Исследование методом ЯМР/ЯКР неоднородного распределения зарядов и спинов в плоскости CuO2 купратных оксидов типа "123"

• Автор: Савинков, Андрей Владимирович
• Шифр специальности: 01.04.07
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 2010
• Место защиты: Казань
• Количество страниц: 132 с. : ил.

ОГЛАВЛЕНИЕ

Введение - 4

Глава 1. Особенности ЯКР/ЯМР ядер меди в купратных ВТСП

1.1. Кристаллическая структура и фазовая диаграмма купратных

ВТСП

1.2. ЯКР меди в слабодопированных несверхпроводящих УВа2Си3Об+х

(х < 0.4)

1.3: ЯМР меди в слабодопированных несверхпроводящих УВа2Си306+х

(х < 0.4) - 18

Глава 2. Аппаратура и методика эксперимента. Образцы

2.1. Импульсный ЯМР/ЯКР спектрометр - 21
2.2. Криогенное оборудование. Термометрия - 23
2.3. Методика измерения спектров ЯКР, ЯМР в нулевом внешнем магнитном поле, времен продольной и поперечной релаксации - 23
2.4. Образцы - 24
Глава 3. Проблема спиновой и зарядовой неоднородности в плоскостях Си02 слабодопированных несверхпроводящих купратов - 31
3.1. Магнитно-неупорядоченное состояние спинового стекла в слабо допированных купратах ЬБСО и УВСО
3.2. Сосуществование дальнего антиферромагнитного порядка и фазы спинового стекла в ІЯСО и УВСО - 33
3.3. Магнитно-неупорядоченное состояние в слабодопированных ІЯСО и УВСО. Кластерное спиновое стекло - 38
3.4. Статическая страйп-фаза в слабодопированных Ь8СО и УВСО

Глава 4. Структурные, электрические и магнитные свойства купратных ВТСП, допированных примесными ионами лития
1л+ и кальция Са2+ - 54
4.1. О механизмах допирования дырками купратов 1,а2Си04 и УВа2Си306+х, содержащих ионы Ы+ в позициях ионов Си2+(2)
4.2. О локализации допированной дырки в плоскости Си02
Глава 5. Исследование образцов УВаСиуЫзОб+х (х < 0.1,
0.005 < у < 0.06) методом ЯМР 71л - 65
5.1. ЯМР 71л -65
5.2. ЯМР 7Ы в нулевом внешнем магнитном поле
5.3. Обсуждение результатов
Глава 6. Неоднородная электронная и спиновая структура антиферромагнитных ¥Ва2(Си1_у1лу)зОб+х (х < 0.1, у = 0.005, 0.01, 0.02, 0.04, 0.06), У1_2Са2Ва2СизОб+х (х < 0.1, г = 0.02, 0.04) и УВа2Си3Об+х (х ® 0.25, 0.27): исследование методом ЯКР 63Си(1)

6.1. Ядерная поперечная релаксация бзСи(1)
6.2. Ядерная продольная релаксация б3Си(1)
6.3. Спектры ЯКР б3Си(1)
6.4. Обсуждение результатов
Заключение
Литература
Введение.
Обнаружение Бендорцем и Мюллером нулевого сопротивления ниже температуры Тс«35 К в купратных оксидах La2Cu04 [1], в которых небольшая часть ионов La3+ была замещена на ионы Ва2+, открыло новую главу в исследованиях сильно коррелированных электронных систем и в исследовании явления сверхпроводимости. До этого момента рекордные величины температуры перехода в сверхпроводящее состояние (Тс) наблюдались только в некоторых металлических сплавах, часто на основе ниобия. Продвижение критических температур вверх по температурной шкале осуществлялось очень медленно, со скоростью несколько градусов за десятилетие (Тс = 18.4 К для сплава Nb3Sn в 1954 году, Тс = 23.2 К в Nb3Ge в 1973 году). В научном сообществе бытовало мнение, что сверхпроводники с большими критическими температурами следует искать среди металлов и их сплавов, причем Тс в них не будет превышать 30 ч- 40 К, т.е. предельную величину для фононного механизма спаривания. Преодоление этого «барьера» возможно было только в случае обнаружения сверхпроводников с иными механизмами спаривания.
. Поиск сверхпроводников с более высокой Тс заставил исследователей обратить внимание на металлооксиды. Среди этого семейства химических соединений первый сверхпроводник (SrTi03) был обнаружен в 1964 году [2], однако критическая температура в нем составила всего Тс ~ 0.1 К. В течение последующих двух десятилетий были найдены другие сверхпроводящие металлооксиды, но критическая температура в них не превышала Тс в «обычных» сверхпроводниках на основе ниобиевых сплавов. Наличие сверхпроводимости в перовските SrTi03 подтолкнуло Беднорца и Мюллера (Bednorz J.G., Muller К.А.) к поискам сверхпроводимости в кристаллах со структурой перовскита на базе стронция и меди. Революционное открытие в 1986 году сверхпроводимости в системе La2-xBaxCu04 (Тс~35 К) послужило

Tj. jx = 815K близко к величине обменного взаимодействия между
ближайшими атомами меди в Плоскости Си02 /« 1500 К, что позволило предположить непрямое взаимодействие спинов допированных дырок, которое осуществляется через посредство антифсрромагнитной решетки медно-кислородной плоскости [5]. Ниже 30 К кривые восстановления продольной намагниченности и кривые спада сигнала спинового эха ядер лантана описываются функцией exp[(-t/Ti,T2)°'5], что, по мнению авторов [5], свидетельствует о распределении времен релаксации, а сама релаксация происходит за счет взаимодействия со случайно распределенными в решетке электронными спинами (спинами дырок) в отсутствие ядерной спиновой диффузии [61]. Температурная зависимость времени корреляции флуктуаций магнитного поля, создаваемого спинами дырок, разная в случае фазового перехода и в случае активационного движения. В первом случае т ~ (Т — Tf)~n, во втором т~ехр(Е/кТ). Какой случай реализуется в [5] - четко не установлено. Если принять второй - то Е ~ 8.97}
Одну из удачных попыток описать поведение спиновой текстуры в слабодопированных La2_xSrxCu04 (х < 0.02) предпринял Гудинг (R,Gooding) с коллегами [8]. Они исходили из предположения, что при низких температурах носители (дырки) не свободны, их движение ограничено в плоскости Си02 некими малыми областями, образованными в результате электростатического притяжения дырок к внеплоскостному двухвалентному иону Sr2+, так как Sr2+ служит для дырок центром электростатического притяжения [8]. Следует отметить, что дырки продолжают свое движение в этой ограниченной области. В пользу такой локализации допированных дырок свидетельствуют измерения электрического сопротивления в слабодопированных La2.xSrxCu04, которые обнаруживают температурное поведение сопротивления в плоскости Си02, подобное металлам при высоких температурах (R~T) и подобное изоляторам при низких [59,62,63]. Точка,