Эволюция температурных зависимостей поверхностного импеданса кристаллов ВТСП при изменении уровня допирования

• Автор: Шевчун, Артем Федорович
• Шифр специальности: 01.04.07
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 2006
• Место защиты: Черноголовка
• Количество страниц: 85 с. : ил.

1 Поверхностный импеданс и проводимость сверхпроводников
1.1 Связь поверхностного импеданса и проводимости
1.2 Двухжидкостная модель Гортера-Казимира
1.3 Теория Бардина-Купера-Шриффера
1.4 Теория сильной связи
1.5 Обобщенная двухжидкостная модель
1.0 Модель слабой связи с <1-симметрией параметра порядка
2 Методика измерений
^ 2.1 Экспериментальная установка
2.2 Измерительная схема
2.3 Обработка резонансной кривой
2.4 Связь измеряемых величин и поверхностного импеданса
2.5 Точность измерений
3 Поверхностный импеданс кристалла Ва0.4Ко.бВЮ3 с Тс и И К
4 Влияние псевдощели на плотность сверхпроводящей жидкости в
УВазСизО^
4.1 Поверхностный импеданс кристалла УВагСизОт-! на частоте 9.4 ГГц
4.2 Модели псевдощелевого состояния фазовой диаграммы купратных ВТСП
4.3 Результаты измерений плотности сверхпроводящей жидкости
5 Поверхностный импеданс кристаллов УВа2Си307_1 при 0.4 < Т < 120 К
Заключение

С открытием высокотемпературных сверхпроводников (ВТСП) возникла новая обширная область физики конденсированных сред, объединяющая исследования металлов, полупроводников и диэлектриков, магнитоупорядоченных, низкоразмерных и сильноанизотроп-ных систем, т.е. область физики, изучающая удивительное разнообразие свойств ВТСП, меняющихся под действием разных факторов.
К числу экспериментальных методов изучения сверхпроводящих материалов выше и ниже температуры Тс сверхпроводящего перехода относят измерения температурных зависимостей поверхностного импеданса Z(T) — R(T)+iX(T) в абсолютных единицах (Омах) на сверхвысоких частотах и>/2п ~ 10 ГГц при малых (< 0.1 Э) амплитудах переменного поля Ншеш1. Действительная часть импеданса, поверхностное сопротивление Я(Т), связана с потерями энергии электромагнитной волны при отражении от сверхпроводника. Мнимая часть, реактанс Х(Т), определяет недиссипативную энергию, запасенную в поверхностном слое исследуемого образца. Только прецизионные СВЧ-методы позволили измерить Z(T) в классических сверхпроводниках с Тс < 10 К. Эти измерения оказались очень информативными: величина щели Д извлекалась из температурных зависимостей поверхностного сопротивления R{T) ос е-д/**т и реактанса Х(Т) ос е~А/квт ПрП J1 < Тс/2, глубина проникновения А(Т) поля в сверхпроводник - из реактанса X(Т) = щц0А(Т) при Т < Тс, длина I свободного пробега электронов - из измерений R(T) и X (Т) в нормальном состоянии (Т > Тс). В случае локальной электродинамики комплексная проводимость сверхпроводника может быть легко найдена из измеренных в абсолютных единицах компонент импеданса: о(Т) = аг (Т) — гоДТ) = icjfio/Z2(T). Экспериментальной демонстрацией применимости теории Бардина-Купсра-Шриффера (БКШ) [1] для объяснения свойств классических сверхпроводников было немонотонное в области 0.8 < Т/Тс < 1 поведение (когерентный пик) действительной части микроволновой проводимости о{Т) [2, 3].
Однако уже первые исследования импеданса и проводимости ВТСП не соответствовали выводам теории БКШ: когерентный пик в В ВТСП величины Zwo характеризуются двумя основными компонентами: Zat, и оаь в слабоанизотропных «/>-плоскостях Сп02 и Zc и ас поперек купратных плоскостей. Наиболее изученной является узкая область фазовой диаграммы ВТСП, соответствующая оптимальному допированию р tss 0.16 (р - концентрация дырок, приходящихся на атом меди в плоскости С11О2) и максимальным значениям критической температуры Тс = TCi max. Прецизионные измерения Z(T) в ab-плоскостях оптимально допированных высококачественных монокристаллов ВТСП позволили сделать общий вывод - ферми-жидкостный подход, включающий сильное электрон-фононное взаимодействие и анизотропию параметра порядка, достаточен для описания основных экспериментальных фактов, каковыми являются [5]:
- линейный ход удельного сопротивления Араь(Т) ос Т при Т > Тс (электрон-фононное взаимодействие);
- отсутствие характерного для классических сверхпроводников когерентного пика в действительной части микроволновой проводимости £7i (Т) в ab-плоскостях при 0.8 < Т < Тс (сильная связь);
-линейные зависимости ДА аь{Т) ос Т и Д Rab{T) ос Т при Т < Тс/4 (доминирующий вклад с^-комнонснты параметра порядка).
В последние годы значительные усилия были направлены на изучение природы и свойств ВТСП во всей области фазовой диаграммы. Оказалось, что в области с пониженным относительно оптимального уровнем допирования в этих материалах наблюдаются многочисленные аномалии электронных свойств как в нормальном, так и в сверхпроводящем состояниях, связанные с подавлением плотности состояний одночастичных возбуждений вблизи уровня Ферми. Такое поведение соответствует общей концепции псевдощели.
Происхождение псевдощели в куиратных ВТСП остается неясным. Предлагаемые теоретические сценарии могут быть разделены на две категории. Первая основывается на идее, что псевдощель является предвестником сверхпроводимости, когда при некоторой температуре Т* > Тс образуются куперовские пары, но их фазовая когерентность достигается лишь при Т — Тс. Другая предполагает, что псевдощелевое состояние не связано со сверхпроводящим как таковым, а скорее конкурирует с ним, и обязано либо динамическим флуктуациям (спиновым, зарядовым или структурным), либо волнам зарядовой плотности с d-симметричным параметром порядка (d-density wave - DDW). В рамках этих подходов трактуются аномалии электронных свойств недодонированных ВТСП, наблюдавшиеся при температурах как выше Тс, так и в ее окрестности.
По мере приближения к диэлектрической фазе (р и 0.05) конкуренция исевдощелевого

Глава
Поверхностный импеданс кристалла Вао.фКд.бВЮз с Тс ^ 11 К
Соединение Вах_хКхВЮз при изменении степни допирования калием испытывает структурные трансформации. Базовый состав ВаВЮз согласно расчетам зонной структуры должен быть металлом с наполовину заполненной зоной проводимости. Однако, благодаря образованию волны зарядовой плотности, сопровождающемуся искажением кубической перовскитной решетки до моноклинной, он оказывается диэлектриком. Диэлектрическое состояние простирается вплоть до х 0.35, причем при х « 0.13 моноклинная симметрия решетки сменяется орторомбической. При переходе в металлическую фазу (х > 0.35) решетка становится кубической и при дальнейшем увеличении х структурных переходов не наблюдается [56]. Во всем интервале изменений х деформации решетки невелики, и ячейка остается близкой к кубической.
В металлической фазе Вах_хКхВЮ3 является сверхпроводником. Кубическая перов-скитная структура этого соединения изображена на рис. 3.1. Поскольку это оксид, обладающий структурой перовскита, напрашивается аналогия с купратными высокотемпературными сверхпроводниками (ВТСП). Действительно, температура сверхпроводящего перехода Ва1_хКхВЮ3 при оптимальном допировании (х ~ 0.4) довольно велика — Тс яг 30 К (что было рекордом среди не содержащих меди сверхпроводников до появления МёВ2) и его традиционно относят к ВТСП. При этом, однако, Ва]_хКхВЮ3 не содержит атомов переходных металлов, не имеет аналогов плоскостей Си02, а его свойства практически изотропны.