Автореферат (Многощелевая сверхпроводимость допированных купратов), страница 4

Одно из возможных объясненийприроды этих осцилляций – существование неупругих многократных андреевскихотражений в ScS – контакте с излучением неравновесных оптических фононов с энергиейEphon, которая в нашем случае составляет Ephon=14 мэВ.В обсуждаемом случае сингулярности на СГС возникают при смещенияхVnm=(2+mEphon)/en, где n и m – целые числа. В случае сильного нормального рассеянияосцилляции будут заметны только при n=1.

Спектр оптических фононов у Hg-1201 имеетквази-2D – характер и содержит большое число ветвей. Наиболее близкой по энергии кнашему резонансу является оптическая мода бария (плоскость Ba-O) с энергией 12 мэВ.Плоскость Ba-O находится рядом со сверхпроводящей CuO2 - плоскостью, и взаимодействиебариевой моды с электронной подсистемой может оказаться доминирующим.В четвертой главе диссертации рассматриваются слоистые купратныесверхпроводники Bi2Sr2Can-1CunO2n+4+ и Tl2Ba2Can-1CunO2n+4+, которые, как иHgBa2Can-1CunO2n+2+являются природными сверхрешетками типа S-I-S-I…, где S –сверхпроводящие блоки, содержащие одну или больше CuO2 – плоскостей,интеркалированных кальцием, I – изоляторы (спейсеры). Введение дополнительногокислорода O в центральную часть спейсеров играет ключевую роль в образованиисверхпроводящих свойств CuO2 – блоков, как и в случае ртутных купратов [4-6].

Внутриодной сверхпроводящей фазы с заданным числом n CuO2 – плоскостей, максимальнаятемпература сверхпроводящего перехода Tc(max) может быть достигнута правильнымвыбором концентрации дополнительного кислорода O. При слабом допированиипроисходит переход диэлектрик-металл (антиферромагнитный порядок исчезает), иобразуется дырочная открытая поверхность Ферми с уровнем Ферми в окрестностипротяженной особенности ван Хова с гигантскими пиками квазичастичной плотностисостояний [4-7]. Кислород в этих купратах Oне создает сильных рассеивающих центров вблоках CuO2, так как он находится на значительном расстоянии от них.

Это аналогичнополупроводниковым двумерным структурам с дельта-легированием через спейсер. В тожевремя, дополнительный кислород образует зарядовые ловушки в центрах спейсеров,создавая достаточные условия для резонансного туннелирования в c-направлении [4-6]. ПриT<Tc допированные ВТСП кристаллы ведут себя как стопка сильно связанныхджозефсоновских контактов со сверхпроводящим током в c-направлении, и поэтому имеютджозефсоновскую природу.Высокотемпературная сверхпроводимость образуется в CuO2–плоскостях внутриотносительно небольшого диапазона концентраций примесных дырок p, наблюдаетсяанизотропия сверхпроводящей щели [4-7].

Анизотропия щели значительно уменьшается сувеличением концентрации дырок p [32]. Есть возможность пиннинга уровня Ферми вокрестности расширенной особенности ван Хова в определенном диапазоне концентрацийдырок p. Критическая температура Tc меняется в зависимости от p по параболическому10закону [33], и существует скейлинг критической температуры Tc и сверхпроводящей щели в зависимости от допирования [5].Как уже говорилось, в главе 1 результаты можно объяснить моделью А.А.Абрикосова.В сверхпроводящих купратах Bi2Sr2Can-1CunO2n+4+ (BSCCO) и Tl2Ba2Can-1CunO2n+4+(TBCCO) фазы Bi-2201 и Tl-2201 содержится одна CuO2 - плоскость, фазы Bi-2212 и Tl-2212содержат две CuO2 - плоскости и фазы Bi-2223 и Tl-2223 – три Cu-O2 плоскости.

В BSCCO иTBCCO сверхпроводящие CuO2–блоки разделены изолирующими структурными блоками(спейсерами) SrO-BiO-BiO-SrO и BaO-TlO-TlO-BaO соответственно.Проблема получения оптимально допированных образцов купратов с n≥3стандартным методом становится сложной. Например, исследования с помощью ЯМРспектроскопии показали, что ядерный магнитный резонанс меди в HgBa2Can-1CunO2n+2+δ с n≥3трансформируется в дублет, который объясняется различными уровнями допирования вовнутренней (IP) и внешней (OP) CuO2–плоскостях.

Этот эффект объясняет необычнуюзависимость Тс от числа n CuO2-плоскостей. Очевидно, что появление дефектов всверхпроводящих CuO2–плоскостях в основном вызовет размытие расширенной особенностиван Хова и, соответственно, подавление сверхпроводимости. Когда ВТСП допируетсядополнительным кислородом, то он, находясь вне плоскости (в центральной частиизолирующих блоков), изменяет концентрацию дырок в CuO2 – плоскости. Очень важно, чтодополнительный кислород практически не влияет на подвижность неоднородностей дырок всверхпроводящих CuO2 – плоскостях.Точечная контактная (андреевская) спектроскопия дает более точные значениясверхпроводящей щели , чем туннельная.

Во-первых, субгармоническая щелевая структура(СГС) на ВАХ контактов из-за многократных андреевских отражений (MAО) может бытьобнаружена только в субмикронном размере этих контактов, и, следовательно,гетерогенность этих образцов становится менее выраженной. Во-вторых, щелевой параметррассчитывается из серии андреевских особенностей, числа n, которое может быть от 5 до 7 вчистых контактах, что значительно улучшает точность расчетов.

В процессе образованияконтакта, разлом формируется вдоль ab-плоскостей из-за слоистой структуры купратов.Поэтому носители заряда в наноконтактах параллельны c-оси в большинстве случаев.Основная особенность вольтамперных характеристик (ВАХ) ScS-типа андреевскихконтактов включает большой сверхток на низких напряжениях смещения исубгармоническую щелевую структуру (СГС), состоящую из серии острых скачковдинамической проводимости dI/dV на напряжениях, которые удовлетворяют условию (1).Обычно, СГС связывают с MAО в ScS баллистических шарвиновских контактах.

Этот типструктуры следует отличать от СГС на ВАХ квантовых точечных контактов с низкимпрозрачным интерфейсом. В последнем случае СГС состоит из серии максимумовдинамической проводимости при смещениях напряжения Vn=2Δ/en. Как и для ртутныхкупратов, с увеличением прозрачности интерфейса серия максимумов переходит в сериюминимумов, что согласуется с результатами Р. Куммеля [26] для чистого классического SnSконтакта. Мы предполагаем, что теоретическая модель [26] применима к исследованнымконтактам. Анизоропия щели в ab-плоскости (d-волновая симметрия) вызывает размытиеСГС.

Положение особенностей в этом случае определяется значением максимальной щелиΔmax. Качество СГС сильно зависит от отношения коэффициента квазичастичной среднейдлины свободного пробега l к радиусу контакта a. В баллистическом режиме (l>>a)нормальное сопротивление R шарвиновского контакта определяется выражением (2).Выражение (2) может быть использовано в качестве грубой оценки радиуса контакта a. Дляисследованных купратов Bi-2201, Tl-2201 с одной плоскостью CuO2, Bi-2212 и Tl-2212 сдвумя CuO2 - плоскостями и Bi-2223, Tl-2223 с тремя CuO2 - плоскостями оказывается l≈a,что соответствует ограниченному числу n андреевских особенностей, которые составляютСГС. В работе обнаружено, что ВАХ андреевских контактов в допированных Bi-2201,Bi-2212 и Tl-2212 демонстрируют СГС, типичную для однощелевой сверхпроводимости.112Bi-2223, underdoped1I, mA: dI/dV, arb.

un.I(V)samp. TEO2,T=4.2 K, T c = 104±5 K,0 OP = 42 ± 0.5 meV,2 OP /kT c = 9.4 ± 0.5dI/dV IP = 5.7 ± 0.7 meV,2 IP /kT c = 1.3 ± 0.3-15 4 nOP=3 nOP=2-2nOP=1nIP=2nIP=1020406080V. mVРис. 3. I(V) и dI/dV зависимости дляFig. 7наноконтакта в андреевскомрежиме внедодопированномBi-2223(T=4,2 K,Tc=(104±5)K, OP=42 meV, IP=5,7 meV,2OP/kTC=9,4, 2IP/kTC=1,3). Вертикальнымилиниями отмечены ожидаемые положенияандреевских особенностей Vn = 2/en.Значения щели, полученной андреевскойспектроскопией и туннельной спектроскопией, находятся в пределах экспериментальной погрешности.В случае трехслоевых купратовBi-2223 и Tl-2223 ситуация количественноменяется.

На ВАХ наноконтактов Bi-2223 иTl-2223 шарвиновского типа есть две (илитри)независимыхсубгармоническихщелевых структуры, которые соответствуютразличным по величине сверхпроводящимщелям, что демонстрируется на рис. 3 длянедодопированного образца Bi-2223. Такимобразом, с помощью андреевской итуннельной спектроскопии показано, чтосверхпроводимостьводнослоевойидвухслоевой фазах купратовBi2Sr2Can-1CunO2n+4+ и Tl2Ba2Can-1CunO2n+4+имеет однощелевой характер.ВдопированныхкупратахBi-2223(Tc=110±5 K) и Tl-2223 (Tc=118±5 K),согласно измерениям, имеется две (или три)сверхпроводящих щели, то есть сверхпроводимость имеет многощелевой характер из-заразличного уровня допирования внутренней(IP) и внешней (OP) CuO2 – плоскостей всверхпроводящих блоках.В пятой главе диссертации приведены исследования контактов монокристалловYBa2Cu3O7-x и Tl2Ba2Ca2Cu3O10- c помощью андреевской и туннельной спектроскопии.

Назависимости тока от напряжения I(V) и первой производной тока по напряжению dI/dV намикротрещине в допированных монокристаллах сверхпроводников Tl2Ba2Ca2Cu3O10−δ(Tc=1183 K) и YBa2Cu3O7-x (Tc=933 K) на характеристиках андреевских контактовобнаружено несколько независимых субгармонических щелевых структур, связанных смногощелевымхарактеромданныхсверхпроводников.Впервыенаблюдаласьдополнительная тонкая структура, которую можно объяснить эмиссией леггеттовскихплазмонов. Также исследованы электромагнитные свойства джозефсоновских контактов намикротрещине в Tl2Ba2Ca2Cu3O10-В джозефсоновском режиме (SIS-тип) изученызависимости критического тока от магнитного поля и геометрические резонансы Фиске.Определена фундаментальная частота резонансов и скорость Свихарта.

На ВАХ контактов вандреевском режиме (SсS-контакт) при T=4,2 К впервые наблюдалось несколькосубгармонических щелевых структур, являющиеся следствием многократных андреевскихотражений в контакте. Особенности соответствуют смещениям Vni = 2Δi / eni, где ni – целоечисло. По зависимостям смещения от обратного номера особенности Vni = F(1/ni) можно схорошей точностью определить величины сверхпроводящих щелей. Измерения намонокристаллах YBa2Cu3O7-x показали на вольтамперных характеристиках шарвинскихмикроконтактов две серии экстремумов, которые соответствуют двум сверхпроводящимщелям Δp = 33±2 мэВ и ΔC = 6,5±0,5 мэВ (рис.

4). По теории большая щель ∆P относится кCuO2 плоскостям, а малая щель ΔC относится к CuO-цепочкам. На ВАХ контактовTl2Ba2Ca2Cu3O10−δ в андреевском режиме (ScS-контакт) при T=4,2 К впервые наблюдалисьтри независимые субгармонические щелевые структуры, являющиеся следствиеммногократных андреевских отражений в микроконтакте. Структуры соответствуют тремсверхпроводящим щелям: ΔOP1 = 50±3 мэВ, ΔOP2 = 45±3 мэВ и ΔIP = 5,5±1 мэВ, как показанона рис. 5.