Диссертация (Многощелевая сверхпроводимость допированных купратов), страница 8

Втораяструктура соответствует большой щели OP=49 мэВ (кривая c), Пунктирные иштриховые вертикальные линии на рис. 3.6 отмечают положение андреевскихсингулярностей в соответствии с формулой: Vn=2/en для двух субгармоническихщелевых структур.Как уже отмечалось выше, все исследованные в настоящей работе контакты намикротрещине в поликристаллических образцах фаз Hg-1201, Hg-1212 и Hg-1223следует отнести к контактам шарвинского типа (см.

рис. 2.7, b в главе 2). На ВАХнаиболее совершенных контактов этого типа удается наблюдать до (5 ÷ 7) андреевскихсингулярностей, составляющих субгармоническую структуру (СГС) (см. рис. 3.1 –рис. 3.5).Вслучаеоднощелевойсверхпроводимости(рис.3.7)величинасверхпроводящей щели может быть определена с помощью формулы (1) с хорошейточностью из зависимости Vn от (1/n) (рис. 3.8, рис. 3.9).У трехслоевых образцов фазы Hg-1223 обнаруживаются две СГС и,соответственно, две зависимости Vn от (1/n) (Рис. 3.11), что заметно затрудняет анализэкспериментальных данных.

На самом деле, на dI/dV-характеристиках Hg-1223 –контакта обнаруживаются также признаки третьей щели, что делает эти ВАХпохожими на ВАХ контактов на микротрещине в монокристаллах трехслоевоготаллиевого купрата Tl-2223 [56,70] (см. главу 5).В настоящей работе надежно установлено, что в однослоевом ртутном купратеHg-1201сверхпроводимостьимеетоднощелевойхарактер.Впределахэкспериментальных погрешностей сверхпроводимость в двухслоевом ртутном купратеHg-1212 также является однощелевой.59Рис. 3.7.

Субгармоническая щелевая структура на I(V) - и dI/dV – характеристикахандреевского наноконтакта на микротрещине в образце AN3B однослоевого ртутногокупрата Hg-1201, близкого к оптимальному допированию (T=4.2 K, Tc=91 K).Пунктирные вертикальные линии отмечают положение андреевских сингулярностей всоответствии с формулой: Vn=2/en.

Типичный случай однощелевого сверхпроводника.6060Hg-1201, overdoped,samp. AN1, T = 4.2 K,Tc = 94 K,  = 26 meV,502 /kTc = 6.4Vn, mV403020 = 26 ± 1 meV1000,00,20,40,60,81,01/nРис. 3.8. Зависимость Vn от (1/n) у контакта AN1A на базе однослоевого ртутногокупрата Hg – 1201 (Tc=94 K) при T=4.2 K. Пунктирная линия соответствует формулеVn=2/en при =26 мэВ (однощелевой сверхпроводник).618070Hg - 1212, opt. doped,T = 4.2 K,  =33 meV60Vn, mV504030Vn = 2 / en201000,00,20,40,60,81,01,21/nРис. 3.9. Зависимость Vn от (1/n) у контактов на базе двухслоевого ртутного купратаHg-1212 (Tc = 120 K) при T = 4.2 K. Пунктирная линия соответствует формулеVn = 2/en при  = 33 мэВ (однощелевой сверхпроводник).62120Vn = 2 / en100Vn, mV80Hg -1223 OP=49 meV6040Hg - 1223 IP=12 meV2000,00,20,40,60,81,01/nРис.

3.10. Зависимости Vn от (1/n) у контакта на базе передопированного трехслоевогортутного купрата Hg – 1223 (Tc=124 K) при T=4.2 K. Пунктирные линии соответствуютформуле Vn=2/en при OP=49 мэВ и IP=12 мэВ (двухщелевой сверхпроводник).Полученные результаты [56] просуммированы таблице 3.1. Для сравненияприведены данные публикаций [26,71,72].63Таблица 3.1. Сверхпроводящие параметры исследованных в настоящей работе [56]ртутных купратов HgBa2Can-1CunO2n+2+δ. Для сравнения приведены данные работ[26,71,72].образецТС, К, мэВ2/kTCисточникHg – 1201, поликристаллыAN1D1194266.4наст. работаAN1D0194266.4наст. работаAN3D019124.36.2наст. работаAN3D1991317.9наст.

работаHG120193266.5[26]5.1 ÷ 6.7[71]Tl-2201, монокристаллыTL22018619 ÷ 25Hg – 1212, поликристаллыPCD01A120336.4наст. работаPCD02B120326.2наст. работаHg – 1223, поликристаллыA52D10124OP = 49 мэВIP = 12 мэВ2OP/kTC = 9.22IP/kTC = 2.25наст. работаHG1223120316.0[72]2OP1/kTC = 9.82OP2/kTC = 8.82IP/kTC = 1.08наст. работа[56]Tl-2223, монокристаллыTL2223118OP1 = 50 мэВOP2 = 45 мэВIP = 5.5 мэВ64Кроме этого в табл.

3.2 приводим данные из работы [73].Таблица 3.2 Сверхпроводящие параметры купратов Tl-2201, Tl-2212, Tl-2223 и Bi2212.MaterialReferencesample characterTl-2201192620211315single crystalsingle crystalsingle crystalsingle crystalsingle crystaloverdopedsingle crystaldoping variedsingle crystalsingle crystalsingle crystaldoping variedsingle crystalpolycrystal16thin film17thin film2722282930Tl-2212181415232425experimentalmethod*PCTPCTPCTRamanTc(K) Δ(meV)9186938020-2219-252028-315.1 -5.65.1 -6.75.08.0 - 9.0Raman85226.0Raman78247.2RamanRaman908527-30297.0 -7.88.0Raman80277.7PCTtunnelingbreak junctiontunnelingAndreevreflectionsRamanIR responsePCTSTSRamanRaman11294.516-28253.3 - 5.86.191256.3104204.5single crystal1024510.2thin film108439.2Tl-2223polycrystal11425-35 5.1 - 7.1polycrystal—20-24—single crystal118387.4thin film111337.0single crystalBi-221212PCT9530-40 7.3 - 9.8doping variedsingle crystal11PCT95389.3optimal dopingsingle crystal31Raman90388.5doping variedsingle crystal32Raman95348.3doping varied* Abbreviations: Raman = Raman scattering, PCT = point contact tunneling, STS =scanning tunneling spectroscopy.Как видно из полученных данных у ртутных купратов с n≥3 сверхпроводимостьстановится многощелевой (см.

табл. 3.1). Объяснение этого явления содержится вработах [27,28], где учтена специфика допирования многослоевых ВТСП. Согласнопредложенной в [27,28] модели, уровень допирования внутренних CuO2-плоскостей в65сверхпроводящем блоке всегда остается ниже, чем уровень допирования внешнихCuO2-плоскостей.ПоследнееобъясняетсясильнойэкранировкойвнутреннихCuO2-плоскостей внешними плоскостями, которые металлизируются при допировании(при переходе металл - диэлектрик). Именно по этой причине ЯМР-резонанс на ядрахмеди трансформируется в дублет [27] в многослоевых ВТСП (рис. 3.

11). Существеннаяразница в уровнях допирования внешних и внутренних CuO2-плоскостей всверхпроводящих блоках породила версию о сосуществовании антиферромагнетизма исверхпроводимости в многослоевых ВТСП.Рис. 3.11. ЯМР – резонансы на ядрах меди в ряде купратных соединений [27].Представляет интерес сравнить полученные в настоящей работе данные сосверхпроводящими параметрами таллиевых и висмутовых купратов [73] (см. табл.

3.2).66Несмотря на значительный разброс данных, легко видеть сходство в величинеотношения 2/kTC у сверхпроводящих купратов, что указывает на универсальныйхарактер этого параметра.В настоящей работе на ВАХ андреевских ScS - контактов на микротрещине воднослоевом ртутном купрате Hg-1201 были обнаружены эквидистантные осцилляциибольшой амплитуды в защелевой области смещений, что видно на рис.

3.12. Возможноеобъяснение природы этих осцилляций – это существование неупругих многократныхандреевских отражений в ScS – контакте с излучением неравновесных оптическихфононов с энергией Ephon , которая в данном случае составляет Ephon = 14 мэВ (см.рис. 3.12). В обсуждаемом случае сингулярности на СГС возникают при смещенияхVnm = (2 + mEphon)/en,(3.2)где n и m – целые числа. В случае сильного нормального рассеяния осцилляции будутзаметны только при n =1 (см.

рис. 3. 12).Спектр оптических фононов у Hg-1201 имеет квази-2D – характер и содержитбольшое число ветвей [74], что видно на рис. 3.13. 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, ивзаимодействие бариевой моды с электронной подсистемой может оказатьсядоминирующим.67Рис.

3.12.Неупругиемногократныеандреевскиеотражениявконтактенамикротрещине при гелиевой температуре (Hg-1201, образец AN2D05, Tc=93 K, =25мэВ, Ephon=14 мэВ).68Рис. 3.13. Спектр оптических фононов в однослоевом ртутном купрате Hg-1201 [74].Выводы к главе 31. С помощью андреевской спектроскопии определена сверхпроводящая щель ублизких к оптимальному допированию поликристаллических образцов ртутныхкупратов Hg-1201 (Tc=93±2 K) и Hg-1212 (Tc=120±5 K).2. Обнаружены две сверхпроводящие щели у передопированных поликристаллическихобразцов Hg-1223 (Tc=124±5 K), соответствующие одной внутренней и двум внешнимCuO2–плоскостямвсверхпроводящемблоке,Существованиемногощелевойсверхпроводимости в ртутных купратах HgBa2Can-1CunO2n+2+δ с n ≥ 3 объясняетсяразличием в уровнях допирования внешних и внутренних CuO2 – плоскостей.693.

Обнаружены признаки неупругих многократных андреевских отражений в ScS –наноконтактахртутныхкупратов,связанных,скореевсего,сизлучениемнеравновесных оптических фононов с энергией  14 мэВ.4. У фаз Hg-1201 и Hg-1212 средняя величина отношения 2/kTC составляет 6.5 ± 1.0. уфазы Hg-1223 величины 2/kTC для внутренней и внешних CuO2 – плоскостейсущественно различаются.70ГЛАВА 4 Многощелевая сверхпроводимость в допированныхкупратах Bi2Sr2Can-1CunO2n+4+ и Tl2Ba2Can-1CunO2n+4+§ 4.1 Особенности допирования многослоевых купратовКакобсуждалосьвглаве1,слоистыекупратныесверхпроводникиBi2Sr2Can-1CunO2n+4+. HgBa2Can-1CunO2n+2+ и Tl2Ba2Can-1CunO2n+4+ представляют собойприродные сверхрешетки типа S-I-S-I…, где S – сверхпроводящие блоки, содержащиеодну или больше CuO2 – плоскостей, интеркалированных кальцием, I – изоляторы(спейсеры), имеющие стандартную структуру для данного семейства купратов.Очень важно, что кислород Oне создает сильных рассеивающих центров вблоках CuO2, т.к.

он находится на значительном расстоянии от них. В тоже время,дополнительный кислород образует зарядовые ловушки в центрах спейсеров, создаваядостаточные условия для резонансного туннелирования в c-направлении. При T<TcдопированныеВТСПкристаллыведутсебякакстопкасильносвязанныхджозефсоновских контактов со сверхпроводящим током в c-направлении, и поэтомуимеют джозефсоновскую природу.Высокотемпературная сверхпроводимость образуется в CuO2–плоскостях внутриотносительно узкого диапазона концентраций примесных дырок p.

Анизотропия щелизначительно уменьшается с увеличением p [75]. Пиннинг уровня Ферми в окрестностипротяженнойособенностиванХовавозникаетвопределенномдиапазонеконцентраций примесных дырок p. Критическая температура Tc меняется взависимости от p по параболическому закону [76] и существует скейлинг критическойтемпературы Tc и сверхпроводящей щели  в зависимости от допирования [77].Высокая критическая Tc в ВТСП возникает из-за наличия протяженнойособенности ван Хова вблизи уровня Ферми [4-7], которая обнаружена в купратных71сверхпроводниках с помощью фотоэмиссионной и туннельной спектроскопии [7,42,77].В модели Абрикосова виртуальные оптические фононы с малыми волновымивекторами k. Из-за этих фононов носители заряда, образующие куперовские пары,удерживаются в окрестности протяженной особенности ван Хова.ВсверхпроводящихкупратахBi2Sr2Can-1CunO2n+4+и(BSCCO)Tl2Ba2Can-1CunO2n+4+ (TBCCO) фазы Bi-2201 и Tl-2201 содержат одну CuO2 - плоскость,фазы Bi-2212 и Tl-2212 содержат две CuO2 - плоскости и фазы Bi-2223 и Tl-2223 – триCuO2 плоскости.

В BSCCO и TBCCO сверхпроводящие CuO2 – блоки разделеныизолирующимиструктурнымиблоками(спейсерами)иSrO-BiO-BiO-SrOBaO-TlO-TlO-BaO соответственно.Проблема получения оптимально допированных образцов купратов с n≥3стандартным методом становится сложной. Например, исследования с помощью ЯМРспектроскопии[27]показали,чтоядерныймагнитныйрезонансмедивHgBa2Can-1CunO2n+2+δ (аналог сверхпроводников Bi2Sr2Can-1CunO2n+4+ (BSCCO) иTl2Ba2Can-1CunO2n+4+ (TBCCO)) с n≥3 трансформируется в дублет, который объясняетсяразличными уровнями допирования во внутренней (IP) и внешней (OP) CuO2 –плоскостях (см.

главу 3, рис. 3.11). Этот эффект объясняет нетривиальную зависимостькритической температуры от числа n CuO2 - плоскостей [28]. Очевидно, что появлениедефектов в сверхпроводящих CuO2 – плоскостях приведет к размытию протяженнойособенности ван Хова и подавлению сверхпроводимости. Для получения максимальнойкритической температуры Tc(max) необходимо чтобы было структурное совершенствоCuO2 – плоскостей и уровень Ферми находился в протяженной особенности ван Хова.Когда ВТСП допируется дополнительным кислородом, эти условия автоматическивыполняются. Дополнительный кислород, находясь вне плоскости (в центральной72части изолирующих блоков), изменяет концентрацию дырок в CuO2 – плоскости. Оченьважно, что дополнительный кислород практически не влияет на подвижность.Как уже говорилось, криогенный скол дает возможность настройки точечныхконтактов с помощью микрометрического винта.