Автореферат (1103875), страница 5

Просмтор этого файла доступен только зарегистрированным пользователям. Но у нас супер быстрая регистрация: достаточно только электронной почты!

Текст из файла (страница 5)

По теории, щели ΔOP1 и ΔOP2 относятся к внешним CuO2 плоскостям, а ΔIPотносится к внутренней CuO2 плоскости. В теоретических работах в рамках обобщенногоБКШ формализма проведен расчет параметров сверхпроводящего состояния таллиевыхкупратов с различным числом сверхпроводящих CuO2-плоскостей. В частности, дляталлиевого купрата с тремя CuO2-плоскостями при Т→0 получены значения щелей∆OP1=∆OP2=31,4 мэВ и ∆IP=9,1 мэВ, что находится в качественном согласии с полученными вдиссертации экспериментальными данными. Малая величина ∆IP щели объясняется тем, чтовнутренняя CuO2-плоскость остается в недодопированном состоянии при оптимальномдопировании внешних CuO2-плоскостей.200,3CTl2Ba2Ca2Cu3O10, singlecrystal,DT = 4.2 K, Tc = ( 118 B± 3 ) K0,216OP1 = 50 meV,OP2 = 45 meV,831512449IP = 5.5 meV0,15 4 3 nOP= 2nOP = 10,0nIP=2 n =1IP-0,110080Vn , mV2d I / d V , arb.

un.12dI/dV, arb. un.dI/dV, arb. un.1606T l2B a 2C a 2C u 3O 10s in g le c rys ta lTc = ( 118 ± 3 ) KT = 4 .2 KVn = 2  / e n40-0,230-14 -7 0 7 14V, mV0-100-80 -60 -40 -20 0 20 40 60 80 100V, mVРис. 4. dI/dV характеристика андреевскогомикроконтактадлямонокристаллаYBa2Cu3O7-x, T=4,2 К.

Цифрами отмеченыномера андреевских отражений. На вставкепоказана тонкая структура особенностейвольт-амперных характеристик в областималых смещений. OP2 = 4 5 m e V ,00 ,0-0,3-20 OP1 = 5 0 m e V , IP = 5 .5 m e V200 ,20 ,40 ,60 ,81 ,01 /n020406080100V , mVРис.5. dI/dV характеристика андреевскогомикроконтактадлямонокристаллаTl2Ba2Ca2Cu3O10−δ,T=4,2К.Навставке:зависимости Vni = F(1/ni), показывающие трищелевых особенности для Tl2Ba2Ca2Cu3O10−δ.Согласно Леггетту [34], при существовании в спектре более одной щели, можноожидать появления дополнительных возбуждений (так называемых леггетовских мод),возникающих из-за флуктуаций фазы параметра порядка двух сверхпроводящихконденсатов. Леггетовская мода с энергией Е0 может наблюдаться только при условииЕ0<2∆min, (где ∆min – меньшая из двух щелей).

На ВАХ микроконтактов YBa2Cu3O7-хвысокого качества на фоне традиционной субгармонической щелевой структуры от большойщели впервые наблюдались эквидистантные осцилляции малой амплитуды, которые можносвязать с неупругими многократными андреевскими отражениями с излучениемнеравновесных леггетовских плазмонов (рис. 6). В последнем случае выражение длясмещений, при которых наблюдается резонанс, будет иметь видVn,m = (2∆+mE0)/en, где n и m – целые числа.(3)Период леггетовских осцилляций в интервале смещений от Vn до Vn+1 составляет E0/n. Приизменении параметра n происходит скачкообразное изменение периода леггетовскихосцилляций, как это видно на рис. 6. Два скачкообразных изменения периода осцилляций сприблизительно 10 мВ до приблизительно 5 мВ и с приблизительно 5 мВ до приблизительно3 мВ, что согласуется с формулой (3).

По данным диссертационной работы, энергиялеггеттовской моды составляет E0=(10±2) мэВ.131,0p=33 meV,c=6.0 meVI, mA; dI/dV, arb. un.0,5E0 = 10 meV0,0np=14dI/dVnp=3-0,5np=2nc=1I(V)nc=2-1,0-80-60-40-20Vm,n=(2+mE0)/en020406080V, mVРис. 6 dI/dV характеристики андреевскогомикроконтакта для монокристалла YBa2Cu3O7-xпри T = 4,2 К.

Стрелками выделены особенности,которые могут быть связаны с генерациейлегеттовских плазмонов.Эта энергия меньше удвоенного значениямалой щели, что делает возможнымсуществованиеузкоголеггеттовскогорезонанса и облегчает его наблюдение.Определенные в настоящей работезначения большой и малой щелей находятсяв хорошем согласии с данными туннельнойспектроскопии и измерениями поверхностного импеданса. Наблюдение леггетовскихосцилляций можно рассматривать какпрямое доказательство двухщелевого спектра исследуемых монокристаллов.В туннельном режиме (SIS-контакт) уTl2Ba2Ca2Cu3O10--контактов в работе исследованы зависимости критического тока Ic отмагнитного поля B (Рис. 6). Зависимостькритического тока Ic от магнитного поля B(рис.

7) определяется формулой Ic(B)/Ic(0) =|sin()|, где  = BS, =hc/2e квант потока (=2.0710-7 Гаусссм2),S=L(2+l) 2L - эффективное сечениеконтакта, -глубина проникновения(4,2=2,510-5 см), l – толщина диэлектрического слоя, L-ширина контакта. Из Рис. 6 следует,что период осцилляций Ic в магнитном поле B = 3,8 Гаусс.

Отсюда получается сечениеконтакта S=B=5,4510-8см2 и ширина контакта L = S/2=10,9 мкм.2Tl2Ba2Ca2Cu3O104single crystalsamp. KW-5T = 4.2 KTc = 118 K1I , mA ; d I / d V , arb. un.10,6B = ( 3.8 ± 0.4 ) Gauss0,42dI/dV210-1I(V)1& 2 - B = 1.8 Gauss0,2V1 = 282 V-20,03Fiske resonance number Nsingle crystalsamp. KW-5T = 4.2 KTc = 118 K0,8Ic ( H ) / I c( 0 )Fiske resonances in low magnetic fieldTl2Ba2Ca2Cu3O101,0F1 = 136.5 GHzthe Earth magnetic field is suppressed024681012B , GaussРис. 7 Теоретическая (сплошные линии) иэкспериментальная зависимости критическоготока от величины магнитного поля в туннельномрежиме (SIS контакт) у Tl2Ba2Ca2Cu3O10−δ.-1,5-1,0-0,50,00,51,01,5V , mVРис. 8 Резонансы Фиске в магнитном полеВ=1,8 Гс.

По вертикальной оси слева ток I в мА иdI/dV, а справа – номера резонансов Фиске.1 – ток I, 2 – dI/dV.Джозефсоновскийконтактнавысокихчастотахобладаетсвойствамисверхпроводящего резонатора. В туннельном контакте, имеющем конечную длину внаправлении распространения волны, из-за отражения на концах возникают резонансныемоды собственных электромагнитных колебаний. При наличии джозефсоновского тока иконечном напряжении V будет происходить излучение электромагнитной энергии с частотой14=2eV/h.

Это излучение будет возбуждать резонансные моды, взаимодействующие сджозефсоновским током.В случае совпадения джозефсоновской частоты с одной из резонансных мод n появляетсяток с нулевой частотой. В контактах малых размеров этого можно достичь лишь приприложении внешнего магнитного поля B. Поэтому в поле B можно ожидать появленияособенностей тока на ВАХ - геометрических резонансов Фиске (рис. 8). В реальныхусловиях ступеньки Фиске на ВАХ туннельных контактов появляются в достаточно слабыхмагнитных полях, что требует, в частности, компенсации магнитного поля Земли.В слабом внешнем магнитном поле на ВАХ контакта ступеньки Фиске наблюдаются(см.

рис. 8) при смещениях: Vn = hn/2e, где n = nс*/2L - резонансные моды контакта, с* скорость Свихарта, L - ширина контакта. В пренебрежении потерями электродинамикаджозефсоновского контакта описывается уравнениемx2+y2 - (1/с*2t2+(1/)t=(1/J2)sin,(4)где скорость Свихарта c*=c(d/Id)1/2, I – относительная диэлектрическая проницаемостьбарьера, d=2+l - эффективная толщина контактной области, J – джозефсоновская глубинапроникновения, с – скорость света в вакууме. Из положений ступенек Фиске на ВАХ можнорассчитать скорость Свихарта. Для "электрической" толщины исследованного контактаполучим d/I  2(с*/c)2 = 0.5 Å.

При условии I5, получим для толщины диэлектрическогослоя d 2.5 Å.Для исследованного контакта фундаментальная частота резонанса Фиске: 1=2eV1/h, гдеV1 - напряжение первого резонанса: V1=282V. Отсюда фундаментальная частота:1=136.5 ГГц и скорость Свихарта у исследованного джозефсоновского TBCCO контактас*=21L3106 м/сек (с*/c0.01).Основные результаты и выводы1. В настоящей работе исследована андреевская и туннельная спектроскопиивысокотемпературных сверхпроводников Bi2Sr2Can-1CunO2n+4+, HgBa2Can-1CunO2n+2+ иTl2Ba2Can-1CunO2n+4+с n=1, 2, 3.2. С помощью андреевской спектроскопии определена сверхпроводящая щель уоптимально допированных поликристаллических образцов ртутных купратов Hg-1201(Tc=93±2 K) и Hg-1212 (Tc=120±5 K).

Установлено, что у близких к оптимальномудопированию поликристаллических образцов ртутных купратов Hg-1201 (однослоевая фаза)и Hg-1212 (двухслоевая фаза), сверхпроводимость имеет однощелевой характер.3. Качественно отличные результаты получены для трехслоевой фазы Hg-1223. У слабопередопированных поликристаллических образцов Hg-1223 (Tc=124±5 K) обнаружены двесверхпроводящие щели, соответствующие одной внутренней (IP) и двум внешним (OP)CuO2–плоскостям в сверхпроводящем блоке. Существование многощелевой сверхпроводимости в ртутных купратах HgBa2Can-1CunО2n+2+δ с n ≥3 объясняется различием в уровняхдопирования внешних (OP) и внутренних (IP) CuO2 – плоскостей.4.

Обнаружены признаки неупругих многократных андреевских отражений в ScS –наноконтактах ртутных купратов, связанных, скорее всего, с излучением неравновесныхоптических фононов с энергией 14 мэВ. У фаз Hg-1201 и Hg-1212 средняя величинаотношения 2/kTC составляет 6.5±1.0. У фазы Hg-1223 величины 2/kTC для внутренней ивнешних CuO2 – плоскостей существенно различаются.5. В допированных образцах p-типа Bi-2223 и Tl-2223 наблюдались две (или три)сверхпроводящих щели. Как и в случае ртутных купратов, существование многощелевойсверхпроводимости в сверхпроводящих купратах Bi-2223 и Tl-2223 с n ≥ 3 объясняетсяразличием уровней допирования внешней (OP) и внутренней (IP) CuO2 - плоскостей.6.

Характеристики

Список файлов диссертации