Переход сверхпроводящего изолятора - Superconductor Insulator Transition

Эта статья требует внимания специалиста по физике. Пожалуйста, добавьте причина или разговаривать в этот шаблон, чтобы объяснить проблему со статьей. ВикиПроект Физика может помочь нанять эксперта. (Февраль 2009 г.)

Эта статья не цитировать любой источники. Пожалуйста помоги улучшить эту статью к добавление цитат в надежные источники. Материал, не полученный от источника, может быть оспорен и удаленный. Найдите источники: «Переход сверхпроводящего изолятора»  – Новости  · газеты  · книги  · ученый  · JSTOR (Июнь 2008 г.) (Узнайте, как и когда удалить этот шаблон сообщения)

В Переход сверхпроводящего изолятора является примером квантовый фазовый переход, после чего настраивают некоторый параметр в Гамильтониан, происходит резкое изменение поведения электронов. Природа того, как происходит этот переход, оспаривается, и многие исследования стремятся понять, как параметр порядка ${displaystyle Psi = Delta exp (i heta)}$, изменения. Здесь ${displaystyle Delta}$ - амплитуда параметра порядка, а ${displaystyle heta}$ это фаза. Большинство теорий предполагает либо разрушение амплитуды параметра порядка, либо уменьшение плотности состояний на Поверхность Ферми, или нарушением фазовой когерентности; которая возникает в результате распространения вихрей.

Разрушение сверхпроводимости

В двух измерениях тема сверхпроводимости становится очень интересной, потому что существование истинного дальнего порядка невозможно. возможный. Как же тогда получается сверхпроводимость? В 70-е годы Костерлиц и Тылесс (вместе с Березинский ) показал, что может существовать другой вид дальнего порядка - топологический порядок, сила закона корреляции (это означает, что путем измерения двухточечной корреляционной функции ${displaystyle langle Psi (0) Psi (r) angle propto r ^ {- gamma}}$ он распадается алгебраически).

Эта картина меняется при включении беспорядка. Поведение Костерлица-Таулеса может быть получено, но флуктуации параметра порядка значительно усиливаются, а температура перехода подавляется.

При понимании того, как возникает сверхпроводимость в двумерном неупорядоченном сверхпроводнике, следует иметь в виду следующую модель. При высоких температурах система находится в нормальном состоянии. По мере того, как система охлаждается до температуры перехода, сверхпроводящие зерна начинают колебаться, появляться и исчезать. Когда одно из этих зерен "появляется", оно ускоряется без рассеивания в течение некоторого времени. ${displaystyle au}$ перед распадом обратно в нормальное состояние. Это приводит к увеличению проводимости еще до того, как система конденсируется в сверхпроводящее состояние. Эта повышенная проводимость выше ${displaystyle T_ {c0}}$ называется парапроводимостью, или флуктуационной проводимостью, и впервые была правильно описана Асламазовым и Ларкин. При дальнейшем охлаждении системы время жизни этих флуктуаций увеличивается и становится сопоставимым со временем Гинзбурга-Ландау. ${displaystyle au _ {GL} = {frac {pi hbar} {8k_ {B} (T_ {c0} -T)}}}$. В итоге амплитуда ${displaystyle Delta}$ параметра порядка становится хорошо определенным (он отличен от нуля везде, где есть сверхпроводящие пятна), и он может начать поддерживать фазовые флуктуации. Эти фазовые флуктуации возникают при более низкой температуре и вызываются вихрями - топологическими дефектами параметра порядка. Именно движение вихрей вызывает раздувание сопротивления ниже ${displaystyle T_ {c0}}$. В конце концов система охлаждается дальше, ниже температуры Костерлица-Таулеса. ${displaystyle T_ {c}}$все свободные вихри связываются в пары вихрь-антивихрь, и система переходит в состояние с нулевым сопротивлением.

Конечное магнитное поле

Охлаждение системы до ${displaystyle T = 0}$ и включение магнитного поля имеет определенные эффекты. Для очень маленьких полей (${displaystyle B$) магнитное поле экранировано от внутренней части образца. Над ${displaystyle B_ {c1}}$ однако затраты энергии на защиту от внешнего поля становятся слишком большими, и сверхпроводник позволяет полю проникать в квантованные флюксоны. Теперь сверхпроводник перешел в «смешанное состояние», в котором есть сверхтекучая жидкость вместе с вихрями, которые теперь имеют только одну циркуляцию.

Увеличение поля добавляет в систему вихри. В конце концов плотность вихрей становится настолько большой, что они перекрываются. Ядро вихря содержит нормальные электроны (то есть амплитуда сверхпроводящего параметра порядка равна нулю), поэтому, когда они перекрываются, сверхпроводимость уничтожается за счет разрушения амплитуды параметра порядка. Дальнейшее увеличение поля приводит к очень интересной возможности (в двух измерениях, где флуктуации усиливаются), что вихри могут конденсироваться в бозе-конденсат, который локализует сверхпроводящие пары.

Рекомендации

• Андерсон, П.В. (1959). «Теория грязных сверхпроводников». Журнал физики и химии твердого тела. Elsevier BV. 11 (1–2): 26–30. Дои:10.1016/0022-3697(59)90036-8. ISSN  0022-3697.
• Ма, Майкл; Ли, Патрик А. (1 октября 1985 г.). «Локализованные сверхпроводники». Физический обзор B. Американское физическое общество (APS). 32 (9): 5658–5667. Дои:10.1103 / Physrevb.32.5658. ISSN  0163-1829.