Коллективные и транспортные явления в графене и топологических изоляторах тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.02 ВАК РФ

Федеральное государственное бюджетное учреждение науки Институт спектроскопии Российской Академии Наук

На правах рукописи

005053191

Ефимкин Дмитрий Кириллович

КОЛЛЕКТИВНЫЕ И ТРАНСПОРТНЫЕ ЯВЛЕНИЯ В ГРАФЕНЕ И ТОПОЛОГИЧЕСКИХ — ИЗОЛЯТОРАХ

Специальность 01.04.02 — теоретическая физика

Автореферат

диссертации на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук

1 1 ОКТ 2012

Троицк - 2012

005053191

Работа выполнена в Федеральном государственном бюджетном учреждении науки Институте спектроскопии РАН

Научный руководитель: заведующий лабораторией, профессор

Лозовик Юрий Ефремович

Официальные опоненты: доктор физико-математических наук

Рыжов Валентин Николаевич (Федеральное государственное бюджетное учреждении науки Институт физики высоких давлений РАН им. Ф.Л. Верещагина)

кандидат физико-математических наук Ключник Александр Васильевич (открытое акционерное общество Московский радиотехнический институт РАН)

Ведущая организация: Федеральное государственное бюджетное

образовательное учреждение высшего профессионального образования Московский государственный технический университет радиотехники, электроники и автоматики (МИРЭА)

Защита состоится "25" октября 2012 г. в 14 часов на заседании

Диссертационного совета Д 002.014.01 при Федеральном государственном

бюджетном учреждении науки Институте спектроскопии РАН по адресу: 142190 г.

Москва, г. Троицк, ул. Физическая, д. 5, Институт Спектроскопии РАН.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке Института спектроскопии РАН.

Автореферат разослан "24" сентября 2012 г.

Ученый секретарь Диссертационного совета, профессор доктор физико-математических наук

М.Н. Попова

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Актуальность темы исследований. В течение многих лет исследования релятивистских электронов, динамика которых описывается уравнением Дирака, принадлежали только к области физики элементарных частиц. Однако за последнее десятилетие в физике конденсированного состояния появились две новые физические системы, в которых электронные состояния описываются двумерным аналогом уравнением Дирака для частиц как с конечной массой, так и с массой, равной нулю. Этими системами являются графен и поверхность трехмерного топологического изолятора. В настоящее время и теоретические, и экспериментальные исследования различных физических явлений в этих системах стремительно развиваются и очень актуальны (см. [1, 2] и цнт. лит.).

Графен представляет собой двумерный материал, полученный впервые в 2004 г. [3], и обладает уникальными электронными и механическими свойствами. В первой зоне Бриллюэна графена находятся две неэквивалентные дираковские точки, в которых зона проводимости и валентная зона касаются друг друга и в окрестности которых электроны могут быть описаны эффективным гамильтонианом для двумерных безмассовых дираковских частиц

Нк = Мра), (1)

где г>р — величина скорости электронов; р — их импульс; а = ау} — двумерный вектор, составленный из матриц Паули. Волновая функция электрона вблизи одной из дираковских точек имеет две компоненты, соответствующие двум подрешеткам, из которых может быть составлена решетка графена.

Ультрарелятивистская динамика электронов в графене приводит к ряду интересных электронных явлений, к которым относятся полуцелый квантовый эффект Холла [4], абсолютная прозрачность потенциальных барьеров для электронов при их нормальном падении [5], тесно связанная с квантово-элсктродинамическим парадоксом Клейна, и эффект слабой антилокализации электронов [6].

Если химический потенциал графена сдвинут из дираковской точки,

то электроны (или дырки) образуют вырожденную фсрми-жидкость [7]. Изучению различных коллективных состояний в графене и их особенностям посвящен ряд интересных работ. В частности, была рассмотрена возможность вигнеровской кристаллизации [8] электронов. Обсуждалась возможность перестройки энергетического спектра графена, связанной с экситонной [9] или сверхпроводящей [10, 11] нсустойчивостями. Предсказывалось куперовское спаривание пространственно разделенных электронов и дырок в системе из двух листов графена [12], во многом аналогичное спариванию электронов и дырок в системе связанных квантовых ям [13]. Электронная структура графена оказалась устойчивой относительно различных неустойчивостей, и взаимодействие между носителями заряда приводит только к перенормировке его одночастичного спектра, а именно к перенормировке скорости электронов г>р [14].

Графен обладает высокой подвижностью носителей заряда, достигающей значения // и 106см2/В ■ с при комнатной температуре, и в настоящее время он представляет большой интерес для различных возможных приложений: баллистической электроники, плазмоники и оптоэлектро-ники. Поэтому исследование влияния кулоновского взаимодействия на различные транспортные, коллективные и оптические эффекты очень актуально.

Топологический изолятор представляет собой новый класс материалов, который обладает нетривиальной топологией заполненных электронных состояний в гильбертовом пространстве [2]. Объемная фаза топологического изолятора имеет запрещенную зону, при этом на его поверхности (ЗБ) или границе (2Б) присутствуют необычные электронные состояния. Энергетический спектр поверхности между "сильным" топологическим изолятором и тривиальным изолятором или вакуумом содержит нечетное количество дираковских точек, в окрестности которых электроны могут быть описаны эффективным гамильтонианом

#Т1 = г>Рп[р х ст], (2)

где п — вектор нормали к поверхности топологического изолятора; ир — модуль скорости электронов; а = {ах,ау} — двумерный вектор, со-

ставленный из матриц Паули, действующих в пространстве состояний с заданной проекцией спина электрона. Спин электрона перпендикулярен его импульсу и лежит в плоскости поверхности топологического изолятора. Такая жесткая связь между направлениями импульса и спина на поверхности топологического изолятора является следствием сильного спин-орбитального взаимодействия в его толще.

Сравнительно недавно было обнаружено "второе поколение" сильных топологических изоляторов, которое включает в себя БЬгЗез, Ь^Яез и ЗЬгТсз [15-17]. Запрещенная зона этих материалов достигает 0.1 — 0.3 эВ, поэтому они сохраняют топологическую нетривиальность спектра при комнатной температуре. Их энергетический спектр поверхностных состояний содержит только одну дираковскую точку и в широком диапазоне энергий может быть описан эффективным гамильтонианом (2).

Жесткая связь между направлениями импульса и спина приводит к возникновению спиновой поляризации на поверхности топологического изолятора при протекании по ней электрического тока [18] и связанной диффузии плотностей заряда и спина [19]. Коллективные плазменные колебания в вырожденном электронном газе на поверхности топологического изолятора являются спин-плазмонами и представляют собой связанные колебания плотностей заряда и спина [20]. Вклад в энергию электрона в полупроводниках и полуметаллах, связанный со спин-орбитальным взаимодействием, является малой поправкой к его кинетической энергии, в то время как для электронов на поверхности топологического изолятора соответствующий вклад (2) является единственным. Поэтому исследование проявлений жесткой связи между импульсом и спином электронов в оптических и транспортных явлениях на поверхности топологического изолятора является важной задачей для сиинтро-ники.

Интересные физические явления возникают на поверхности топологического изолятора, если нарушена симметрия по отношению к обращению знака времени или калибровочная симметрия.

Симметрия по отношению к обращению знака времени на поверхности

топологического изолятора может быть нарушена либо внешним обменным полем, созданным, например, упорядоченными магнитными примесями [21], специально внедренными в его объем или на его поверхность, либо магнитным полем. В обоих случаях нарушение симметрии приводит к полуцелому квантованию холловской проводимости поверхности топологического изолятора. Если симметрия нарушена на всей поверхности топологического изолятора, то распределение электромагнитного поля в его объеме может быть определено при помощи принципа наименьшего действия с лагранжианом, который имеет вид [22, 23]:

Ь = -¡-(еЕ2 — —В2) + т—ЕВ, (3)

87Г Ц 47Г

где е и ¡1 — диэлектрическая и магнитная проницаемости топологического изолятора; а я» 1/137 — постоянная тонкой структуры. Последний член в лагранжиане соответствует топологическому магнитоэлектрическому эффекту, который появляется в объеме благодаря перераспределению зарядов и электрическому току на его поверхности. Топологический магнитоэлектрический эффект в объеме топологического изолятора приводит к магнитооптическим эффектам Фарадея и Керра на его поверхности [24-26].

Внешнее обменное поле приводит к образованию щели в энергетическом спектре, внутри которой образуются киральные экситонные состояния [27]. Для уровней киральных экситонов нарушена симметрия между состояниями с противоположными значениями квантового орбитального числа. Исследование возможного проявления киральных экситонов в различных эффектах, связанных с топологическим магнитоэлектрическим эффектом, является важной фундаментальной задачей.

Если на поверхности топологического изолятора нарушена калибровочная симметрия, например, при ее туннельном контакте со сверхпроводником, то электронный газ, заполняющий поверхностные состояния, становится двумерным топологическим сверхпроводником [28]. В коре вихря двумерного топологического сверхпроводника образуется майора-новское состояние с нулевой энергией. Экзотические майорановские фер-мионы представляют собой квазичастицы, которые являются собствен-

ными античастцами. Они рассматривались в физике элементарных частиц, но элементарные частицы, которые ими бы являлись, так и не были обнаружены [29].

Другой физической реализацией топологической сверхпроводимости является куперовское спаривание электронов и дырок [30] с противоположных поверхностей тонкой пленки из топологического изолятора, обусловленное кулоновским взаимодействием между ними. В этой системе были предсказаны майорановские состояния, локализованные на вихрях, которые являются топологическими дефектами параметра порядка конденсата электрон-дырочных пар и которыми можно управлять при помощи сверхпроводящих контактов [31]. При этом численные оценки температуры перехода, соответствующего электрон-дырочному спариванию, в реалистичной модели не проводились, что и является важной задачей для выбора оптимальных условий экспериментов.

В диссертации детально исследуются коллективные плазменные возбуждения в дираковском электронном газе — спип-плазмопы па поверхности топологического изолятора и плазмоны в графене. Исследуются киральные экситоны на поверхности топологического изолятора и их проявления в магнитооптических эффектах Фарадея и Керра. Большое внимание уделено куперовскому спариванию дираковских электронов и дырок, которое может быть реализовано либо в тонкой пленке из топологического изолятора, либо в системе из двух листов графена.

Цель диссертационной работы. Целью диссертационной работы являлось:

• Теоретическое изучение спин-плазмонов в вырожденном электронном газе, заполняющем поверхностные состояния трехмерного топологического изолятора.

• Исследование возможных проявлений киральных экентонов на поверхности трехмерного топологического изолятора, в спектре которой открыта щель, в магнитооптических эффектах Фарадея и Керра.

• Исследование фазовой диаграммы пространственно разделенных дираковских электронов и дырок, которые могут быть реализованы в системе из двух листов графена и в тонкой пленке из топологического изолятора. Изучение влияния на куперовское спаривание беспорядка, дисбаланса концентраций и гибридизации волновых функций электронов и дырок.

• Исследование влияния флуктуаций куперовских пар выше температуры спаривания электронов и дырок в тонкой пленке из топологического изолятора на туннелирование между се противоположными поверхностями.

Основные научные результаты. Основные научные результаты, выносимые на защиту:

• Исследованы спин-плазмоны в вырожденном электронном газе на поверхности трехмерного топологического изолятора при помощи математического формализма, основанного на методе уравнений движения с использованием приближения хаотических фаз, который был впервые применен к газу дираковских частиц. Найдены зависимости амплитуд волн плотностей заряда и спина от импульса спин-плазмонов и их концентрации. Показано, что возбуждение спин-плазмона также сопровождается появлением спиновой поляризации поверхности топологического изолятора, которая перпендикулярна его импульсу. Вычислены диаграммы рассеяния спин-плазмона на внешнем потенциале и неоднородности магнитного поля. Показано, что благодаря составной структуре спин-плазмона его диаграмма рассеяния представляет собой два симметричных лепестка, которые имеют максимумы при конечном угле рассеяния, в то время как амплитуды рассеяния и вперед, и назад равны нулю.

• Киральные экситоны благодаря отсутствию симметрии между состояниями с противоположными орбитальными квантовыми числами вносят резонансный вклад в холловскую проводимость поверхности топологического изолятора и играют важную роль в магни-

тооптических эффектах Фарадся и Ксрра. Показано, что кираль-ные экеитоны резонансно усиливают эффект Фарадея и приводят к ослаблению эффекта Керра. Они также резонансным образом проявляются в частотной зависимости степеней эллиптичности как прошедшей, так и отраженной электромагнитных волн.

• Вычислена фазовая диаграмма пространственно разделенных дира-ковекпх электронов и дырок. Беспорядок и дисбаланс концентраций электронов и дырок эффективно подавляют спаривание. При этом в определенном интервале величины дисбаланса концентраций может быть стабилизировано состояние типа Ларкина-Овчинникова-Фулде-Феррелла, в котором параметр порядка является периодической функцией координат. Туннелирование приводит к образованию параметра порядка конденсата электрон-дырочных пар выше критической температуры спаривания и к "размытию" фазового перехода.

• Флуктуации куперовских пар, образованных пространственно разделенными электронами и дырками в тонкой пленке из топологического изолятора, значительно увеличивают туннельную проводимость. Туннельная проводимость испытывает степенную расходимость в окрестности классического фазового перехода с критическим индексом V = 2 и в окрестности квантового фазового перехода по беспорядку с критическим индексом ц = 2.

Научная новизна работы. Впервые предсказаны резонансные проявления киральных экситонов в магнитооптических эффектах и значительное увеличение туннельной проводимости в окрестности фазового перехода, соответствующего куперовскому спариванию пространственно разделенных электронов и дырок.

Впервые для изучения плазменных возбуждений в дираковском электронном газе применен математический формализм, основанный на методе уравнения движения.

Впервые вычислена фазовая диаграмма системы электронов и дырок,

заполняющих поверхностные состояния противоположных поверхностей тонкой пленки из топологического изолятора, с учетом беспорядка, дисбаланса их концентраций, экранировки кулоновского взаимодействия и гибридизации, обусловленной туннелированием.

Научная и практическая значимость работы. Разработанный математический формализм для описания плазмонов в дираковском электронном газе может быть использован для решения целого ряда задач квантовой оптики плазмонов. При его помощи может быть исследовано взаимодействие плазмонов с фотонами и фононами, которое приводит к образованию плазмон-поляритонов и гибридных плазмон-фононных мод.

Предсказанные в диссертации резонансные проявления киральных эк-ситонов в магнитооптических эффектах и значительное увеличение туннельной проводимости в окрестности фазового перехода, соответствующего куперовскому спариванию пространственно разделенных электронов и дырок, могут быть непосредственно измерены в эксперименте.

Результаты расчета фазовой диаграммы системы пространственно разделенных электронов и дырок в тонкой пленке из топологического изолятора позволяют выбрать оптимальные параметры пленок (толщину, концентрацию носителей заряда) для экспериментов, направленных на обнаружение проявлений электрон-дырочного спаривания.

Апробация результатов. Результаты, представленные в диссертации, неоднократно докладывались и обсуждались на семинарах лаборатории спектроскопии наноструктур Института спектроскопии РАН. Они также докладывались на следующих российских и международных конференциях: ежегодная научная конференция МФТИ "Современные проблемы фундаментальных и прикладных наук", (Москва, 2008; Москва, 2009; Москва, 2010; Москва, 2011); международная научная конференция "Advanced Carbon Nanostructurcs", Санкт-Петербург, 2011; международная научная школа "Quantum Phenomena in Graphene, Other Low-Dimensional Materials and Optical Lattices", Италия, Эричи, 2011; международный научный форум "Nano and Giga Challenges in Electronics,

Photonics and Renewable Energy", Москва, Зеленоград, 2011; международная научная конференция "Фундаментальные проблемы радиоэлектронного приборостроения" (Intermatic-2011), Москва, 2011; международная научная школа "Cold Atoms, Excitons and Polaritons", Испания, Толедо, 2012; международная научная конференция "Non-equilibrium and coherent phenomena at nanoscale", Черноголовка, 2012; международная научная конференция "Dubna-nano", Дубна, 2012.

Вклад автора. В теоретические результаты, представленные в диссертации, автор внес основной вклад.

Публикации по теме работы. Представленные в диссертации результаты опубликованы в 7 статьях в ведущих российских и зарубежных рецензируемых журналах, и одна статья отправлена в печать. По теме диссертации опубликовано 14 печатных работ в Трудах научных конференций. Общий список работ приведен в конце автореферата.

Структура и объем диссертации. Диссертация состоит из введения, трех глав, заключения, семи приложений и списка литературы. Полный объем диссертации содержит 125 страниц и 37 рисунков. Список цититруемой литературы содержит 137 источников.

Содержание диссертации

Во введении сделан обзор современного состояния исследуемой проблемы, и обоснована ее актуальность. Обсуждаются особенности энергетического спектра двумерных безмассовых днраковских частиц. Завершается Введение кратким изложением содержания диссертации.

В первой главе диссертации рассматриваются спин-плазмоны в вырожденном электронном газе, заполняющим поверхностные состояния трехмерного топологического изолятора, которые представляют собой связанные волны плотностей заряда и спина. Для их исследования применен математический формализм, основанный на методе уравнений движения. В этом подходе спин-плазмон с импульсом q представляет собой составную бозевскую квазичастицу, являющуюся суперпозицией одночастичных электрон-дырочных переходов с таким же суммарным

Рис. 1. а) Закон дисперсии плазмонов. Пунктирные линии (ш = гад) и (ш = 2Е? — гад) обозначают границы континуумов внутризонных и межзонных переходов. Ь) Зависимость спиновой поляризации поверхности топологического изолятора (в) в состоянии с одним спин-плазмоном от величины его импульса д.

импульсом, оператор рождения которой имеет вид:

где йР7 — оператор уничтожения электрона с импульсом р в зоне проводимости (7 = 1) или в валентной зоне (7 = —1), а набор коэффициентов С^7 образует волновую функцию плазмона в импульсном пространстве, в которую вносят вклады как внутризонные (7 = 7'), так межзонные (7 ф 7') переходы. Оператор рождения спин-плазмона удовлетворяет уравнению движения [Я, <Э+] = ГуЗд' где ^ч ~~ энергия плазмона, а Н гамильтониан взаимодействующих электронов на поверхности топологического изолятора.

В приближении хаотических фаз (ПХФ) найдены закон дисперсии спин-плазмонов и их волновая функция, которые в безразмерных единицах зависят только от одного безразмерного параметра ас = де2/Нуре. Здесь д фактор вырождения дираковских электронов, равный д = 1 для электронов на поверхности топологического изолятора и д = 4 для электронов в графене, ас — эффективная диэлектрическая проницаемость среды, окружающей двумерный электронный газ. Обоснованность приближения ПХФ для электронов на поверхности топологических изо-

(4)

Р/Рр

Рис. 2. Зависимость квадрата модуля внутризонного вклада в волновую функ-

цию плазмона от импульса р для q = 0.4;^ "ри ас = 0.09 (а) и ас = 8.8 (Ь).

Ь) ¿Й

Г _••___________ '_к.

-2 -1

РУР

КИ32 р 16

8

4

- 2

Я 1

■ ю"3

Рис. 3. Зависимость суммы квадратов модулей |СрЧ Ь|Срч1,:1|2 межзонных вкладов в волновую функции плазмона от его импульса р при q = 0.4рк при ас = 0.09 (а) и ас = 8.8 (Ь).

ляторов второго поколения связана с малостью параметра ас, а для гра-фена — с малостью параметра 1 /д. Закон дисперсии спин-плазмонов для трех значений параметра ас = 0.09, 2.2, 8.8, которые соответствуют ЕИгБсз, графену на подложке из оксида кремния и подвешенному графе-ну, приведен на Рис.1-а.

Благодаря жесткой связи между направлениями импульса и спина возбуждение спин-плазмона приводит к появлению спиновой поляризации поверхности топологического изолятора, перпендикулярной импульсу спин-плазмона. Зависимость величины спиновой поляризации системы в единицах Н от импульса спин-плазмона приведена на Рис.1-Ь. Определены амплитуды колебаний волн плотностей заряда и спина, сопровождающих спин-плазмон, в состоянии с заданным числом плазмонов. Амплитуды соответствующих волн сравнимы по величине, а соотношение между ними слабо зависит от параметра ас.

Исследовано распределение волновой функции спин-плазмона в импульсном пространстве. Зависимости квадрата модуля внутризонного вклада |С^|2 и межзонных вкладов ¡С^^+^и'1!2 в волновую функцию спин-плазмона при q = 0.4 рр приведены на Рис.2 и Рис.3. При малых значениях параметра ас межзонные электрон-дырочные возбуждения вносят пренебрежимо малый вклад.

Рассмотрено рассеяние спин-плазмона как на неоднородности потенциала У(г), так и на неоднородности магнитного поля Н(т), которое параллельно поверхности топологического изолятора. В первом порядке теории возмущений вероятность рассеяния спин-плазмона между состояниями с импульсами q и абсолютные величины которых в силу закона сохранения энергии совпадают между собой, может быть записана в виде:

№„(7;0) = 1^'-ч|2|Фе(7,0)12; = |нч,_чФтМ)|2, (5)

где и НЧ'_Ч — Фурье-образы распределений внешних возмущений;

0 — угол рассеяния; Фе(д,0) и Фт(<7,^) — электрический и магнитный форм-факторы спин-плазмона.

Диаграммы рассеяния спин-плазмона на внешнем потенциале и неод-

0.4

0.8

0.8

0.0

0.4

-90

-90

Рис. 4. Диаграмма рассеяния спин-плазмона с импульсом = 0.2рр. Зависимость квадрата модуля электрического форм-фактора |ФС|2 и компонент вектора магнитного форм-фактора |Фп,|2 и |Ф^|2 от угла рассеяния при ас = 0.09 (а) и а:с = 8.8 (Ь).

нородности магнитного поля приведены на Рие.4. Благодаря составной природе спин-плазмона электрический форм-фактор обращается в ноль для рассеяния как назад в = -тг, так и вперед в = 0. При в = 0 отлична от нуля только компонента магнитного форм-фактора, перпендикулярная импульсу плазмона, что свидетельствует о том, что спин-плазмон представляет собой нейтральное возбуждение, сопровождаемое спиновой поляризацией, перпендикулярной к его импульсу.

В заключении главы обсуждаются различные задачи квантовой оптики плазмонов, для решения которых может быть использован разработанный формализм. Завершается глава обсуждением полученных результатов. Соответствующие результаты опубликованы в статьях [1а,2а].

Во второй главе диссертации рассматриваются киральные экситоны на поверхности топологического изолятора, в спектре которой открыта щель при помощи обменного поля, создаваемого, например, упорядоченными магнитными примесями, специально внедренными в толщу топологического изолятора или на его поверхность. Для их описания использован метод уравнений движения, в рамках которого экситон представляет собой линейную суперпозицию межзонных переходов и может быть

представлен как связанное состояние электрона и дырки. Его оператор рождения есть:

= ь (6)

р

где аР7 — оператор уничтожения электрона в соответствующей зоне, а набор коэффициентов Срч образует волновую функцию экситона в импульсном пространстве. Оператор уничтожения экситона удовлетворяет уравнению движения [Я, = , где — закон дисперсии эксито-нов, а Н — гамильтониан взаимодействующих электронов на поверхности топологического изолятора. Интерес представляют только экситоны с нулевым импульсом центра масс, так как только они оптически активны, и для них уравнение движения приводит к следующему уравнению:

2екСк - ^ УЛк ~ ЮЛк,к'Ск' = ЕСк, (7)

к'

где £к = + |Д|2 — закон дисперсии электронов, находящих-

ся во внешнем обменном поле, которое параметризовано величиной Д, причем знак Д определяется направлением внешнего обменного поля;

= 27ге2Д(7 — Фурье-образ потенциала кулоновского взаимодействия, где е — эффективная диэлектрическая проницаемость среды, окружающей поверхность топологического изолятора; Лкк< — угловой фактор, который является спецификой двумерных дираковских частиц и имеет вид:

1 Уркк' 1 Л Д2 \ , . . , , г /Д , Д\ . , , . . Лк,к' = о-1— + о 1 +- С08(^ _ + о ~ + — ~ М-

(8)

Экситонные состояния \п,т) характеризуются радиальным п и орбитальным т квантовыми числами. В безразмерных единицах волновая функция экситона и его энергия зависят только от безразмерного параметра ас = е2//м;Р£. В диссертации найдено приближенное аналитическое решение уравнения (7) при ас <С 1. В этом случае безразмерные энергии и волновые функции киральных экситонов могут быть получены из соответствующих величин для двумерного атома водорода при помощи сдвига квантового числа орбитального момента |<5т| = 1. Знак 5т

е; га £

оптически неактивные уровни

аЕ

к шши 1 1 1 ттт .... ..

■■ 1 1 1 1 1 |__ 1 )

2 -1 0 1 2 т

п = О, т = 1 - - - п = 1, т = 1 ~ - — п = 2, т = 1

•■•>• п = 2, т = -1

орбитальное кв. число

Рис. 5. а) Схема низколежащих уровней киральных экситоных состояний. Рамкой выделены экситонные состояния, которые являются оптически активными, б) Зависимость квадрата модуля матричных элементов |М"т|2 для четырех оптически активных состояний, обладающих наименьшей энергией, (|0,1), |1,1), |2,1) и ¡2, -1)) от ас.

зависит от направления обменного поля. Схема киральных экситонных уровней приведена на Рис. 5-а.

При помощи теории линейного отклика вычислен вклад киральных экситонов в тензор оптической проводимости поверхности топологического изолятора, который можно представить в виде:

пт „2

,2ио + ¿7

2Д2

Епт {и + г7)2 - £2т'

2Д2

ухУ ' П а (ш + г7)2 - Е1

0) (10)

Здесь суммирование производится по всем квантовым числам, которыми нумеруются экситонные состояния; 7 — декремент затухания экситонов; Шпт — безразмерный матричный элемент, который отличен от нуля только для состояний с т = ± 1, а остальные экситонные уровни являются оптически неактивными. Зависимость квадрата абсолютной величины матричного элемента |М"т|2 от параметра ас приведена на Рис.5-Ь. Вклад экситонного состояния в холловскую проводимость имеет такой же знак, что и его орбитальное квантовое число. Киральные экситоны благодаря отсутствию симметрии между состояниями с противоположными орбитальными квантовыми числами т и —т вносят резонансный

Рис. 6. а) Зависимость угла Фарадея в¥ (а) и угла Керра вк (Ь) от частоты падающей электромагнитной волны V (ТГц).

вклад в холловскую проводимость системы и поэтому играют важную роль в магнитооптических эффектах.

Проанализирована роль киральных экситонов в магнитооптических эффектах Фарадея и Керра для тонкой пленки из топологического изолятора. Для численных расчетов использованы следующие параметры: |Д| = 12.5 мэВ, 7 = 0.25 мэВ и щ = 0.62 х 106 м/с. Также использованы три значения безразмерной константы связи ас. Значение ас = 0 соответствует системе невзаимодействующих электронов на поверхности топологического изолятора, а ас = 0.18 и ас = 0.35 соответствуют е = 20.5 и е = 10.5. Частотные зависимости углов Фарадея вр и Керра приведены на Рис.б-а и Рис.б-Ь. В пределе нулевой частоты вклад экситонов в тензор проводимости пренебрежимо мал, и величина углов стремится к их универсальным значениям [26]: вг = агйапо- и = аг<Лап(1/а), где а и 1/137 — постоянная тонкой структуры. Киральпые экситоны резонансно усиливают эффект Фарадея и ослабляют эффект Керра. Кираль-ные экситоны также приводят к резонансам в частотной зависимости степеней эллиптичности как прошедшей сквозь пленку, так и отраженной от нее электромагнитной волны.

В заключении главы приводятся необходимые условия для наблюдения описанных резонансных эффектов, связанных с киральными экси-тонами. Затем обсуждаются киральные экситоны в графене и бислое

графсна, щель в спектре которых открыта при помощи специальной подложки или перпендикулярного электрического поля, соответственно. Далее обсуждаются магнитооптические эффекты для тонкой пленки из топологического изолятора, помещенной в перпендикулярное к ней магнитное поле, в которой кулоновское взаимодействие приводит к образованию магнитоэкситонов. Завершается глава обсуждением полученных результатов. Результаты этой главы представлены в [1Ь].

В третьей главе рассматривается куперовское спаривание пространственно разделенных дираковских электронов и дырок, которое может быть реализовано в системе из двух листов графена и в тонкой пленке из топологического изолятора. Начинается глава с обзора различных физических реализаций системы пространственно разделенных электронов и дырок, и обсуждаются различные физические эффекты, связанные с их куперовским спариванием. Пространственное разделение электронов и дырок приводит к целому набору интересных физических явлений, которые невозможны в экситонном диэлектрике [32]. К ним относятся сверхтекучесть [13], нелокальное андреевское отражение [33], особенности в эффекте кулоновского увлечения [34] и внутренний эффект Джо-зефсона [35] Третья глава состоит из двух частей.

В первой части главы исследуется фазовая диаграмма системы пространственно разделенных электронов и дырок в реалистичной модели, которая учитывает экранировку взаимодействия, беспорядок, дисбаланс концентраций и гибридизацию волновых функций электронов и дырок, обусловленную туннелированием.

Для вычисления критической температуры спаривания дираковских электронов и дырок использована модель типа Бардина-Купера-Шриффсра [12], в которой критическая температура электрон-дырочного спаривания равна

т.-^"", (11)

7Г

где Ер — энергия Ферми электронов и дырок; 7е = 0.57 — постоянная Эйлера; А — константа кулоновского взаимодействия между электронами и дырками. Величина А вычислена в статическом пределе приближения

Электрод

-ч

Изолятор

о о о о

Пленка из ТИ

О © © ©

Изолятор

. * X * • ~ ~ - - _

Ч " •. - _ __d=5

ч d = 10

b) d=15 х

0.00 0.05 0.10

а) Электрод ' Е

Рис. 7. а) Система пространственно разделенных электронов и дырок в тонкой пленке из топологического изолятора и их энергетического спектра. Ь) Зависимость критической температуры спаривания Т0 (К) от энергии Ферми электронов и дырок Ер (эВ) при различных значениях ширины d (нм) пленки из топологического изолятора.

хаотических фаз и достигает максимального значения в пределе d = О, где d — расстояние между электронами и дырками. Ее максимальное значение равно Л = 1/16 для системы их двух листов графсна и Л = 1/4 для тонкой пленки из топологического изолятора. При Ер = 0.1 эВ соответствующие критические температуры равны Tg « 8 х 10~г> К и Tri ~ 12 К. Зависимость критической температуры спаривания электронов и дырок в тонкой пленке из топологического изолятора от их энергии Ферми Ер приведена на Рис.7-Ь.

Электрон и дырка противоположно заряжены и пространственно разделены, поэтому как кулоновскис примеси, так и короткодействующие примеси эффективно подавляют их куперовское спаривание.

Дисбаланс концентраций также эффективно подавляет куперовское спаривание электронов и дырок. Показано, что в определенном интервале величины дисбаланса стабилизируется состояние типа Ларкина-Овчинникова-Фулде-Феррелла, в котором параметр порядка конденсата электрон-дырочных пар является периодической функцией координат. Обсуждаются возможные эксперименты, которые могли бы идентифицировать это состояние.

Гибридизация волновых функций электронов и дырок приводит к образованию параметра порядка конденсата электрон-дырочных пар выше

критической температуры, и таким образом переход "размывается".

Завершается первая часть главы обсуждением условий, которые необходимы для экспериментальной реализации электрон-дырочного спаривания в тонкой пленке из топологического изолятора.

Вторая часть главы посвящена исследованию туннслирования в системе пространственно разделенных электронов и дырок. Куперовское спаривание приводит к гигантскому пику в зависимости туннельной проводимости от приложенного напряжения, который наблюдался в системе пространственно разделенных композитных электронов и дырок в полупроводниковых квантовых ямах в квантующем магнитном поле [36, 37]. Выше температуры перехода куперовские пары могут появляться как термодинамические флуктуации и приводить к усилению туннслирования. Так как в окрестности температуры перехода флуктуации куперовских пар нарастают при приближении к температуре электрон-дырочного спаривания, то можно ожидать значительное увеличение туннельной проводимости в окрестности критической температуры. Описанный эффект усиления туннслирования флуктуациями куперовских электрон-дырочных пар ранее не рассматривался и исследован в диссертации.

Микроскопическая теория для описания флуктуаций куперовских пар разработана для тонкой пленки из топологического изолятора.

Для микроскопического описания флуктуаций куперовских пар удобно ввести куперовский пропагатор который соответствует сумме диаграмм рассеяния между электроном и дыркой в куперовском канале, изображенных на Рис.8-а. В диссертации получено, что для дираковских электронов и дырок куперовский пропагатор имеет вид:

г*и = * 1п(£) + *(*-4 + 5ЗГ)-*Ф' (12)

где А — безразмерная константа межслойного кулоповского взаимодействия; То — критическая температуря перехода без учета беспорядка: ■у = (-у0 + 71,)/2 — декремент затухания куперовских пар, который представляет собой полусумму декрементов затухания электрона и дырки;

/ глад \

Г,.(Ш„) \

т-

Рис. 8. а) Введение кунеровского пропагатора электрон-дырочных нар. Ь) Диаграммы для туннельной проводимости с) Зависимость туннельной проводимости <тт (Ом 'мм"2) от приложенного напряжения У(мВ) без учета (пунктирная линия) и с учетом кулоновского взаимодействия (сплошная линия) между электронами и дырками.

Ф(х) — дигамма- функция. Если затухание куперовских пар меньше критического значения ус, то при определенной температуре Тд куперовский пропагатор расходится при со — 0, что свидетельствует о неустойчивости системы относительно электрон-дырочного спаривания. Благодаря тому, что рассматриваемая система является двумерной, соответствует температуре кроссовера в состояние со спариванием. При этом переход в сверхтекучее состояние является переходом Березинского-Костсрлитца-Таулесса [38, 39], и его температура лежит ниже, чем Тд .

Для вычисления туннельной проводимости использована теория линейного отклика Кубо, и предполагалось, что при туннелировании импульс электрона сохраняется. В модели невзаимодействующих электронов и дырок ей соответствует первая диаграмма на Рис.8-Ь. Туннельная проводимость с учетом вклада флуктуаций куперовских пар, которому соответствует вторая диаграмма на Рис. 9-Ь, имеет вид:

е247ф|2//г_ г 1

<*г(У) =

1ш[-

(13)

К еК А

где Ь — амплитуда тупиелирования; V — разность потенциалов между поверхностями пленки из топологического изолятора; ир плотность состояний электронов и дырок на уровне Ферми. В точке фазового перехода, соответствующего электрон-дырочному спариванию, знаменатель

Рис. 9. Зависимость высоты ст™ (Ом_1мм~2) (а) и ширины Уну/ (мВ) (Ь) пика туннельной проводимости от температуры Т (К) при различных значениях затухания куиеровских нар 7 и константы связи Л.

выражения (13) обращается в ноль, что приводит к расходимости туннельной проводимости в точке перехода и ее критическому поведению в окрестности критической температуры.

Для вычисления туннельной проводимости использован следующий набор параметров: Т0 = 0.1 К, £ = 0.01 К, Л = 0.13. Зависимость туннельной проводимости от внешнего напряжения при Т = 0.2 К и 7 = 0.2 К приведена на Рис.8-е. Она содержит резкий пик, появление которого связано с ограничениями, накладываемыми законами сохранения энергии и импульса для туннелирующего электрона.

Зависимости высоты пика а™ и его полуширины °т температуры представлены на Рис. 9-а и Рис. 9-Ь. В окрестности критической температуры Тд высота пика расходится по степенному закону с критическим индексом и = 2, то есть сгу1 ~ (Т/Гц - 1 Даже если электрон-дырочное спаривание подавлено беспорядком, то вклад флуктуаций куперовских пар значительно увеличивает туннельную проводимость. В окрестности квантового фазового перехода 7С по управляющему параметру 7 высота пика также расходится степенным образом с критическим индексом ¡л. = 2, то есть а™ ~ (7/7с ~~ I)-2- Ширина пика в окрестности температуры перехода стремится к нулю.

Завершается глава обсуждением полученных результатов. Соответствующие материалы опубликованы в статьях [За,4а,5а,6а].

В заключении приведены результаты выполненной работы.

Завершается диссертация семью приложениями (Приложение 1 — Приложение 7), в которые вынесены некоторые громоздкие вычисления и дополнительные материалы, представляющие самостоятельный интерес и нарушающие целостность изложения. В Приложении 7 исследован эффект увлечения электронов электронами в системе из двух листов гра-фена, обусловленный их туннелированием между листами. Материалы этого приложения опубликованы в статье [7а].

ОСНОВНЫЕ РЕЗУЛЬТАТЫ ДИССЕРТАЦИИ

• Исследованы спин-плазмоны в вырожденном электронном газе на поверхности трехмерного топологического изолятора при помощи математического формализма, основанного на методе уравнений движения, который был впервые применен к газу дираковских частиц. Детально исследована волновая функция спин-плазмонов в импульсном пространстве. Найдены зависимости амплитуд волн плотностей заряда и спина от импульса спин-плазмонов и их концентрации. Показано, что возбуждение спин-плазмона также сопровождается появлением спиновой поляризации поверхности топологического изолятора, которая перпендикулярна его импульсу, и найдена ее величина. Рассмотрено рассеяние спин-плазмонов на внешнем потенциале и неоднородности магнитного поля, и вычислены соответствующие форм-факторы спин-плазмонов. Показано, что благодаря составной структуре спин-плазмона его диаграмма рассеяния представляет собой два симметричных лепестка, которые имеют максимумы при конечном угле рассеяния, в то время как амплитуды рассеяния вперед и назад равны нулю. Разработанный формализм позволяет описывать плазмоны в графене и может быть применен для решения различных задач квантовой оптики плазмонов.

• Исследованы киральные экситоны на поверхности трехмерного топологического изолятора, в спектре которой открыта щель внешним

обменным полем. Вычислен их вклад в тензор оптической проводимости поверхности. Показано, что киральные экситоны благодаря отсутствию симметрии между состояниями с противоположными орбитальными квантовыми числами вносят резонансный вклад в холловскую проводимость поверхности и поэтому они играют важную роль в магнитооптических эффектах Фарадея и Ксрра. Показано, что киральные экситоны резонансно усиливают эффект Фарадея и ослабляют эффекта Ксрра. Они также резонансным образом проявляются в частотной зависимости степеней эллиптичности прошедшей и отраженной электромагнитных волн. Проанализированы условия, которые необходимы для экспериментального обнаружения резонансных эффектов.

• Вычислена фазовая диаграмма пространственно разделенных ди-раковских электронов и дырок. Вычислена критическая температура перехода в модели Бардина-Купера- Шриффсра, при этом для экранировки взаимодействия использовано приближение хаотических фаз. Беспорядок и дисбаланс концентраций электронов и дырок эффективно подавляют их купсровское спаривание. При этом в определенном интервале величины дисбаланса концентраций может быть стабилизировано состояние типа Ларкина-Овчинникова-Фулде-Феррелла, в котором параметр порядка является периодической функцией координат. Туннелирование приводит к образованию параметра порядка конденсата электрон-дырочных пар выше критической температуры и к "размытию" фазового перехода.

• Исследовано влияние кулоновского взаимодействия на туннелирование между противоположными поверхностями тонкой пленки из топологического изолятора. Кулоновскос взаимодействие значительно усиливает туннелирование, если даже куперовское спаривание электронов и дырок подавлено беспорядком, но не меняет качественно зависимость туннельной проводимости от приложенного напряжения. Если электрон-дырочное спаривание не подавлено, то в окрестности критической температуры туннельная проводимость расхо-

дится степенным образом с критическим индексом у = 2, что можно интерпретировать как проявление флуктуаций куперовских пар. В окрестности квантового фазового перехода по беспорядку туннельная проводимость также расходится с критическим индексом /« = 2.

ПУБЛИКАЦИИ АВТОРА ПО ТЕМЕ ДИССЕРТАЦИИ

Статьи в рецензируемых научных журналах

la. D.K. Efiinkin, Yu.E. Lozovik. A.A. Sokolik. Spin-plasmons in topological insulator // Journal of Magnetism and Magnetic Materials 324, 3610 (2012).

2a. D.K. Efimkin, Yu.E. Lozovik, A.A. Sokolik. Collective excitations on a surface of topological insulator // Nanoscale Research Letters, 7, 163 (2012).

3a. D.K. Efimkin, V.A. Kulbachinskii, Yu.E. Lozovik. Influence of disorder on electron-hole pairing in graphene bilayer // Письма в ЖЭТФ 93, 4, 238241 (2011).

4a. Д.К. Ефимкин, Ю.Е. Лозовик. Электрон-дырочное спаривание с ненулевым импульсом в бислое графена // ЖЭТФ, 140, 5 (11), 1009-1016 (2011).

5а. D.K. Efimkin, Yu.E. Lozovik. Nonuniform electron-hole pairing in graphene bilayer // Fullerenes, Nanotubcs, and Carbon Nanostructures 20, 4(7), 569-573 (2012).

6a. D.K. Efimkin. Yu.E. Lozovik. A.A. Sokolik. Electron-hole pairing in topological insulator thin film // Phys. Rev. B, 86, 115436 (9pp) (2012).

7a. Д.К. Ефимкин, Ю.Е. Лозовик. Эффект увлечения электронов в бислое графена // ЖЭТФ, 140, 6(12), 1203-1210 (2011).

Статьи, отправленные в печать

lb. D.K. Efimkin. Yu.E. Lozovik. Resonant manifestations of chiral excitons in magnetooptieal Faraday and Kerr effects in topological insulator film //' Отправлена в печать в журнал Phys. Rev. В. Опубликована в международном архиве препринтов ArXiv: 1208.3320 (2012).

Печатные работы в трудах научных конференций

1с. Д.К. Ефимкин, Ю.Е. Лозовик. Электрон-дырочное спаривание с ненулевым импульсом в бислое графена / / Труды 53-й научной конференции МФТИ, т. 8, стр. 11-13 (2010).

2с. D.K. Efimkin, Yu.E. Lozovik. Nonuniform electron-hole pairing in graphene bilayer // Proceedings of joint international conference "Advanced Carbon Nanostructurcs", p. 76 -76 (2011).

3c. D.K. Efimkin, Yu.E. Lozovik. Electron-hole pairing with finite value of Cooper pair momentum in graphene bilayer // Books of Abstracts of international school "Quantum Phenomena in Graphene, Other Low-Dimensional Materials and Optical Lattices", p. 66-77 (2011).

4c. D.K. Efimkin. Yu.E. Lozovik, A.A. Sokolik. Spin-plasmons in topological insulators // Proceedings of international conference "Moscow International Symposium on Magnetism", p. 42-42 (2011).

5c. D.K. Efimkin, Yu.E. Lozovik, A.A. Sokolik. Collective excitations on a surface of 3D topological insulator // Book of abstracts of The 5th Forum "Nano and Giga Challenges in Electronics, Photonics and Renewable Energy", p. 124-125 (2011).

6c. Д.К. Ефимкин, Ю.Е. Лозовик, A.A. Соколик. Спин-плазмоны на поверхности трехмерного топологического изолятора // Труды международной конференции "Фундаментальные проблемы радиоэлектронного приборостроения " (Intermatic-2011), т. 1, с. 77-80(2011).

7с. Д.К. Ефнмкин, Ю.Е. Лозовик. Эффект кулоновского увлечения и куперовское спаривание электронов и дырок // Труды 53-й научной конференции МФТИ, т. 8, стр. 87-88 (2011).

8с. Д.К. Ефимкин, Ю.Е. Лозовик. Флуктуационные эффекты в системе пространственно разделенных электронов и дырок // Труды 53-й научной конференции МФТИ, т. 8, стр. 86-87 (2011).

9с. Д.К. Ефимкин, Ю.Е. Лозовик. Коллективные возбуждения на поверхности топологического изолятора // Труды 53-й научной конференции МФТИ, т. 8, стр. 85-86 (2011).

10с. D.K. Efimkin, Yu.E. Lozovik. Cooper pair fluctuations in the system

of spatially separated electrons and holes // Proceedings of Advanced research workshop "Meso-2012" - "Nonequlibruium and coherent phenomena at nanoscale", p. 40 (2012).

11c. D.K. Efimkiu, Yu.E. Lozovik, Л.Л. Sokolik. Electron-hole pairing in thin film of topological insulator // Proceedings of Advanced research workshop "Meso-2012" - "Nonequlibruium and coherent phenomena at nanoscale", p. 54 (2012).

12c. D.K. Efimkin, Yu.E. Lozovik. Fluctuation effects and electron-hole pairing in thin film of topological insulator / / Book of abstracts of International Conference "Dubana-Nano2012", p. 36 (2012).

13c. D.K. Efimkin, Yu.E. Lozovik, A.A. Sokolik. Electron-hole Cooper pairing in topological insulator thin film // Book of abstracts of International Conference "Dubana-Nano2012", p. 117 (2012).

14c. D.K. Efimkin, Yu.E. Lozovik, A.A. Sokolik. Cooper pair of electrons and holes on opposite surfaces of topological insulator film // Books of abstracts of International School and Workshop "Innovations in Strongly Correlated Electronic Systems ", p. 126 (2012).

Цитируемая литература

[1] A. H. Castro Neto, F. Guinea, N.M. P. Peres et al., Rev. Mod. Phys. 81, 109 (2009).

[2] M.Z. Hasan,C.L. Kane, Rev. Mod. Phys, 82, 3045 (2010).

[3] K.S. Novosclov, A.K. Gcim, S.V. Morozov et al., Science 306, 666 (2004).

[4] Y. Zhang, Y.-W. Tan, H.L. Stormer et al., Nature, 438, 201 (2005).

[5] M. I. Katsnelson, K. S. Novosclov, and A. K. Geim, Nature Phys. 2, 620 (2006).

[6] E. McCann, K. Kechedzhi, V. I. Fal'ko et al., Phys. Rev. Lett. 97,146805 (2006).

[7] S. Das Sarma, E.H. Hwang, W.-K. Tse, Phys. Rev. В 75, 121406 (2007).

[8] Н. P. Dahal, Y.N. Joglekar, K. S. Bedell ct al., Phys. Rev. В 74, 233405 (2006).

[9[ D. V. Khvcshchenko, Phys. Rev. Lett. 87, 246802 (2001).

[10] B. Uchoa, A.H. Castro Neto, Phys. Rev. Lett. 98, No. 14, 146801 (2007).

[11] Yu. E. Lozovik, A. A. Sokolik, Physics Letters A. 374, 2785 (2010).

[12] Yu.E. Lozovik, A.A. Sokolik, Письма в ЖЭТФ, 87(1), 61 (2008).

[13] Ю.Е. Лозовик, В.И. Юдсон, Письма в ЖЭТФ 22, 556 (1975).

[14] D. С. Elias, R. V. Gorbachev, A. S. Mayorov et al., Nature Phys. 7, 701 (2011).

[15] Y.L. Chen, J.G. Analytis, Л.Н. Chu et al., Science 325, 178 (2009).

[16] D. Hsieh, Y. Xia, D. Qian et al., Nature 460, 1101 (2009).

[17] Xia Y., L. Wray, D. Qian ct al., Nature Phys., 5, 398 (2009).

[18] D. Culcer, E.H. Hwang, T.D. Stanescu et al., Phys. Rev. B, 82, 155457 (2010).

[19] A.A. Burkov, D.G. Hawthorn DG, Phys. Rev. Lett. 105,66802 (2010).

[20] S. Raghu, S. B. Chung, X.-L. Qi and S.-C. Zhang, Phys.Rev.Lett. 104, 116401 (2010).

[21] Y.L. Chen, Л.-Н. Chu, J.G. Analytis ct al., Science. 329, 659(2010).

[22] X.L. Qi, T.L. Hughes, S.C. Zhang, Phys. Rev. В 78, 195424 (2009).

[23] A.M. Essin, J.E. Moore, D. Vanderbilt, Phys. Rev. Lett. 102, 146805 (2009).

[24] J. Macicjko, X.L. Qi, H.D. Drew, S.C. Zhang, Phys. Rev. Lett. 105, 166803 (2010).

[25] W.-K. Tse, A.H. MacDonald, Phys. Rev. В 82, 161104 (2010).

[26] W.-K. Tse, A.H. MacDonald, Phys. Rev. Lett. 105, 057401 (2010).

[27] I. Garate, M. Franz, Phys. Rcv. В 84, 054403 (2011).

[28] L.Fu, C.L. Kane, E.J. Meie, Phys. Rev. Lett., 100, 096407 (2009).

[29] F.Wilczek. Nature Phys., 5, 614 (2009).

[30] B. Seradjeh, J.E. Moore, M. Franz, Phys. Rev. Lett. 103, 066402 (2009).

[31] B. Seradjeh, Phys. Rev. В 86, 121101(R) (2012).

[32] Л.В. Келдыш, Ю.В. Копаев, ФТТ 6(9), 2791 (1964).

[33] D. A. Pesin, А. H. MacDonald, Phys. Rev. В 84, 075308 (2011).

[34] G. Vignale, A.H. MacDonald, Phys. Rcv. Lett., 76, 2786 (1996).

[35] Yu.E. Lozovik, A.V. Poushnov, Phys. Lett. А 228, 399 (1997).

[36] I.B. Spielman, J. Eisenstein, L.N. Pfeiffer et al., Phys. Rev. Lett., 84, 5808 (2000).

[37] J.P. Eisenstein, Solid St. Comm, 127, 123 (2003).

[38] В.Л. Бсрезинский, ЖЭТФ 61, 1144 (1971).

[39] J.M. Kosterlitz, D.J. Thouless, J. Phys. C: Solid State Phys. (6), 7, 1181 (1973).

Подписано в печать 24.09.2012г. Заказ № 1654А Условный печатный лист 1.5 Тираж 100шт. Отпечатано в типографии «ИноПринт» г.Москва, Варшавское шоссе, д.26 тел.: (495) 789-19-42

Введение

Дираковские электроны в физике конденсированною состояния

Особенности энер1 етическо! о снекгра дираковских элек фонов

Краткий обзор содержания 1лав диссертации

1. Спин-плазмоны на поверхности топологического изолятора

1 1 Введение 17 1 2 Описание спин-плазмонов и их свойс1ва 18 12 1 Метод уравнений движения для спин-плазмонов 18 12 2 Волновая функция спин-пназмона 22 12 3 Проявления жесткой связи между направлениями спина и импульса 24 12 4 Уравнение непрерывности 28 12 5 Рассеяние спин-плазмонов

1 3 Выводы

2. Киральные экситоны на поверхности топологического изолятора и магнитооптические эффекты Фарадея и Керра

2 1 Введение 33 2 2 Описание киральных экситонов

2 2 1 Поверхностные состояния во внешнем обменном иоле

2 2 2 Метод уравнений движения для киральных экситонов

2 2 3 Киральные эксигонные состояния

2 3 Тензор оптической проводимости

2 3 1 Вычисление тензора оптической проводимости

2 3 2 Оптическая активность киральных экситонов

2 4 Эффекты Керра и Фарадея

3 2 Фазовая диацэамма дираковских элек фонов и дырок 54

3 2 1 Дираковские электроны и дырки 54 3 2 2 Однозонное приближение и модель Бардина-Купера-Шриффера 56 3 2 3 Влияние беспорядка и дисбаланса концен!раций электронов и дырок 59

3 2 4 Влияние тбридизации вопновыч функций электронов и дырок 62

3 2 5 Выводы 67

3 3 Флуктуации куперовских пар и туннелирование 68

3 3 1 Туннелирование и внутренний эффект Джозефсона 68

3 3 2 Кунеровский нропа1атор и туннельная проводимость 69

3 3 3 Критическое поведение и кршические индексы 72

3 3 4 Выводы 76

Заключение 81

Основные результаты диссертации 81

Публикации автора но теме диссертации 83

4. Приложения 86

4 1 Уравнение движения для оператора рождения спин плазмона 86 4 2 Фурье компоненты операторов зарядовой и спиновой пло!ностей 89 4 3 Уравнение движения для оператора рождения экситона 94 4 4 Электрон-дырочное спаривание и диа! раммная техника 97 4 5 Потенциал взаимодействия между электронами и дырками 99 4 6 Кунеровский пропа1атор 102

4 7 Эффект увлечения и туннелирование в системе из двух нисюв 1рафена104

Введение

Дираковские электроны в физике конденсированного состояния

В течение мно1их лег исследования релятивистских электронов, динамика которых описывается уравнением Дирака, принадлежал и только к облас!и физики элементарных частиц Однако за последнее десятилетие в физике конденсированною состояния появились две новые физические системы, в коюрых электронные состояния описываются двумерным аналотм уравнением Дирака для частиц как с конечной массой, гак и с массой равной нулю Этими сиыемами являются 1рафен и поверхность трехмерною тонолот ическото изолятора В настоящее время и теоретические, и экспериментальные исследования различных физических явлений в этих системах стремительно развиваются и очень актуальны (см (1-3) и цит лт )

Графен представляет собой двумерный материал полученный впервые в 2004 I [4, 5], и обладает уникальными электронными и механическими свойствами В первой зоне Бриллюэна трафена находятся две неэквивалентные дираковские точки в которых зона проводимости и валентная зона касаются дру1 друта и в окрестности которых электроны мо1уг быть описаны эффективным 1амильтонианом для безмассовых дираковских частиц

Я8 = 7»Р(ра) (1) тде у-р — величина скорости электронов р — и\ импульс, о = {ат оу} - двумерный вектор составленный из матриц Паули, или изоспин электрона в трафене Волновая функция электрона вблизи одной из дираковских точек имеет две компоненты соответствующие двум подрешеткам из которых может быть составлена решетка 1 рафена

Ультрарелятивистская динамика электронов в 1рафене приводит к ряду интересных физических явлений к которым относятся полуцелый квантовый эффект Холла

6], абсолютная прозрачность потенциальных барьеров для электронов при их нормальном падении [7], тесно связанная с квантово-электродинамическим парадоксом Клейна, и эффект слабой антилокализации электронов [8].

Если химический потенциал графена сдвинут из дираковской точки, то электроны (или дырки) образуют вырожденную Ферми-жидкость [9|. Изучению различных коллективных состояний в графене и их особенностям посвящено многочисленное количество работ. В частности, была рассмотрена возможность вигнеровской кристаллизации [10] электронов. Обсуждалась возможность перестройки энергетического спектра графена, связанной с экситонной ¡11] или сверхпроводящей неустойчивостя-ми [12, 13]. Предсказывалось куперовское спаривание пространственно разделенных электронов и дырок в системе из двух листов графена [14], во многом аналогичное спариванию электронов и дырок в связанных полупроводниковых квантовых ямах [15]. Электронная структура графена оказалась устойчивой относительно различных неустойчивостей, и взаимодействие между носителями заряда приводит только к перенормировке его одночастичного спектра, а именно к перенормировке скорости электронов [16].

Графен обладает высокой подвижностью носителей заряда, достигающей значения ц ~ 106см2/В • с при комнатной температуре, и в настоящее время он представляет большой интерес для различных возможных приложений — баллистической электроники, плазмоники и оптоэлектроники [17]. Следует отметить, что графен считается перспективным материалом для квантовой плазмоники [18]. в которой планируется возбуждать и детектировать отдельные плазмоны. Поэтому исследование влияния кулоновского взаимодействия на различные транспортные, коллективные и оптические эффекты очень актуально.

Топологический изолятор (ТИ) представляет собой новый класс материалов, который обладает нетривиальной топологией заполненных электронных состояний в гильбертовом пространстве [2]. ТИ в своей толще имеет запрещенную зону, при этом на его поверхности (3D) или границе (2D) присутствуют необычные электронные состояния. Трехмерные ТИ делятся на два класса — на "сильные" и "слабые". Энергетический спектр поверхности между сильным ТИ и тривиальным изолятором или вакуумом содержит нечетное количество дираковских точек, в окрестности которых электроны могут быть описаны эффективным гамильтонианом

Ят, = t)Fn[p х а], (2) где п — вектор нормали к поверхности ТИ; v? — величина скорости электронов: с = {сгх,Су} — двумерный вектор, составленный из матриц Паули, действующих в пространстве состояний с заданной проекцией спина электрона. Спин электрона перпендикулярен его импульсу и лежит в плоскости поверхности ТИ. Такая жесткая связь между направлениями импульса и спина на поверхности ТИ является следствием сильного спин-орбитального взаимодействия в его толще. Энергетический спектр сильного ТИ топологически защищен от возмущений, которые не нарушают симметрию по отношению к обращению знака времени, например, к немагнитному беспорядку [19]. Энергетический спектр поверхности слабых топологических изоляторов может, содержать четное количество дираковских точек и не является топологически защищенным.

Первым "сильным" трехмерным ТИ, который был сначала предсказан [20, 21], а затем обнаружен экспериментально [22], является В113.8еж. Жесткая связь между направлениями импульса и спина электрона на поверхности этого материала была установлена при помощи фотоэлектронной спектроскопии с угловым разрешением и разрешением по спину [23]. При этом поверхностный энергетический спектр, несмотря на то, что содержит дираковскую точку, в окрестности которой электроны могут быть описаны эффективным гамильтонианом (2), является сложным, и зависимость энергии от импульса является немонотонной. Величина запрещенной зоны в толще В^-хве^ мала, Её = 0.02 эВ, поэтому он является изолятором только при низких температурах.

Сравнительно недавно было обнаружено "второе поколение" сильных топологических, изоляторов. Оно включает в себя ЭЬгЭез, В128е3 и ЗЬ2Тез [24-26]. Запрещенная зона этих материалов достигает 0.1 — 0.3 эВ, поэтому они сохраняют топологическую нетривиальность спектра при комнатной температуре. Их энергетический спектр поверхностных состояний содержит только одну дираковскую точку и в широком диапазоне энергий может быть описан эффективным гамильтонианом (2).

Следует отметить, что химический потенциал толщи В^^Бе^, а также топологических изоляторов второго поколения находится либо в зоне проводимости, либо в валентной зоне. Концентрацию носителей заряда в толще этих материалов можно значительно сократить при помощи специального допирования. Вклад дираковских электронов на поверхности допированного ТИ был установлен но температурной зависимости удельного сопротивления [27], магнитосопротивления [28] и по эффекту слабой антилокализации [29, 30] дираковских электронов. Вклад объемных носителей заряда в транспорт может быть также значительно снижен в тонких пленках из топологического изолятора, которые в настоящее время активно исследуются экспериментально [31, 32).

Топологический индекс трехмерного материала может быть вычислен при помощи иервопринципных численных методов, используемых для расчета зонной структуры твердых тел. В настоящее время предсказано более пятидесяти топологических изоляторов. Некоторые из этих материалов, например Т1В18е-2 [33], а также СеВ12Те4, В12Те2Эе и ЭЬгТегЭе [34] были обнаружены экспериментально.

Жесткая связь между направлениями импульса и спина приводит к возникновению спиновой поляризации на поверхности топологического изолятора при протекании по ней электрического тока [35] и связанной диффузии плотностей заряда и спина [36]. Коллективные плазменные колебания в вырожденном электронном газе на поверхности ТИ являются спин-плазмонами, которые представляют собой связанные колебания плотностей заряда и спина [37]. Было предложено использовать спин-плазмоны для создания "спиновой батареи", в которой пространственно разделяются электроны с противоположными направлениями вектора спина [38]. Вклад в энергию электрона в полупроводниках и полуметаллах, связанный со спин-орбитальным взаимодействием, является малой поправкой к его кинетической энергии, в то время как для электронов на поверхности ТИ этот вклад (2) является единственным. Поэтому исследование проявления жесткой связи между импульсом и спином в оптических и транспортных явлениях, а также в свойствах плазменных возбуждений на поверхности ТИ является актуальной задачей особенно для спинтроники.

Интересные физические явления возникают на поверхности топологического изолятора, если нарушена симметрия по отношению к обращению знака времени или калибровочная симметрия.

Симметрия по отношению к обращению знака времени на поверхности ТИ может быть нарушена либо внешним обменным полем, созданным, например, упорядоченными магнитными примесями [39, 40], специально внедренными в его объем или на его поверхность, либо магнитным полем. В обоих случаях нарушение симметрии приводит к полуцелому квантованию холловской проводимости поверхности ТИ. Если симметрия нарушена на всей поверхности топологического изолятора, то распределение электромагнитного ноля в его объеме может быть определено при помощи принципа наименьшего действия с лагранжианом, который имеет вид [41, 42]: где е и ц — диэлектрическая и магнитная проницаемости толщи ТИ; а ~ 1/137 постоянная тонкой структуры; величина 9 может принимать только два значения: в — 0 для изолятора с тривиальной топологией зонной структуры и в = 7г для топологического изолятора. Последний член в лагранжиане соответствует топологическому магнитоэлектрическому эффекту, который появляется в объеме ТИ благодаря перераспределению зарядов и электрическому току на его поверхности. Следует отметить, что описание топологического магнитоэлектрического эффекта в объеме ТИ представляет собой твердотельную реализацию аксионной электродинамики [43], в которой 9 является динамической переменной, соответствующей полю аксионов.

Топологический магнитоэлектрический эффект в объеме топологического изолятора приводит к магнитооптическим эффектам Фарадея и Керра на его поверхности [44-47]. Он приводит также к появлению магнитного мопополя в роли заряда-изображения (в дополнение к электрическому заряду-изображению) для электрона, находящегося у поверхности ТИ изолятора (48|. Электронный газ над поверхностью топологического изолятора становится газом анионов [48] и испытывает действие магнитного поля, которое создается магнитными мононолями под его поверхностью и которое может быть измерено в эффекте Холла [49].

Внешнее обменное поле приводит к образованию щели в энергетическом спектре, внутри которой образуются киральные экситонные состояния |50]. Для уровней ки-ральных экситонов нарушена симметрия между состояниями с противоположными значениями квантового орбитального числа. Исследование возможного проявления киральных экситонов в различных эффектах, связанных с топологическим магнитоэлектрическим эффектом, является важной фундаментальной задачей.

Если на поверхности топологического изолятора нарушена калибровочная симметрия, например, при ее туннельном контакте со сверхпроводником с я-волновым спариванием, то электронный газ, заполняющий поверхностные состояния, становится двумерным топологическим сверхпроводником [51]. Он обладает топологически нетривиальной электронной структурой спектра его боголюбовских квазичастиц. В коре вихря двумерного топологического сверхпроводника образуются майоранов-ское состояние с нулевой энергией, а на его границе с областью ТИ. в которой открыта щель при помощи обменного поля, появляются киральные майорановские поверхностные состояния. Экзотические майорановские фермионы представляют собой квазичастицы, которые являются собственными античастцами. Они рассматривались в физике элементарных частиц, но элементарные частицы, которые ими бы являлись, так и не были обнаружены |52].

Особый интерес к майорановским состояниям вызван тем. что их можно использовать для квантовых вычислений [53] . Пара вихрей, в которых локализованы май-орановские состояния, представляет собой нелокальный кубит, который защищен от декогерентности. Манипуляции над кубитами и процесс измерения можно производить при помощи перестановки вихрей, которыми можно управлять при помощи сверхпроводящих контактов [51|. В настоящее время теоретическое и экспериментальное исследование майорановских состояний активно развивается [54, 55].

Другой физической реализацией топологической сверхпроводимости является ку-перовское спаривание электронов и дырок [56] с противоположных поверхностей тонкой пленки из топологического изолятора, обусловленное кулоновским взаимодействием между ними. В этой системе были предсказаны майорановские состояния, локализованные на вихрях, которые являются топологическими дефектами параметра порядка конденсата электрон-дырочных пар и которыми можно управлять при помощи сверхпроводящих контактов [57]. При этом численные оценки температуры перехода, соответствующего электрон-дырочному спариванию, в реалистичной модели не проводились, что и является важной задачей для выбора оптимальных условий экспериментов. Также актуально теоретическое исследование различных проявлений электрон-дырочного спаривания в этой системе.

В диссертации детально исследуются коллективные плазменные возбуждения в дираковском электронном газе: спин-плазмоны на поверхности топологического изолятора и плазмоны в графене. Исследуются киральные экситоны на поверхности топологического изолятора и их проявления в магнитооптических эффектах Фарадея и Керра. Большое внимание уделено куперовскому спариванию дираковских электронов и дырок, которое может быть реализовано либо в тонкой пленке из топологического изолятора, либо в системе из двух листов графена.

Особенности энергетического спектра дираковских электронов

К коллективным электронным явлениям относят физические явления, которые не могут быть описаны в модели невзаимодействующих электронов в обычных электронных системах. Они включают в себя плазменные колебания, вигнеровскую кристаллизацию электронов, сверхпроводимость, образование экситонного диэлектрика, образование экситонов, различные магнитные переходы и другие явления. Особенности коллективных электронных явлений в графеме и на поверхности ТИ связаны со спецификой дираковского спектра электронов К особенностям дираковского спектра в этих системах можно отнести 1) лииейный закон дисперсии электронов; 2) близкое расположение и взаимное влияние валентной зоны и зоны проводимости; 3) спинорный характер эффективной волновой функции электронов. 4) дополнительное вырождение носителей заряда 5) топологическая нетривиальность структуры энергетического спектра при открытии в нем запрещенной зоны, б) двумерность электронного газа. Рассмотрим кратко каждую из перечисленных особенностей

1) Энергетический спектр безмассовых дираковских частиц состоит из зоны проводимости Epi = üpр и валентной зоны EPt-\ = —vpр, которые касаются друг друга в дираковской точке с нулевым импульсом Их линейный закон дисперсии приводит к линейной зависимости плотности состояний электронов, которая обращается в ноль в дираковской точке и имеет вид (4)

Благодаря линейному закону дисперсии безразмерный параметр ас, определяющий характерное отношение между кудоновской энергией вырожденного электронною газа и его кинетической энершей, равен е2 где е — эффективная диэлектрическая проницаемость среды, окружающей двумерный электронный газ Величина этого нарамсфа не зависит от концентрации электронов. Для свободно подвешенного 1рафеиа величина этого параметра достигает максимального значения ас = 2 19. Поэтому, в частности, вигнеровская кристаллизация, требующая больших значений параметра ас. в графене не возможна Топологическим изоляторам второго поколения, если их поверхность 1раничит с вакуумом, соответствует ас = 0.04 ~ 0.09. Для двумерных электронов с квадратичным законом дисперсии этот параметр (параметр ас часто обозначается как гч) возрастает с понижением концентрации электронов и может изменяться в широких пределах

2) Близкое расположение валентной зоны и зоны проводимости проявляется в энергетическом спектре электронов Обменное кулоновское взаимодействие между электроном в зоне проводимости и электронами из валентной зоне приводит к логарифмической перенормировке его скорости Ферми. Одночастичными возбуждениями являются как внутризонные, так и межзонные переходы. Близкое расположение зон приводит к возможности многозонной сверхпроводимости [13] и многозонного куперовское спаривания пространственно разделенных электронов и дырок [58].

3) Спинорный характер волновой функции дираковских электронов приводит к жесткой связи между направлением импульса и спина (ТИ) или изоснина (гра-фен). Направление изосиина определяет разность фаз между компонентами волновой функции электрона в графене, соответствующих разным подрешеткам.

4) Электроны в графене имеют дополнительное четырехкратное вырождение благодаря двукратному вырождению по спину и двукратному вырождению, связанному с наличием в первой зоне Бриллюэна двух неэквивалентных дираковских точек, или долин. Дираковские электроны на поверхности топологического изолятора не имеют дополнительного вырождения.

5) В спектре дираковских электронов внешнее возмущение Н- = Дсгг приводит к открытию щели в энергетическом спектре. Двумерный дираковский электронный газ становится двумерным топологическим изолятором, который характеризуется топологическим инвариантом п. Если гамильтониан электронов представить в виде Н = Ь(р)<7 и ввести вектор /г'(р) = /г(р)/|/1(р)|, то топологический инвариант может быть записан как:

Наличие топологического инварианта приводит к квантованию холловской проводимости (тух — пе2/к дираковского электронного газа в отсутствии магнитного поля. На поверхности ТИ щель может быть открыта внешним обменным нолем, созданным, например, упорядоченными магнитными примесями, специально внедренными в толщу ТИ или на его поверхность. В графене щель может быть открыта при помощи специальной подложки или спин-орбитаиьного взаимодействия. В обоих случаях абсолютные значения Д в двух долинах графена в точности совпадают, а их знаки противоположны, поэтому холловская проводимость графена в отсутствии магнитного поля равна нулю.

6) Двумерность дираковских электронов накладывает ограничения на описания коллективных неустойчивостей, например сверхпроводящей неустойчивости, в рамках теории среднего поля. Благодаря сильным флуктуациям фазы параметра порядка, которые соответствуют конденсату купепровских пар, фазовый переход будет являться переходом Березинского-Костерлица-Таулесса |59, 60]. Следует отметить, что аналогичная ситуация возникает и в других двумерных системах.

6)

Краткий обзор содержания глав диссертации

Диссертация состоит из трех глав. Первая глава посвящена исследованию спин-нлазмонов на поверхности топологического изолятора. Во второй главе рассматриваются киральные экситоны на поверхности топологического изолятора, в энергетическом спектре которой открыта щель, и исследуются их возможные проявления в магнитооптических эффектах Фарадея и Керра. Третья глава посвящена изучению куперовского спаривания пространственно разделенных дираковских электронов и дырок, которое может быть реализовано в тонкой пленке из топологического изолятора и в системе из двух листов графема. Третья глава состоит из двух частей. Ее первая часть посвящена вычислению фазовой диаграммы системы. В её второй части теоретически исследуется туннелирование между противоположными поверхностями тонкой пленки из ТИ выше температуры перехода, соответствующего спариванию электронов и дырок. Далее следует заключение, в котором представлены полученные в диссертации результаты. Завершается диссертация семью Приложениями.

В первой главе диссертации рассматриваются спин-плазмоны в вырожденном электронном газе, заполняющем поверхностные состояния трехмерного ТИ, которые представляют собой связанные волны плотностей заряда и спина. Для их исследования применен математический формализм, основанный на методе уравнений движения. В этом подходе спин-плазмон с импульсом q представляет собой составную бозевскую квазичастицу, являющуюся суперпозицией одночастичных электрон-дырочных переходов с таким же суммарным импульсом, оператор рождения которой имеет вид:

7) р7у где аР7 — оператор уничтожения электрона с импульсом р в зоне проводимости (7 = 1) или в валентной зоне (7 = —1), а набор коэффициентов С77 образует волновую функцию плазмона в импульсном пространстве, в которую вносят вклады как внутризонные (7 = 7'), так межзонные (7 Ф 7') электрон-дырочные переходы. Оператор рождения спин-плазмона удовлетворяет уравнению движения [Н. <5+] = где — энергия плазмона, а Н — гамильтониан взаимодействующих электронов на поверхности топологического изолятора.

В приближении хаотических фаз (ПХФ) найдены закон дисперсии сиин-плазмонов и их волновая функция, которые в безразмерных единицах зависят только от одного безразмерного параметра аёС = дас. Здесь д — фактор вырождения дираковских электронов, равный д = 1 для электронов на поверхности топологического изолятора и д = 4 для электронов в графене. Обоснованность приближения ПХФ для электронов на поверхности топологических изоляторов второго поколения связана с малостью параметра ас, а для графсна — малостью параметра 1/д [1, 61|.

Исследовано распределение волновой функции спин-плазмона в импульсном пространстве. Проанализировано соотношение вкладов, которые вносят внутризонные и межзонные переходы в волновую функцию спин-плазмона. При малых значениях параметра agc вклад межзонных возбуждений пренебрежимо мал.

Определены зависимости амплитуды колебаний волн плотностей заряда и спина от концентрации спин-плазмонов и величины их импульса q. Амплитуды соответствующих волн сравнимы по величине, а соотношение между ними слабо зависит от параметра agc. Показано, что возбуждение спин-плазмона приводит к появлению спиновой поляризации на поверхности ТИ, которая перпендикулярна импульсу плаз-мона, и найдена ее величина.

Рассмотрено рассеяние спин-плазмона как на неоднородности потенциала ^(г), так и на неоднородности магнитного поля Н(г), параллельного плоскости поверхности ТИ. В первом порядке теории возмущений вероятность рассеяния спин-плазмона между состояниями с импульсами q и q', абсолютные величины которых в силу закона сохранения энергии совпадают, может быть записана в виде: wc(q.e) = |К,,Ч|2|ФС(^)|2: wm(q,0) = |Нч,чФт(д. (8) где и Hq'q — Фурье-образы распределений внешних возмущений, в — угол рассеяния, а Фс(д,6>) и Фт(<7,#) — электрический и магнитный форм-факторы спин-плазмона, которые зависят только от параметра agc. Благодаря составной природе спин-плазмона электрический форм-фактор обращается в ноль при рассеянии вперед в = 0. При рассеянии вперед отлична от нуля только компонента магнитного форм-фактора, перпендикулярная импульсу плазмона, что свидетельствует о том, что спин-плазмон представляет собой нейтральное возбуждение, сопровождаемое спиновой поляризацией, перпендикулярной его импульсу.

В заключении главы обсуждаются различные задачи квантовой оптики спин-плазмонов и плазмонов в графене, для решения которых может быть использован разработанный формализм. Завершается глава обсуждением полученных результатов. Соответствующие результаты опубликованы в статьях [1а,2а].

Во второй главе диссертации рассматриваются киральные экситоны на поверхности топологического изолятора, в спектре которой открыта щель при помощи обменного поля, создаваемого, например, упорядоченными магнитными примесями, специально внедренными в толщу топологического изолятора или на его поверхность.

Для описания экситонов использовался метод уравнений движения, в рамках которого экситон представляет собой линейную суперпозицию межзонных переходов и может быть представлен как связанное состояние электрона и дырки. Его оператор рождения есть: где арл — оператор уничтожения электрона в соответствующей зоне, а набор коэффициентов Срч образует волновую функцию экситона в импульсном пространстве. Оператор уничтожения экситона удовлетворяет уравнению движения [Н,с1^] = где Еч — закон дисперсии экситонов, а Н — гамильтониан взаимодействующих электронов на поверхности топологического изолятора.

Получено уравнение для волновой функции экситона и его энергии, которые в безразмерных единицах зависят только от безразмерного параметра «с = е2/1гурс, где е. — эффективная диэлектрическая проницаемость среды, окружающей поверхность топологического изолятора. Его можно оценить как отношение энергии ку-лоновского взаимодействия между электроном и дыркой, образующим экситон, и их кинетическими энергиями. В диссертации найдено приближенное аналитическое решение уравнения при ас « 1. В этом случае безразмерные энергии и волновые функции киральных экситонов могут получены из соответствующих величин для двумерного атома водорода при помощи сдвига квантового числа орбитального момента на |о>7н| = 1. Знак 6т зависит от направления обменного поля. Поэтому кираль-ное экситонное состояние с наименьшей энергией обладает ненулевым орбитальным квантовым числом.

При помощи теории линейного отклика вычислен вклад киральных экситонов в тензор оптической проводимости поверхности топологического изолятора. Вклад экситонного состояния в холловскую проводимость имеет такой же знак, что и его орбитальное квантовое число. Показано, что киральные экситоны благодаря отсутствию симметрии между состояниями с противоположными орбитальными квантовыми числами т и — т вносят резонансный вклад в холловскую проводимость и поэтому играют важную роль магнитооптических эффектах.

Проанализирована роль киральных экситонов в магнитооптических эффектах Фарадея и Керра для тонкой пленки из топологического изолятора. Киральные экситоны резонансным образом усиливают эффект Фарадея и ослабляют эффект Керра.

9) р

Киральные экситоны также приводят к резонансам в частотной зависимости степеней эллиптичности как прошедшей сквозь пленку, так и отраженной от нее электромагнитных волн.

В заключении главы приводятся необходимые условия для наблюдения описанных резонансных эффектов, связанных с киральными экситонами. Затем обсуждаются киральные экситоны в графене и бислое графена, щель в спектре которых открыта при помощи специальной подложки или перпендикулярного электрического поля, соответственно. Далее обсуждаются магнитооптические эффекты для тонкой пленки из ТИ, помещенной в перпендикулярное к ней магнитное поле, в которой кулоновское взаимодействие приводит к образованию магнитоэкситонов. Завершается глава обсуждением полученных результатов. Соответствующие результаты этой главы представлены в [1Ь].

В третьей главе рассматривается куперовское спаривание пространственно разделенных дираковских электронов и дырок, которое может быть реализовано в системе из двух листов графена и в тонкой пленке из топологического изолятора.

В первой части третьей главы исследуется фазовая диаграмма системы пространственно разделенных электронов и дырок. Для определения критической температуры используется приближение Бардина-Купера-Шриффера (БКШ), в котором критическая температура равна

Го (10)

7Г где 7С = 0.57 — постоянная Эйлера: А - безразмерная константа кулоновского взаимодействия между электронами и дырками. Величина А вычислена в статическом пределе приближения хаотических фаз (ПХФ). Исследована зависимость критической температуры спаривания от концентрации носителей заряда и расстояния между электронами и дырками.

Дисбаланс концентраций электронов и дырок эффективно подавляет их куперовское спаривание, при этом в определенном интервале дисбаланса стабилизируется состояние типа Ларкина-Овчинникова-Фулде-Феррелла. в котором параметр порядка конденсата электрон-дырочных пар является периодической функцией координат. Благодаря тому, что электрон и дырка имеют разный заряд и пространственно разделены как точечные примеси, так и кулоновские примеси эффективно подавляют их куперовское спаривание.

Гибридизация волновых функций электронов и дырок приводит к образованию параметра порядка конденсата электрон-дырочных пара с фиксированной фазой выше температуры перехода и размывает критическую температуру.

Завершается первая часть главы обсуждением условий, которые необходимы для экспериментальной реализации электрон-дырочного спаривания в тонкой пленки из топологического изолятора.

Вторая часть третьей главы посвящена исследованию туннелирования в системе пространственно разделенных электронов и дырок выше температуры их куиеров-ского спаривания. Ниже температуры перехода куперовское спаривание приводит к внутреннему эффекту Джозефсона. Внутренний эффект Джозефсона приводит к появлению гигантского пика в зависимости туннельной проводимости от приложенного напряжения, который наблюдался в системе пространственно разделенных композитных электронов и дырок в полупроводниковых квантовых ямах в квантующем магнитном поле [62, 63). Выше температуры перехода куперовские пары могут появляться как термодинамические флуктуации и приводить к усилению туннелирования. Онисанный эффект рассмотрен во второй части третьей главы. Микроскопическая теория для описания флуктуаций куперовских пар разработана для тонкой пленки из топологического изолятора.

Для микроскопического описания флуктуаций куперовских пар электронов и дырок определен их куперовских пропагатор, соответствующий сумме диаграмм их рассеяния в куперовском канале.

При помощи теории линейного отклика вычислена туннельная проводимость для невзаимодействующих электронов и дырок в предположении, что при туннелирова-нии электрона его импульс сохраняется. Вычислен также вклад в туннельную проводимость, соответствующий флуктуацням куперовских пар. В обоих случаях зависимость туннельной проводимости содержит резкий пик, появление которого связано с ограничениями, которые накладывают законы сохранения энергии и импульса для туннелирующего электрона.

Показано, что флуктуации куперовских пар приводят к критическому поведению туннельной проводимости в окрестности критической температуры, соответствующей электрон-дырочному спариванию. В окрестности критической температуры ширина пика стремится к нулю, а высота пика расходится степенным образом с критическим индексом и = 2, то есть ~ (T/TQr{ - 1)~2, где T0(i — критическая температура перехода с учетом беспорядка. Даже если электрон-дырочное спаривание подавлено беспорядком, то кулоновское взаимодействие между электронами и дырками значительно увеличивают туннельную проводимость. В окрестности квантовою фазовою перехода по управляющему параметру 7, который равен полусумме декрементов затухания электронов и дырок высо1а пика туннельной проводимо сти также расходится степенным образом с критическим индексом = 2, ю есть а™3* ~ (7/7г — I)-2 Здесь 7г — критическое значение декремента затухания куперов-ских пар, при котором электрон-дырочное спаривание подавляется В заключении второй части третьей итавы обсуждается особенности эффекта усиления туннели-рования флуктуациями куперовских пар в друтих реализациях системы пространственно разделенных электронов и дырок Далее обсуждается влияние кулоновското взаимодействия на туннелирование между двумя двумерными электронными систе мами

Завершается тлава обсуждением полученных результатов Соответствующие ма териалы опубликованы в статьях [За,4а,5а 6а]

В заключении приведены результаты выполненной работы

Завершается диссертация семью приложениями (При южение \ — При южение 7), в которые вынесены некоторые т ромоздкие вычисления и дополнительные материалы представляющие самостоятельный интерес и нарушающие целостность изложения В Приложении 7 исследуется эффект увлечения электронов электронами в системе из двух листов 1рафена, обусловленный их туннелированием между листами Материалы этою приложения опубликованы в статье [7а]

Основные результаты, полученные в рамках диссертационной работы, можно сформулировать следующим образом:

• Исследованы сиин-нлазмоны в вырожденном электронном газе на поверхности трехмерного топологического изолятора при помощи математического формализма. основанного на методе уравнений движения, который был впервые применен к газу дираковских частиц. Детально исследована волновая функция снин-плазмонов в импульсном пространстве. Найдены зависимости амплитуд волн плотностей заряда и спина от импульса спин-плазмонов и их концентрации. Показано, что возбуждение сиин-плазмона также сопровождается появлением спиновой поляризации поверхности топологического изолятора, которая перпендикулярна его импульсу, и найдена ее величина. Рассмотрено рассеяние спин-плазмонов на внешнем потенциале и неоднородности магнитного поля, и вычислены соответствующие форм-факторы спин-плазмонов. Показано, что благодаря составной структуре спин-плазмона его диаграмма рассеяния представляет собой два симметричных лепестка, которые имеют максимумы при конечном угле рассеяния, в то время как амплитуда рассеяния и вперед, и назад равна нулю. Разработанный формализм позволяет описывать плазмоны в графене и может быть применен для решения различных задач квантовой оптики плазмонов.

• Исследованы киральные экситоны на поверхности трехмерного топологического изолятора, в спектре которой открыта щель внешним обменным нолем. Вычислен их вклад в тензор оптической проводимости поверхности. Показано, что киральные экситоны благодаря отсутствию симметрии между состояниями с противоположными орбитальными квантовыми числами вносят резонансный вклад в холловскую проводимость поверхности и, поэтому, играют важную роль в магнитооптических эффектах Фарадея и Керра. Показано, что кираль-ные экситоны резонансно усиливают эффект Фарадея и ослабляют эффекта Керра. Они также резонансным образом проявляются в частотной зависимости степеней эллиптичности как прошедшей, так и отраженной электромагнитных волн. Проанализированы условия, которые необходимы быть выполнены для экспериментального обнаружения резонансных эффектов.

• Вычислена фазовая диаграмма пространственно разделенных дираковских электронов и дырок. Вычислена критическая температура перехода в модели Бардина-Купера-Шриффера, при этом для вычисления экранированного потенциала взаимодействия использовалось приближение хаотических фаз. Беспорядок и дисбаланс концентраций электронов и дырок эффективно подавляют их куперовское спаривание. При этом в определенном диапазоне величины дисбаланса концентраций может быть стабилизировано состояние типа Ларкина-Овчинникова-Фулде-Феррелла, в котором параметр порядка является периодической функцией координат. Туннелирование приводит к образованию параметра порядка конденсата электрон-дырочных пар выше критической температуры и "размытию" фазового перехода.

• Исследовано влияние кулоновского взаимодействия на туннелирование между противоположными поверхностями тонкой пленки из топологического изолятора. Кулоновское взаимодействие значительно усиливает туннелирование, даже если куперовское спаривание электронов и дырок подавлено беспорядком, но не меняет качественно зависимость туннельной проводимости от приложенного напряжения. Если электрон-дырочное спаривание не подавлено, то в окрестности критической температуры туннельная проводимость расходится степенным образом с критическим индексом и = 2, что можно интерпретировать как проявление флуктуаций куиеровских пар. В окрестности квантового фазового перехода по беспорядку туннельная проводимость также расходится с критическим индексом //. = 2.

Публикации автора по теме диссертации Статьи в рецензируемых научных журналах la D К Efimkin, Yu Е Lozovik A A Sokolik Spin plasinons ш topological insulator // Journal of Magnetism and Magnetic Materials 324 3610 (2012)

2a D К Efimkin Yu E Lozovik A A Sokolik Collects e excitations on a surface of topological insulator // Nanoscale Research Letters 7 1C3 (2012)

3a DK Efimkin, V A Kulbac limskii Yu E Lo/o\ik InHueiu e of disoidei on elec tron-hole pairing m graphene bilayer // Письма в /КЭТФ 93 4 238-241 (2011)

4a Д К Ефимкин Ю Е Лозовик Элекхрон-дырочное спаривание с ненулевым импульсом в бислое 1рафена // ЖЭТФ 140 5 (11) 1009 1016 (2011)

5а D К Efimkin Yu Е Ьо/омк Nonunifoim с к ction-liole painng in graphene bilayci // Fullerenes, Nanotubes and Carbon iNanostructures 20 4(7) 569-573 (2012)

6a D К Efimkm Yu E Lozovik A A Sokolik Election-holc pan mg m topological insulator thin film // Phys Re\ В 86, 115436 (9pp) (2012)

7a Д К Ефимкин ЮЕ Лозовик Эффем увлечения электронов в бислое ipa-фена // ЖЭТФ, 140 6(12), 1203 1210 (2011)

Статьи, отправленные в печать lb D К Efimkm, Yu Е Lozovik Resonant manifestations of clnral excitons m magnetooptical Faiada> and Kerr effects m topological insulator film 11 Отправлена в печать в журнал Phys Rev В Опубликована в международном архиве препринтов ArXiv 1208 3320 (2012)

Печатные работы в трудах научных конференций

1с Д К Ефимкин, Ю Е Лозовик Элекгрон-дырочное спаривание с ненулевым импульсом в бислое I рафена // Труды 53 й научной конференции МФТИ г 8 стр 11-13 (2010)

2с D К Efimkm, Yu Е Lozovik ¡Nonuniform election-hole pairing m giaphene bilayei // Proceedings of joint international conference "Ad\anced Caibon i\anostructures" p 76 -76 (2011)

3c D К Efimkin Yu E Lozo\ik Elcctron-hole pairing with finite value of Cooper pan momentum in graphene bilayer // Books of Abstracts of international school "Quantum

Phenomena m Graphene Other Low-Dimensional Materials and Optical Lattices", p 66-77 (2011)

4c D К Efimkm, Yu E Lozovik A A Sokolik Spm-plasmons m topological msulatois // Proceedings of international confeience "Moscow International Symposium on Magnetism" p 42-42 (2011)

5c DI\ Ehmkin Yu E Lozo\ik A A Sokohk ColleUm excitations on a surface of 3D topological insulator // Book of abstracts of The 5th Forum "IN an о and Giga Challenges in Electronics, Photonics and Renewable Energy" p 124-125 (2011)

6c Д К Ефимкин ЮЕ Лозовик А А Соколик Сшш-илазмоны на поверхности трехмерною iohojioi и ческою изолятора // Труды международной конференции "Фундаментальные проблемы радиоэлектронною приборостроения " (Intermatic-2011) т 1, с 77-80(2011)

7с Д К Ефимкин, Ю Е Лозовик Эффект кулоновскою увлечения и ку перовское спаривание электронов и дырок // Труды 53 й научной конференции МФТИ, г 8 стр 87 88 (2011)

8с Д К Ефимкин, Ю Е Лозовик Флуктуационные эффекты в системе пространственно разделенных электронов и дырок // Труды 53-й научной конференции МФ ТИ т 8 стр 86 87 (2011)

9с Д К Ефимкин ЮЕ Лозовик коллективные возбуждения на поверхности тополотическою изолятора // Труды 53-й научной конференции МФТИ, г 8, стр 85-86 (2011)

10с D К Efimkm, Yu Е Lozovik Coopei pan fluctuations in the s\stem of spatialh separated electrons and holes // Proceedings of Advanced research woikshop "Meso 2012" - "Nonequlibruium and coherent phenomena at nanoscalc" p 40 (2012)

11c D К Efimkm Yu E Lozovik A A Sokolik Electron-hole paning m thin film of topological insulator // Proceedings of Advanced research workshop "Meso 2012" -"Nonequlibruium and coherent phenomena at nanoscale", p 54 (2012)

12c DK Efimkm, Yu E Lozo\ik Fluctuation effects and elcction-holc panmg m thm film of topological insulator // Book of abstracts of International Conference "Dubana-Nano2012" p 36 (2012)

13c DI\ Efimkm, Yu E Lo/o\ik A A Sokolik Electron-hole Cooper paning m topological lribulatoi thm film // Book of abstracts of hiteinational Confeience "Dubana-Nano2012" p 117 (2012)

14c D К Efimkm Yu E Lozo\ ik A A Sokohk Coopei pair of electrons and holes on opposite surfaces of topological insulator film // Books of abstracts of International School and Workshop "Innovations in Strongly Correlated Electronic Systems ", p. 126 (2012).

Благодарности

В заключение автор выражает глубокую благодарность Юрию Ефремовичу Лозови-ку за научное руководство и постановку интересных физических задач.

Также автор благодарит коллегу и соавтора Алексея Алексеевича Соколика за продуктивное сотрудничество: вместе с ним были получены некоторые результаты первой главы и первой части третьей главы.

Особую признательность за поддержку автор выражает Галине Анатолиевне Михайловой, Юрию Михайловичу Михайлову и Ефимкину Кириллу Николаевичу, а также сердечно благодарит за вдохновение Юрченко Светлану Владимировну.

Глава 4. Приложения

4.1. Уравнение движения для оператора рождения спин-плазмона

Заключение

1. A.H. Castro Neto, F. Guinea, N.M.R. Peres, K.S. Novoselov, A.K. Geim. The electronic properties of graphene // Rev. Mod. Phys. 81. 109-162 (2009).

2. M.Z. Hasan, C.L. Kane. Topological Insulators // Rev. Mod. Phys. 82, 3045-3067 (2010).

3. X.L. Qi, S.C Zhang. Topological insulators and superconductors // Rev. Mod. Phys. 83, 1057-1112 (2011).

4. K.S. Novoselov, A.K. Geim, S.V. Morozov, D. Jiang, Y. Zhang, S.V. Dubonos, I.V. Grigorieva, A.A. Firsov. Electric Field Effect in Atomically Thin Carbon Films // Science 306, 666-670 (2004).

5. K.S. Novoselov, A.K. Geim, S.V. Morozov, D. Jing. M.I. Katsnelson, I.V. Grigorieva. Two-dimensional gas of massless Dirac fermions in graphene // Nature 438, 197-201 (2005).

6. Y. Zhang, Y.-W. Tan, H.L. Stormer, Philip Kim. Experimental observation of the quantum Hall effect and Berry's phase in graphene // Nature, 438, 201-204 (2005).

7. M. I. Katsnelson, K. S. Novoselov, and A. K. Geim. Chiral tunneling and the Klein paradox in graphene // Nature Phys. 2, 620-625 (2006).

8. E. McCann, K. Kechedzhi, V. I. FaFko, H. Suzimra, T. Ando, and B.L. Altshuler. Weak localisation magnetoresistance and valley symmetry in graphene // Phys. Rev. Lett. 97, 146805 (4pp) (2006).

9. S. Das Sarma, E.H. Hwang. YV.-K. Tse. Is Graphene a Fermi Liquid? // Phys. Rev. B 75, 121406 (2007).

10. H. P. Dahal, Y.N. Joglekar, K. S. Bedell, and A. V. Balatsky. Absence of VVigner Crystallization in Graphene // Phys. Rev. B 74, 233405 (2006).

11. D V Khveshchenko Ghost excitonic insulator transition in layered graphite//Phys Rev Lett 87, 246802 (4pp) (2001)

12. В Uchoa AH Castro Neto Superconducting states of pure and doped giaphene// Phys Rev Lett 98 No 14, 146801 (4pp) (2007)

13. Yu E Lozovik, A A Sokolik Phonon-mediated electron pairing m graphene // Physics Letters A 374, 2785-2791 (2010)

14. Yu E Lozovik, A A Sokolik Electron-hole pair condensation m graphene bilayer // Письма в ЖЭТФ, 87(1) с 61-65 (2008)

15. Ю Е Лозовик, В И Юдсон О возможности сверхтекучести разделенных в пространстве элекфонов и дырок при их спаривании новый механизм сверхпроводимости // Письма в ЖЭТФ, 22 556-558 (1975)

16. DC Elias, RV Gorbachev, AS Mayorov, SV Morozov, A A Zhukov, P Blake, L A Ponomarenko, I V Grigoneva, К S Novoselo\, F Guinea А К Geim Dirac cones reshaped by niteiaction effects in suspended graphene // Natuie Ph\s 7, 701704 (2011)

17. F Bonaccorso, Z Sun, T Hasan, А С Ferrari Graphene Photonics and Optoelectronics // Nat Photonics 4 611-627 (2010)

18. F H L Koppens D E Chang and F J Garcua de Aba]o Giaphene Plasmonics A Platform for Stiong Light with Mattel Inteiactions // Nano Lett , 11 3370-3377 (2011)

19. К Nomura, M Koshino S Ryu Topological derealization of two-dimensional massles Dirac dermions // Phys Re\ Lett 99 146806 (4pp) (2007)

20. J С Y Teo, L Fu, and С L Kane Surface states and topological invariants in three-dimensional topological insulators Application to Biij.Sbx // Phys Rev В 78, 045426 (15pp) (2008)

21. H -J Zhang С -X Liu, X -L Qi X -Y Deng X Dai S -C Zhang and Zhong Fang Electronic Stiuctures and Surface States ol Topological Insulatoi Bi!7SbT // Phys Rev В 80, 085307 (9pp) (2009)

22. D Hsieh D Qian L Wray Y Xia Y S Hor R J Cava M Z Hasan A topological Dirac insulator m quantum spin Hall phase // Nature 452 970-974 (2008)

23. Y L Chen, J G Analytis J H Chu, Z K Liu S K Mo, X L Qi H J Zhang, D H Lu, X Dai, Z Fang, S C Zhang, I R Fisher Z Hussain, Z X Shen Experimental Realization of a Three-Dimensional Topological Insulator Bi2Te3 // Science 325, 178-182 (2009)

24. Xia Y , L Wray, D Qian, D Hsieh, A Pal, H Lin A Bansil D Grauer Y Hor, R Cava, and M Hasan Observation of a large-gap topological-msulator class with a single Dirac cone on the surface // Nature Phys 5 398 402 (2009)

25. JG Analytis RD McDonald, S C Riggs JH Chu GS Boebingei IR Fisher Two-dimensional surface state m the quantum limit of a topological insulator // Nat Phys 6 960-964 (2010)

26. H Tang, D Liang RLJ Qm X P A Gao Magin to-tianspoit Effn ts 111 Topological Insulator Bi2Se3 Nanonbbons // ACS Nano 5 7510-7516 (2011)

27. J G Checkelsky, Y S Hor, R J Cava and N P Ong Bulk band gap and surface state conduction observed m voltage-tuned crystals oi the topological insulator Bi2Se3 // Phys Re\ Lett 106, 196801 (6pp) (2011)

28. J Chen H J Qm, F Yang J Liu, T Guan, F M Qu G H Zhang J R Shi X C Xie, C L Yang K H Wu Y Q Li and L Lu Gate-Voltage Control of Chemical Potential and Weak Anti-localization m Bi2Sej // Phys Rev Lett 105, 176602 (5pp) (2010)

29. N Bansal YS Kim M Biahlek E Edre> and S Oh2 Thickness-independent transport channels m topological insulatorBi2Sej thin films // Phys Rev Lett 109 116804 (5pp) (2012)

30. A A Taskin, S Sasaki, К Segawa, and Y Ando Manifestation of Topological Protection in Transport Properties of Epitaxial B^Sej Thm Films // Phys Rev Lett 109, 066803 (5pp) (2012)

31. D Culcer, E H Hwang T D Stanescu S Das Sarma Two-dimensional surface charge transport m topological insulators // Phys Rex В 82, 155457 (17 pp) (2010)

32. A A Burkov, D G Hawthorn DG Spin and chaige transpoit on the surface of a topological insulator // Phys Rev Lett 105 66802 (4pp) (2010)

33. S Raghu S В Chung, X -L Qi and S -C Zhang Collective modes of a helical liquid // Phys Rev Lett 104, 116401 (4pp) (2010)

34. I Appelbaum H D Drew, M Fuhier Proposal for a Topological Plasmon Spin Rectifier // Appl Phys Lett , 98 023103 (4pp) (2011)

35. XL Qi TL Hughes, S С Zhang Topological field theor\ of tmie-ieversal mvaiiant insulators // Phys Rex В 78 195424 (2009)

36. A M Essm, J E Moore, D Vanderbilt Magnetoelectnc Polarizabihty and Axion Electrodynamics in Crystalline Insulators // Phys Rev Lett 102 146805 (2009)

37. F Wilczek Two applications of axion electrodynamics//Phys Rev Lett 58 1799-1802(1987)

38. J Maciejko, XL Qi H D Drew, S C Zhang Topological quantization in units of the fine stiucturc constant // Phys Rc\ Lett 105, 166803(4pp) (2010)

39. Y Lan S Wan S C Zhang Generalized quantization condition m topological insulator // Phys Rev B 83 205109(9pp) (2011)

40. W -K Tsc, A H MacDonald Magncto-optical and magneto-electric cflccts of topological msulatois m quantizing magnetic fields // Phys Rev B 82 161104(4pp) (2010)

41. W-K Tse AH MacDonald Giant Magneto-optical Keir Effect and Universal Faiaday Effect in Thin-film Topological Insulatois // Phys Rev Lett 105, 057401(5pp) (2010)

42. X -L Qi, J Zang, S -C Zhang Seeing the magnetic monopole through the mirror of topological surface states // Science 323 1184-1188 (2009)

43. J Zang, and N Nagaosa Monopole current and unconventional Hall response on a topological insulator // Phys Rev B 81, 245125 (5pp) (2011)

44. I Garate M Franz Excitons and Optical Absorption on the Surface of a Strong Topological Insulator with a Magnetic Eneigy Gap // Phys Re\ B 84, 054403 (12pp)(2011)

45. L Fu, C L Kane E J Mele Topological insulators in three dimensions // Phys Rex Lett 100, 096407 (4 pp) (2009)

46. F Wilczek Majorana returns // Nature Ph>s , 5 614-618(2009)

47. A Yu Kitaev Unpaired Majoiana fernnons in quantum wires // Phys Usp 44 131-136 (2001)

48. J Alicea New directions in the pursuit of Majoiana fernnons in solid state systems // Rep Prog Phys 75 076501 (36pp) (2012)

49. CWJ Beenakker Search for Majorana ferinions m superconductors // arXiv 1112 1950 (2012)

50. В Seradjeh, J E Moore M Franz Exciton condensation and charge fractionalization m a topological insulator hi //Phys Rev Lett 103 066402 (4pp) (2009)8

51. В Seradjeh Majorana edge modes of topological exciton condensate with superconductois // Phys Re\ В 86 121101(R) (4pp) (2012)

52. Yu E Lozovik, A A Sokohk Ultiarelativistic electron-hole pairing m graphene bilayer // Eur Phys J В 73, 195-206 (2010)

53. В J1 Березинский Разрушение дальнею порядка в одномерных и двумерных системах с непрерывной группой симметрии // ЖЭТФ 61 1144 (1971)

54. J М Kosterlitz, D J Thouless Ordering, metastability and phase transitions m two-dimensional systems//J Phys С Solid State Phys (6) 7 1181 (1973)

55. SM Apenko DA Kirzhnrts YE Lozouk On the \ahdrtv ol the 1/N-expansion // Phys Lett A 92 107-109 (1982)

56. IB Sprelman J Eisenbtem L I\ Pleiffer Kff West Resonantly enhanced tunneling in a double layer quantum Hall ferromagnet // Phys Re\ Lett 84(25) 5808 (2000)

57. J P Eisenstein Evidence ior sponatanous interlay ei phase coherence in a bilayer quantum Hall exciton condensate // Solid St Comm 127 123-130 (2003)

58. К Sawada Correlation energy of an election gas at high energv // Phys Rev 106 372 383 (1957)

59. К Sawada К A Brueckner and N Fukuda R Brout Correlation Energy of an Electron Gas at High Density Plasma Oscillations // Phys Rev 108, 507-514 (1957)

60. R Brout Correlation Energy of a High-Density Gas Plasma Coordinates // Phys Rev 108, 515-517 (1957)

61. I Egri Exutons and plasnions in metals beniiconductois and insulators a unified approach // Physical repoits 119 6 363 402 (1985)

62. S Wiedmann, H J van Elferen, E V Kurganova M I Katsnelson, A J M Giesbers, A Vehgura, В J van Wees, R V Gorbachev, К S Novoselov J С Maan and Tj Zeitler Coexistence oi electron and hole transport in graphenc / / Phys Rex В 84 115314 (5pp) (2011)

63. H Zhang, С X Liu, XL Qi, X Dai, Z Fang and S С Zhang Topological insulators in Bi2e3, Bi2Te3 and Sb2Te3 with a single dirac cone on the surface // Nature Phys 5 438-442 (2009)

64. В Wunsch T Stauber F Sols F Guinea Dvnamical polanzation oi graphene at finite doping // New J Phys 8, 318-333 (2006)

65. E H Hwang,S Das Sarma Dielectric function screening, and plasmons m 2D graphene // Phys Rev В 75 205418 (2007)

66. ЛД Ландау EM Лифшиц Кванювая механика Том 3 Москва Наука 1976

67. Л И MaiapHJiJi, А В Чаплик, М В Энгин Спиновый отклик двумерных электронов на латеральное электрическое ноле // ФТП 35(9) 1128-1135 (2001)

68. Yu V Bludov, М I Vasilevskiy, and N М R Peres Mechanism for graphene-based optoelectronic switches by tuning surface plasmon-polaritons in monolayer giaphene // EPL 92, 68001 (5pp) (2010)

69. E H Hwang, R Sensarma, and S Das Sarma Plasmon-phonon coupling m graphene //Phys Rev В 82 195406 (2010)

70. Y Liu, R F Willis Plasmon-phonon Strongly-Coupled Mode in Epitaxial Graphene //Phys Rev В , 81 081406(2010)

71. H Ji, J M Allred N Ni J Tao M Neupane A Wray S Xu M Z Hasan R J Ca\a Bulk Intergrowth of a Topological Insulatoi with a Room Temperature Ferromagnet // Phys Rev В 85 165313 (5 pp) (2012)

72. С Kallin and В I Halperm Excitations fiom a Filled Landau Level in the Two-Dimensional Electron Gas // Phys Rev В 30 5655 (1984)

73. И В Лернер Ю Е Лозовик Экситон Мота в квазидвумерных полупроводниках в сильном мшнитном поле // ЖЭТФ 78 3 1167-1175 (1980)

74. И В Лернер, Ю Е Лозовик Двумерные электронно-дырочные системы в сильном Mai нитном поле как почти идеальный 1аз экси гонов // ЖЭТФ 80, 4 14881503 (1981)

75. СН Park and G Louie Tunable Excitons m Biased Bilayer Graphene // Nano Lett 10, 426 (2010)

76. E McCann Asymmetry gap in the electronic band structure ol bilayer graphene // Phys Rev В 74, 161403 (2006)

77. К S Novoselov E McCann S V Morozov V I Falko M I Katsnelson U Zeitler, D Jiang, F Schedm А К Gemi Uncomentional quantum Hall effect and Beiry s phase of 2ж m bilayer graphene // Nature Phys 2 177(2006)

78. Y Zhang, T-T Tang, С Gint Z Нао, M С Martin A Zettl M F Crommie, Y R Shen and F Wang Direct Observation of a Widely Tunable Bandgap m Bilayer Graphene // Nature 459, 820 (2009)

79. I Crassee, J Le\allois AL Walter, M Ostlei К Bostwick, E Rotenberg T Seyller, D van der Marel А В Kuzmenko Giant Faraday rotation m single- and multilayer graphene // Nature Phys 7, 48 (2011)

80. G Tkachov and E M Hankiewicz Anomalous gahanomagnetism, cvclotron resonance and microwave spectioscopy ol topological insulators // Phys Rev В 84, 035405 (2011)

81. G Giovannetti, P A Khomyakov G Brocks P J Kelly and J van den Brink Substrate-mduced band gap m graphene on hexagonal boron nitride Ab initio density functional calculations // Phys Re\ В 76 071103 (2007)

82. SY Zhou, G-H Gweon AV Fedorov PN Fust, WA de Heer D-H Lee, F Guinea A H Castro Neto, A Lanzara Substrate-mduced band gap opening m epitaxial graphene // Nature Mater 6 770-775 (2007)

83. G S Jenkins, А В Sushkov, D С Schmadel N P Butch P Syers J Paglione H D Drew Teraheitz Kerr and Reflectivity Measurements on the Topological Insulatoi Bi2Se3 // Phys Rev В 82, 125120 (2010)

84. A A Schafgans A A Taskm, Y Ando X -L Qi ВС Chapler К W Post D N Basov Landau level spectroscopy of surfacc states in the topological insulator Bi0 9iSb0 09 na magneto-optics // Ph>s Re\ В 85 195440 (2012)

85. J N Hancock, J L M van Mechelen А В Kuzmenko D van der Marcl, С Brune E G Novik G V Astakho\ H Buhmann L W Molenkamp Surfacc state charge dynamics of a high mobility three dimensional topological Insulator // Phys Rev Lett 107, 136803 (2011)

86. R V Aguila A V Stier, W Liu L S Bilbro D К George N Bansal L Wu J Cerne A G Markelz S Oh and N P Armitagc THz response and colossal Kerr rotation from the surface states of the topological insulator Bi2Se3 // Phys Rev Lett 108 087403 (2012)

87. Ю E Лозовик, В И Юдсон Новый механизм сверхпроводимости спаривание между пространственно раздленными электронами и дырками // ЖЭТФ,71 738 (1976)

88. Yu Е Lozovik А V Poushnov Magnetism and Josephson eftcct m the coupled quantum well electron-hole system // Phys Lett A 228 399-407 (1997)

89. Л В Келдыш ЮВ Копаев Возможная неустойчивость полумехаллическо! о состояния охносихельно купоновскою взаимодействия // Физ твердою хела6(9), 2791-2798 (1964)

90. D Jrcxomc, ТМ Rice W Kohn Excitomc insulator // Ph\s Rev 158, 2, pp 462475 (1967)

91. Ю E Лозовик В И Юдсон Межзонные переходы и возможность юковых состояний в системах с элекхрон-дырочным спариванием // Письма в ЖЭТФ, 25(1), 18-21 (1977)

92. Yu Е Lozovik А V Poushnov Magnetism and Josephson effect 111 the coupled quantum well electron hole system // Ph\s Lett \ 228 399-407 (1997)

93. G Vignale A H MacDonald Drag in Paired Electron-Hole Lasers // Phys Rev Lett , 76 2786 (4pp) (1996)

94. D A Pesm A H MacDonald Transport m Coherent Quantum Hall Bilayers // Phys Rev В 84 075308 (8pp) (2011)

95. J P Eisenstem A H MacDonald Bose-Einstein condensation of excitons m bilayei electron systems // Nature 432 691-694 (2004)

96. R D Wiersma J G S Lok S Kiaus W Dietsche К \on Klitzmg D Schuh, M Bichler, H -P Trarntz W Wegschcidci Activated Tiansport 111 the Separate Layers that Form the ?T=1 Exciton Condensate // Phys Rev Lett 93, 266805 (4pp) (2004)

97. D Nandi, A D К Fmck, JP Eisenstem L M Pfeiffei, KW West Exciton Condensation and Perfect Coulomb Drag // Nature 488, 481-485 (2012)

98. H Mm R Bistrit/er, J -J Su A II Mac Donald Room-Temperature Supeifluidity m Graphene Bilayers // Phys Rev В 78 121401(R) (4pp) (2008)

99. M Yu Kharitonov К В Efetov Electron screening and excitonic condensation in double-layer graphene systems // Phys Rev В 78, 241401 (4pp) (2008)

100. Yu E Lozovik, S L Ogarkov A A Sokolik Cooper pairing ol electrons and holes m giaphenc bilavcr Coirclation effects // Phys Rev В 86 045429 (6pp) (2012)

101. P Fulde R A Ferrell Superconductixltv in a Strong Spin-Exchange Field //Phys Rev 135, A550-A563 (1964)

102. А И Ларкин ЮН Овчинников Неоднородное состояние сверхпроводников// ЖЭТФ 47(3) 1136-1146 (1964)

103. Y Matsuda, Н Shimahara Fulde-Feriell Laikm-0\chinmko\ state m hea\ у fermion superconductors // J Phvs Soc Jpn 76 051005 (2007)

104. G Zhang, H Qin, J Teng, J Guo, Q Guo, X Dai Z Fang К Wu Qumtuple-layer epitaxy of thin films of topological insulatorBi2Sej // Appl Phys Lett 95 053114 (3pp) (2009)

105. KMF Shahil, M Z Hossam D Teweldebrhan A A Ba-lanchn Crystal symmetry breaking 111 lew-quintuple Bi2Te3 films Applu ations m nanometrology of topologu al insulators // Appl Phys Lett 96, 153103 (2010)

106. Y Zhang, К He, С-Z Chang С-L Song L-L Wang X Chen J-F Jia Z Fang X Dai, W -Y Shan S -Q Shen Q Niu X -L Qi S С Zhang X -C Ma Q -k Xue Crossover of the 3D topological insulator Bi2Sej to the 2D limit // Nature Phys 6 584 (2010)

107. К Ebihara Ix \ada A Yamakagc Y Tanaka Finite Size Effects of the Suiface States m a Lattice Model of Topological Insulator // Physica E 44 885 (2012)

108. AStern, SM Girvin AH MacDonald N Ma Theory of mterlayer tunneling m bilayer quantum Hall ferromagnets // Phys Rev Lett 86(9) 1829 (4pp) (2001)

109. YN Joglekar and AH MacDonald Is there a de loseplison Effect m Bilayei Quantum Hall Systems1' // Phys Rc\ Lett 87 196802 (4pp) (2001)

110. О G С Ros, D К К Lee Effect of disorder and election-phonon interaction on mterlayer tunneling current m Quantum Hall bilayers // Phys Rev В 81, 075115 (8pp)(2010)

111. M Fogler and F Wilczek Joscphson Effcct Without Supci conductivity Realization in Quantum Hall Bilayers // Phys Rev Lett 86 1833 (4pp) (2001)

112. A I Bezugl) ] S I Shevchenko Older paiameter phase locking as a cause of a /его bias peak m the differential tunneling conductance of bilayeis with с lec t ron-hole pairing // Low Temp Phys 30, 208-214 (2004)

113. ЛД Ландау EM Лифшиц Оинисшческая физика Том 5 Москва Наука 1976

114. А А Валамов, А И Ларкин Теория фнукгуаций в сверхпроводниках Москва Добросвет, 2007

115. R С Ashoori, J A Lebens N P Bigelow, and R H Silsbee Equilibrium tunneling from the two-dimensional electron gas in GaAs Evidence for a magnctic-field-mduced energy gap // Phys Re\ Lett 64 681 684 (1990)

116. J P Eisenstein L N Pfeiffer and К W West Ph\s Coulomb baintr to tunneling between parallel two-dimensional electron systems // Rev Lett 69, 3804-3807 (1992)

117. Song He and P M Platzman В I Halperm Tunneling into a Two Dimensional Electron System in a Strong Magnetic Field // Phys Rc\ Lett 71 777 (4pp) (1993)

118. Peter Johansson and Jari M Kmarct Magnetophonon Shakeup in a Wigncr Crystal Applications to Tunneling Spectroscopy m the Quantum Hall Regime // Phys Rev Lett , 71, 1435 (4pp) (1993)

119. J A Seamons, С P Morath, J L Reno and M P Lilly Coulomb Drag m the Exciton Regime m Electron-Hole Bilayers // Phys Re\ Lett 102 026804 (4pp) (2009)

120. A F Croxall, К Das Gupta С A Nicoll, H E Beere I Farrer D A Ritchie, and M Peppei Possible effect of collective modes in zero magnetic held transport m an electron-hole bilayer // Phys Rev В 80 125323 (5pp) (2009)

121. L Zheng A H MacDonald Tunneling conductance between parallel two-dimensional electron systems // Phys Rev B, 47(16) 10619 (6pp)

122. T Jungwirth, A H MacDonald Electron-electron interaction and two-chmcnsional—two-dimensional tunneling // Plr\s Rev В 53(11) 7403 (Юрр) (1996)

123. L Swierkowski, A H MacDonald Tiansverse pseudospm susceptibility and tunneling parameters of double-layer electron-gas systems // Phys Rev В 55(24) 160117(4pp) (1997)

124. В Y -K Hu Piospcctnig for the Superfluid Transition ш Electron-Hole Coupled Quantum Wells Using Coulomb Diag // Phys Rev Lett 85 820 (4pp) (2000)

125. M P Mink H T С Stoof RA Dume, Mai со Polmi G Vignale Probing the topological exciton condensate via Coulomb drag // Phys Rev Lett 108, 186402 (2012)

126. W -K Tse, В -Y -K Hu, S Das Sarma Theory of Coulomb drag in graphene // Phys Rev В 76, 081401 (4 pp) (2007)

127. В N Narozhny M Tito\ I V Gorny i and P M Ostrovsk> Coulomb drag in graphene perturbation theorv // Phys Rex В 85 195421 (22pp) (2012)

128. N M R Peres J M В Lopes dos Santos and A H Castro Neto Coulomb Drag and High Resistivity Behavior in Double Layer Giaphene // EPL 95, 18001 (2011)

129. S Kim I Jo J Nah Z Yao S К Banerjee and E Tutuc Coulomb Drag of Massless Fermions in Graphene // Phys Re\ В 83 161401(R) (5pp) (2011)

130. B. Nanda. S Satpatliy. Strain and electric field modulation of the electronic structure of bilayer graphene // Phys. Rev. B 80, 165430 (7pp)(2009).