Диссертация (Многощелевая сверхпроводимость допированных купратов), страница 9

Обычно в процессе синтеза в границызерен попадают дефекты. По этой причине баллистические (шарвиновские) точечныеконтакты с помощью разломов между зернами не получаются. В настоящей работе всеточечные контакты работают в баллистическом режиме благодаря криогенномурасколу самих зерен.Точечная контактная (андреевская) спектроскопия в принципе дает болееточныезначениясверхпроводящейщели,чемтуннельная.Во-первых,субгармоническая щелевая структура (СГС) на ВАХ контактов из-за многократныхандреевских отражений может быть обнаружена только в субмикронном размере этихконтактов, и, следовательно, гетерогенность этих образцов становится менеевыраженной. Во-вторых, щелевой параметр рассчитывается из серии андреевскихособенностей, числа n, которое может быть от 5 до 7 в чистых контактах, чтозначительно улучшает точность расчетов. В процессе образования контакта, разломформируется вдоль ab-плоскостей из-за слоистой структуры купратов.

Поэтомуносители заряда в наноконтактах параллельны c-оси в большинстве случаев.Основная особенность ВАХ ScS-типа андреевских контактов включает большойсверхток на низких напряжениях смещения и субгармоническую щелевую структуру(СГС), состоящую из серии острых скачков динамической проводимости dI/dV нанапряжениях, которые удовлетворяют условию [62-65] 3.1 (см. гл. 3).Обычно, СГС связывают с многократными андреевскими отражениями в ScSбаллистических шарвиновских контактах [62-65].

Этот тип структуры следует отличатьот СГС на ВАХ квантовых точечных контактов с низким прозрачным интерфейсом73[66,67]. В последнем случае СГС состоит из серии максимумов динамическойпроводимости при смещениях напряжения Vn = 2Δ/en. С увеличением прозрачностиинтерфейса серия максимумов переходит в серию минимумов, которые согласуются срезультатами Куммеля (Kummel) и др. [65] для чистого классического SNS контакта.Мы предполагаем, что теоретическая модель Куммеля применима к нашим контактам.Анизоропия щели в ab-плоскости (d-волновая симметрия) вызывает размытие СГС.Положение особенностей в этом случае определяется значением максимальной щелиΔmax [78].Как говорилось в гл. 2, качество СГС сильно зависит от отношениякоэффициента квазичастичной средней длины свободного пробега l к радиусу контактаa [62-65]. В баллистическом режиме (l>>a) нормальное сопротивление шарвиновскогоконтакта [57-60] описывается формулой 2.3 (см.

гл. 2).Для ртутных купратов в главе 3, например, l≈1٠10-9 Ом∙см2 и l≈3٠10-6 см. Те жеоценки справедливы и для висмутовых и таллиевых купратов, которые исследованы вдиссертационной работе в настоящей главе. Как и в главе 3 используем выражение 2.3(глава 2) для грубой оценки радиуса контакта a. Типичное нормальное сопротивлениеRS контактов в исследованных висмутовых и таллиевых купратах при T=4.2 Kнаходится в диапазоне 10÷30 Ом. Отсюда радиус точечных контактов a≈2٠10-6 см.Таким образом, в исследованных купратах размер контакта и длина свободного пробегасопоставимы- l≈a, что соответствуетограниченному числуnандреевскихособенностей, которые составляют субгармоническую структуру (СГС) [62-65].§ 4.2 Вольтамперные характеристики купратов Bi-2201, Bi-2212 и Tl-2212Проведенные измерения показали, что ВАХ андреевских контактов вдопированных купратах Bi-2201, Bi-2212 и Tl-2212 демонстрируют СГС, типичную дляоднощелевой сверхпроводимости, как это видно на рис.

4.1 - рис. 4.3).740.6Bi-2201(La)overdopedI, mA; d I / d V, arb. un.0.4dI/dV0.20.0-0.2I(V)-0.4n=3 n=2 n=1samp. K3D, T=4.2K, Tc=(17±0.5)K,=(7.6±0.3) meV, 2/kTc=10.4±1-0.6-15 -10-5051015V, mVРис.4.1.I(V) –иdI/dV-кривыедляандреевскихScSнаноконтактоввпередопированных Bi-2201 (образец K3D, T=4.2 K, Tc = (17±0.5) K, = (7.6±0.3),2/kTc=10.4±1).Вертикальныелиниисоответствуютожидаемымположениямандреевских особенностей Vn = 2/en.758Bi-2212(La), underdopedsamp.

KA3A,T=4.2 K, Tc = 78 ± 2 K, = 24 ± 0.5 meV,2 /kTc = 7.1 ± 0.4dI/dV,arb.un.64(dI/dV)pc2(dI/dV)tunn=3 n=2 n=10-80 -60 -40 -20020406080V, mVРис. 4.2. dI/dV- кривые для наноконтактов в андреевском режиме (синяя линия) итуннельном режиме (красная линия) в недодопированных Bi-2212 (образец KА3А,T=4.2 K, Tc=(78±2) K, =(24±0.5) мэВ, 2/kTc=7.1±0.4).

Вертикальные линиисоответствуют ожидаемым положениям андреевских особенностей Vn=2/en.761,5Vn = 2/en30,5222d I/dV , arb. un.1,00,01n=1 n=2 3 4-0,5Tl-2212, T=4.2K,Tc=105K,=35 meV-80 -60 -40 -20 020 40 60 80V, mVРис. 4.3. d2I/dV2 кривые для андреевских ScS контактов в оптимально допированныхTl-2212 (T=4.2 K, Tc=105K, =35 мэВ, 2/kTc=7.7). Кривые 1, 2 и 3 построены послеуспешной перестройки контакта.Значения щелей, полученный андреевской спектроскопией и туннельнойспектроскопией находятся в пределах экспериментальной погрешности - рис. 4.4.77В случае трехслоевых купратов Bi-2223 и Tl-2223 ситуация количественноменяется.

На рис. 4.4 в качестве примера приведены I(V) и dI/dV зависимости длянаноконтакта в андреевском режиме в недодопированном Bi-2223 (образец TEO2,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).Рис. 4.4. I(V) – и dI/dV- кривые для наноконтакта в андреевском режиме внедодопированном Bi-2223 (образец TEO2, T=4.2 K, Tc=(104±5) K, OP=42 meV, IP= 5.7meV, 2OP/kTC=9.4, 2IP/kTC=1.3). Вертикальными линиями отмечены ожидаемыеположения андреевских особенностей Vn=2/en.78См.

также табл. 2.1 – 2.3 в главе 2. На ВАХ наноконтактов Bi-2223 и Tl-2223шарвиновского типа есть две (или три) независимых субгармонических щелевыхструктуры, которые соответствуют различным по величине сверхпроводящим щелям(см. рис. 4.4 и таблицу 2.3 в главе 2). Данные приведены в работе [56].§ 4.3 Причина возникновения многощелевой сверхпроводимости в Bi-2201,Bi-2212, Bi-2223, Tl-2212 и Tl-2223Как уже сказано выше, все изученные контакты в Bi-2201, Bi-2212, Bi-2223,Tl-2212 и Tl-2223 должны рассматриваться как наноконтакты в баллистическом режимешарвиновского типа (рис.

4.1 - рис. 4.5). ВАХ большинства таких контактов содержитот 5 до 7 андреевских особенностей. Для однощелевых сверхпроводников (Рис. 4.1 Рис. 4.4) величина щели может быть определена с достаточной точностью из линейнойзависимости Vn(1/n) (см. табл. 2.1 – табл. 2.3). Результаты настоящей диссертационнойработы для однощелевых (n = 1) и двухщелевых (n = 2) купратов находятся в хорошемсогласии с данными других авторов (смотри, например, [26] и табл. 2.1). Особенностислоистой структуры купратов приводят к тому, что ток через наноступеньки наповерхности криогенного скола течет в основном вдоль оси с. Измерена максимальнаявеличина щели max как для туннельного, так и для андреевского режима – см.

рис.4.4.Для фаз с n ≥ 3 мы имеем две (или три) субгармонические щелевые структуры и,соответственно, две (или три) зависимости Vn(1/n) (см. табл. 2.1–2.3 в гл. 2).Объяснение этого явления может быть найдено в публикациях [27,28], где авторы учлиособенности допирования многослоевого ВТСП. В соответствии с моделью,предложенной в [27,28], уровень допирования внутренних CuO2 плоскостей всверхпроводящем блоке всегда ниже, чем уровень допирования внешних CuO2плоскостей.

Это вызвано сильным экранированием внутренних CuO 2 плоскостейвнешними, которые при допировании металлизируются (из-за перехода изолятор79металл). Происходит это потому, что ЯМР резонанс в ядре меди трансформируется вдублет [27].Значительное различие в уровне допирования внешних и внутренних CuO2плоскостейвсверхпроводящихблокахреализуетсценарийсосуществованияантиферромагнетизма и сверхпроводимости в ВТСП. Следует отметить, что внастоящем исследовании и в работе [61] для трехслоевой фазы есть различие вобозначении щелей внутренних и внешних CuO2.

Из [20,42] следует, что существуетскейлинг сверхпроводящей щели Δ и температуры сверхпроводящего перехода Tc взависимости от допирования. В недодопированных купратах уменьшение уровнядопирования (уменьшение концентрации примесных дырок p) приводит к уменьшениюи Δ, и Tc. По этой причине меньшим значением щели в диссертации обозначена щельвнутренней CuO2 плоскости (см. табл. 2.1–2.3). В работе [61] обозначение щелейпротивоположное и нет объяснений.В купратах многощелевой сценарий впервые был введен Кресиным и Вольфом(“цепочки и плоскости” - модель для YBa2Cu3O7-x) 79[81]).

Теория Кресина и Вольфабыла подтверждена несколькими экспериментальными работами [80,81], включаяданную диссертацию (работа [56]). Позднее многощелевой сценарий был найден вMgB2ижелезосодержащихмногощелевыми системамисверхпроводниках, которые являются типичными[82]. Леггеттовская мода –уникальное свойствомногощелевых сверхпроводников [83] – было обнаружено в MgB2 [84] и YBa2Cu3O7–x,[56] что показало важность относительных фазовых осцилляций между разнымиконденсатами [56]. В настоящем исследовании мы имеем дело с другим классоммногощелевых сверхпроводников, где допирование играет решающую роль.80Выводы к главе 41. С помощью андреевской и туннельной спектроскопии показано, чтосверхпроводимость в оптимально допированных образцах Bi-2201 (Tc=25±3 K), Bi-2212(Tc=92±2 K), Tl-2212 (Tc=105±2 K) (Bi2Sr2Can-1CunO2n+4+, и Tl2Ba2Can-1CunO2n+4+) имеетоднощелевой характер.2.

Количественно отличные результаты получены для трехслоевых фаз. Вдопированных образцах Hg-1223, Bi-2223 и Tl-2223 наблюдались две (или три)сверхпроводящихщели.Существованиемногощелевойсверхпроводимостивсверхпроводящих купратах с n≥3 объяснено существованием различия в уровняхдопирования внешней (OP) и внутренней (IP) плоскостях CuO2. Сверхпроводимость вBi-2223 (Tc=110±5 K), Tl-2223 (Tc=118±5 K) имеет многощелевой характер из-заразличного уровня допирования внутренней (IP) и внешней (OP) CuO2 – плоскостей всверхпроводящих блоках.81ГЛАВА 5 Электромагнитные свойства джозефсоновских контактов илеггеттовская мода в купратных сверхпроводниках YBa2Cu3O7-x иTl2Ba2Ca2Cu3O10-§ 5.1 Ступеньки Фиске, скорость СвихартаВ этой главе диссертации приведены исследования контактов монокристалловYBa2Cu3O7-x и Tl2Ba2Ca2Cu3O10- c помощью андреевской и туннельной спектроскопии.ИзученыгеометрическиерезонансыФискенаВАХ“электрически”малыхджозефсоновских ВТСП - контактов на базе совершенных монокристаллов YBa2Cu3O7-xпри гелиевых температурах и в слабых магнитных полях.