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강자성 초전도체

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목차

1. 개요

강자성 초전도체는 쿠퍼 쌍을 이루는 전자가 동일한 스핀을 가지는 초전도체이다. 일반적인 초전도체와 달리, 강자성 초전도체는 자기장과 정렬되는 스핀을 가진다. 이는 스핀-싱글렛 쿠퍼 쌍에 해로운 자기장 환경에서도 초전도 현상을 유지할 수 있음을 의미한다. 이동 강자성과 비유니타리 스핀-트리플렛 쌍의 공존을 모델링하기 위해 해밀토니안을 사용할 수 있다.

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강자성 초전도체
개요
유형초전도체
관련 현상강자성
역사
발견UGe2 (2000년)
URhGe (2001년)
UCoGe (2007년)
ZrZn2
주요 연구Saxena et al. (Nature, 2000)
Aoki et al. (Nature, 2001)
Huy et al. (Physical Review Letters, 2007)
Yelland et al. (Physical Review B, 2005)
이론적 배경
주요 이론가Karchev, Blagoev, Bedell, Littlewood
MacHida, Ohmi
Samokhin, Walker
Nevidomskyy
Linder, Sudbø
이론적 연구Karchev et al. (Coexistence of superconductivity and ferromagnetism in ferromagnetic metals)
MacHida and Ohmi (Theory of Ferromagnetic Superconductivity)
Samokhin and Walker (Order parameter symmetry in ferromagnetic superconductors)
Nevidomskyy (Coexistence of ferromagnetism and superconductivity near quantum phase transition: The Heisenberg- to Ising-type crossover)
Linder and Sudbø (Quantum transport in noncentrosymmetric superconductors and thermodynamics of ferromagnetic superconductors)

2. 이론

2. 1. 이동 강자성 및 비유니타리 스핀-트리플렛 쌍

일반적인 초전도체에서 쿠퍼 쌍을 구성하는 전자는 반대 스핀을 가지며, 이른바 스핀-싱글렛 쌍을 형성한다. 그러나 다른 종류의 쌍 형성도 지배적인 파울리 원리에 의해 허용된다. 자기장이 존재할 때 스핀은 자기장과 정렬되는 경향이 있는데, 이는 자기장이 스핀-싱글렛 쿠퍼 쌍의 존재에 해롭다는 것을 의미한다. 비유니타리 스핀-트리플렛 상태와 공존하는 이동 강자성을 모델링하기 위한 실행 가능한 평균장 해밀토니안은 대각화 후에 다음과 같이 작성될 수 있다.[8][9]

: H = H_0 + \sum_{\mathbf{k}\sigma} E_{\mathbf{k}\sigma} \gamma_{\mathbf{k}\sigma}^\dagger \gamma_{\mathbf{k}\sigma},

: H_0 = \frac{1}{2} \sum_{\mathbf{k}\sigma} (\xi_{\mathbf{k}\sigma} - E_{\mathbf{k}\sigma} - \Delta_{\mathbf{k}\sigma}^\dagger b_{\mathbf{k}\sigma}) + INM^2/2,

: E_{\mathbf{k}\sigma} = \sqrt{\xi_{\mathbf{k}\sigma}^2 + |\Delta_{\mathbf{k}\sigma}|^2}.

2. 1. 1. 해밀토니안

일반적인 초전도체에서 쿠퍼 쌍을 구성하는 전자는 반대 스핀을 가지며, 이른바 스핀-싱글렛 쌍을 형성한다. 그러나 다른 종류의 쌍 형성도 지배적인 파울리 원리에 의해 허용된다. 자기장이 존재할 때 스핀은 자기장과 정렬되는 경향이 있는데, 이는 자기장이 스핀-싱글렛 쿠퍼 쌍의 존재에 해롭다는 것을 의미한다. 비유니타리 스핀-트리플렛 상태와 공존하는 이동 강자성을 모델링하기 위한 실행 가능한 평균장 해밀토니안은 대각화 후에 다음과 같이 작성될 수 있다.[8][9]

:H = H_0 + \sum_{\mathbf{k}\sigma} E_{\mathbf{k}\sigma} \gamma_{\mathbf{k}\sigma}^\dagger \gamma_{\mathbf{k}\sigma},

:H_0 = \frac{1}{2} \sum_{\mathbf{k}\sigma} (\xi_{\mathbf{k}\sigma} - E_{\mathbf{k}\sigma} - \Delta_{\mathbf{k}\sigma}^\dagger b_{\mathbf{k}\sigma}) + INM^2/2,

:E_{\mathbf{k}\sigma} = \sqrt{\xi_{\mathbf{k}\sigma}^2 + |\Delta_{\mathbf{k}\sigma}|^2}.

참조

[1] 논문 Superconductivity on the border of itinerant-electron ferromagnetism in UGe2
[2] 논문 Coexistence of superconductivity and ferromagnetism in URhGe
[3] 논문 Superconductivity on the border of weak itinerant ferromagnetism in UCoGe
[4] 논문 Superconductivity induced by spark erosion in ZrZn2
[5] 논문 Coexistence of superconductivity and ferromagnetism in ferromagnetic metals 1999-11-30
[6] 논문 Theory of Ferromagnetic Superconductivity
[7] 논문 Order parameter symmetry in ferromagnetic superconductors
[8] 논문 Coexistence of ferromagnetism and superconductivity near quantum phase transition: The Heisenberg- to Ising-type crossover
[9] 논문 Quantum transport in noncentrosymmetric superconductors and thermodynamics of ferromagnetic superconductors


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