M. J. Effect of a magnetic field on fluctuations above tc // Physica. 1971. - Vol. 55. - Pp. 230-233.

73. Hikami S., Larkin A. Magnetoresistance of high temperature superconductors // Mod. Phys. Lett. B. 1988. - Vol. 2, no. 5. - Pp. 693-698.

74. Fluctuation conductivity of layered superconductors in a perpendicular magnetic field /' V. V. Dorin, R. A. Klemm, A. A. Varlamov et al. //' Phys. Rev. B. 1993. - Nov. Vol. 48. - Pp. 12951-12965.

75. Altshuler B. L., Varlamov A.,.Reizer M. Y. Electron-interaction effects and conductivity of disordered two-dimensional systems // Zh. Eksp. Theor. Fiz. 1983. - Vol. 84. - Pp. 2280-2289.

76. Fukuyoma H. Electron-Electron Interactions in Disordered Systems. — North-Holland Amsterdam, 1985.

77. Aslamazov L. G., Varlamov A. A. Fluctuation conductivity in intercalated superconductors // Journal of Low Temperature Physics. — 1980.— Vol. 38. Pp. 223-241.

78. Glatz A., Varlamov A. A., Vinokur V. M. Fluctuation spectroscopy of disordered two-dimensional superconductors // Phys. Rev. B. 2011.- Sep.— Vol. 84. - P. 104510.

79. Hall conductivity dominated by fluctuations near the superconducting transition in disordered thin films / N. Breznay, K. Michaeli, K. Tikhonov et al. // Physical Review B. 2012. - Vol. 86, no. 1. - P. 014514.

80. Lopatin A. V., Shah N., Vinokur V. M. Fluctuation conductivity of thin films and nanowires near a parallel-field-tuned superconducting quantum phase transition // Phys. Rev. Lett. 2005. - Jan. - Vol. 94. - P. 037003.

81. Shah N., Lopatin A. Microscopic analysis of the superconducting quantum critical point: Finite-temperature crossovers in transport near a pair-breaking quantum phase transition // Phys. Rev. B. 2007. Sep. Vol. 76. — P. 094511.

82. Serbia M. Fluctuational Nernst effect in Superconductors. Master's thesis, Landau Institute for Theoretical Physics, 2009.

83. Pa.aJanen M. A., Hebard, A. F., Ruel R. R. Low-temperature insulating phases of uniformly disordered two-dimensional superconductors // Phys. Rev. Lett. 1992. - Sep. - Vol. 69. - Pp. 1604-1607.

84. Ikeda R. Comment on ''disorder and quantum fluctuations in superconducting films in strong magnetic fields1' // Phys. Rev. Lett.— 2002. —Aug.— Vol. 89. P. 109703.

85. Galitski V. M., Larkin A. I. Galitski and larkin reply: /'/' Phys. Rev. Lett.— 2002. Aug. - Vol. 89. - P. 109704.

86. Hebard A. F., Paalanen M. A. Pair-breaking model for disorder in two-dimensional superconductors // Phys. Rev. B. — 1984. — Oct. — Vol. 30. — Pp. 4063-4066.

87. Circuit theory of multiple andreev reflections in diffusive sns junctions: The incoherent case / E. V. Bezuglyi, E. N. Bratus', V. S. Shumeiko et al. /'/' Phys. Rev. B. 2000. - Dec. - Vol. 62. - Pp. 14439-14451.

88. Lempitskii S. V. Stimulation of superconductivity by a direct current in a superconductor-normal metal-superconductor junction // Sov. Phys. JETP. 1983. - Vol. 58. - P. 624.

89. Argaman N. Nonequilibrium josephson-like effects in wide mesoscopic sns junctions j j Superlattices and micro structures. — 1999.— Vol. 25, no. 5.— Pp. 861-875.

90. Microscopic nonequilibrium theory of double-barrier josephson junctions / A. Brinkman, A. A. Golubov, H. Rogalla et al. // Phys. Rev. B.- 2003,-Dec. Vol. 68. P. 224513.

91. Zhou F., Spivak B. Resistance of superconductor-normal-metal-superconductor (sns) junctions // JETP Letters. — 1997. — Vol. 65, no. 4. Pp. 369-374.

92. Larkin A. Ovchinnikov Y. Nonlinear conductivity of superconductors in the mixed state // Soviet Journal of Experimental and Theoretical Physics. — 1975,-Vol. 41.-P. 960.

93. McMilla n W. L. Tunneling model of the superconducting proximity effect j j Phys. Rev. 1968. - Nov. - Vol. 175. - Pp. 537-542.

94. Coherent low-energy charge transport in a diffusive s-n-s junction / P. Dubos, H. Courtois, 0. Buisson, B. Pannetier // Phys. Rev. Lett. 2001. —Oct.— Vol. 87.- P. 206801.

95. Zhou F., Spivak B. Resistance of superconductor-normal metal-superconductor junctions // arXiv preprint cond-mat/9604185. — 1996.

96. Eliashberg G. Film superconductivity stimulated by a high-frequency field j j Jetp Lett. — 1970. Vol. 11, no. 3. - Pp. 114-116.

97. Josephson critical current in a long mesoscopic s-11-s junction / P. Dubos, H. Courtois, B. Pannetier et al. /'/ Phys. Rev. B. 2001. - Jan. - Vol. 63. -P. 064502. http://lmk.aps.org/doi/10.1103/PhysRevB.63.064o02.

98. Theory of microwave-assisted supercurrent in diffusive sns junctions / P. Vir-tanen, T. Heikkila, F. Bergeret, J. Cuevas // Physical Review Letters.— 2010. Vol. 104, no. 24. - P. 247003.