Многощелевая сверхпроводимость допированных купратов Кульбачинский Сергей Владимирович

Содержание к диссертации

Введение

ГЛАВА 1 Сверхпроводящие свойства купратов 13

1.1 Сверхпроводящие свойства ртутных купратов 13

1.1.1. Кристаллическая структура фаз Hg-1201, Hg-1212 и Hg-1223. Сверхпроводящие свойства. Квазидвумерный характер электронного транспорта 13

1.1.2 Купратные металлооксиды Bi2Sr2Ca„ iCu„02„+4 19

1.1.3 Возможные механизмы спаривания 22

1.2 Сверхпроводимсть в сероводороде при высоком давлении 24

1.3 Постановка задачи исследования 31

ГЛАВА 2 Андреевская спектроскопия ВТСП. Приготовление образцов 33

2.1. Техника записи вольт-амперных характеристик (ВАХ) ВТСП контактов 33

2.2 Приготовление контактов на микротрещине в ВТСП монокристаллах и поликристаллических образцах 39

2.3 Образцы 43

2.4 Многократные андреевские отражения в SnS контактах шарвинского типа 48

ГЛАВА 3 Исследование многощелевой сверхпроводимости ртутных купратов 51

3.1. Андреевсая спектроскопия фаз Hg-1201, Hg-1212 и Hg-1223 51

3.2. Признаки многощелевой сверхпроводимости и неупругие многократные андреевские отражения 58

ГЛАВА 4 Многощелевая сверхпроводимость в допированных купратах Bi2Sr2Can-iCiin02n+4+5 и Т12Ва2Сай іСий02й+4+5 71

4.1 Особенности допирования многослоевых купратов 71

4.2 Вольт-амперные характеристики купратов Ві-2201, Ві-2212 и Т1-2212 74

4.3 Причина возникновения многощелевой сверхпроводимости в Ві-2201, Ві-2212, ВІ-2223, Т1-2212 иТ1-2223 79

ГЛАВА 5 Электромагнитные свойства джозефсоновских контактов и леггеттовская мода в купратных сверхпроводниках УВагСизС -х и ТЬВаїСаіСизОю-б 82

5.1 Ступеньки Фиске, скорость Свихарта 82

5.2 Экспериментальные исследования нелинейного взаимодействия джозефсонов ского тока с резонансными модами контактов в слабом магнитном поле 92

5.3 Леггеттовская мода в купратных сверхпроводниках YBa2Cu307-x и Tl2Ba2Ca2Cu3Oio-5 101

Основные результаты и выводы 108

Заключение

Литература 111

• Кристаллическая структура фаз Hg-1201, Hg-1212 и Hg-1223. Сверхпроводящие свойства. Квазидвумерный характер электронного транспорта
• Приготовление контактов на микротрещине в ВТСП монокристаллах и поликристаллических образцах
• Признаки многощелевой сверхпроводимости и неупругие многократные андреевские отражения
• Причина возникновения многощелевой сверхпроводимости в Ві-2201, Ві-2212, ВІ-2223, Т1-2212 иТ1-2223

Введение к работе

Актуальность темы исследования

Актуальность темы настоящей диссертации “Многощелевая сверхпроводимость допированных купратов” определяется необходимостью исследований сверхпроводящих свойств и механизмов сверхпроводимости высокотемпературных сверхпроводников, имеющих огромное прикладное значение. До настоящего времени механизм спаривания в высокотемпературных сверхпроводниках остается до конца не изученным. Кроме этого, отсутствуют систематические исследования джозефсоновских контактов на базе высокотемпературных сверхпроводников.

В конце 1986 года Йоханнес Георг Беднорц и Карл Александр Мюллер обнаружили сверхпроводимость в сложном оксиде La-Ba-Cu-О с критической температурой Тс^Зб К [1]. Достижение комнатной температуры для сверхпроводимости остается одной из наиболее значимых и актуальных задач ученых во всем мире. Открытие высокотемпературной сверхпроводимости (ВТСП) поставило задачу определения механизма спаривания в новом классе сверхпроводящих материалов. До сих пор окончательно этот вопрос не решен.

В декабре 2014 г. под высоким давлением в алмазных наковальнях в сероводороде А.П. Дроздов, М.И. Еремец и И.А. Троян обнаружили сверхпроводимость при 190 К [2]. С одной стороны, это рекордное значение температуры сверхпроводимости, подтверждающее предсказанное металлическое состояние в металлическом водороде или обогащенных водородом материалах. А с другой стороны - это прямое подтверждение фононного механизма спаривания в высокотемпературных сверхпроводниках, как показано в работе [3].

Для понимания явления ВТСП необходимо детальное изучение свойств электронной и фононной подсистем, а также установление симметрии спаривания. Последнее требует от экспериментальных методов высокого разрешения, как по энергии, так и по квазиимпульсу. Для изучения ВТСП привлекаются различные, взаимодополняющие спектроскопические методики. Фотоэмиссия с угловым разрешением позволила установить форму поверхности Ферми, а также измерить зависимость сверхпроводящей щели от волнового вектора. Туннельная спектроскопия измеряет одночастичную плотность состояний с хорошим разрешением по энергии. Эти спектроскопические методы дают информацию о величине сверхпроводящей щели, ее анизотропии и симметрии, что необходимо для понимания природы сверхпроводимости и проверки различных теоретических моделей ВТСП.

В 1999 году А.А. Абрикосовым была предложена теоретическая модель, успешно описывающая явление высокотемпературной сверхпроводимости, и базирующаяся на фононном механизме спаривания [4-6]. Согласно Абрикосову высокая критическая температура Т_с в ВТСП реализуется благодаря существованию вблизи уровня Ферми протяженной особенности ван Хова с высокой плотностью состояний [4-7]. В модели Абрикосова основную роль в спаривании играют оптические фононы с малыми волновыми векторами [4-6, 8, 9]. Сильное электрон-фононное взаимодействие в ВТСП [10] подтверждается исследованиями неупругого туннелирования куперовских пар в с-направлении в BSCCO джозефсоновских контактах [11, 12], данными фотоэмиссионной спектроскопии [13, 14] и исследованиями изотопического эффекта [15, 16]. В теоретической работе М. Тачики с соавторами обсуждается еще один вариант фононного механизма спаривания в ВТСП [17].

Альтернативой фононному спариванию в ВТСП является спаривание на спиновых флуктуациях, амплитуда которых должна быть максимальна вблизи фазового перехода моттовский диэлектрик - сверхпроводник [18]. Сравнительно недавно было предположено, что недодопированные купратные ВТСП с магнонным спариванием характеризуются двумя щелевыми энергиями А_р и A_s [19]. Согласно работе [19], A_s меняется с концентрацией дырок p подобно Т_с, проходя через максимум при оптимальном допировании. В то же время А_р монотонно растет при p^-0 (то есть, при переходе от передопированных образцов к недодопированным).

Существует, однако, ряд экспериментальных работ, в которых обнаруженный авторами сильный рост сверхпроводящей щели As при переходе от оптимально

допированных образцов Bi-2212 к недодопированным связывается с ростом амплитуды спиновых флуктуаций вблизи границы перехода металл - моттовский диэлектрик [20-22]. Полученные в [20-22] результаты противоречат данным работы [23]. Подробные исследования влияния допирования на сверхпроводящую щель в Bi-2212(La) и Bi-2201(La), выполненные в [24] с помощью андреевской, туннельной и внутренней туннельной спектроскопии, показали, что сверхпроводящая щель и критическая температура меняются с допированием подобным образом, то есть существует скейлинг A_s и Т_с.

Из вышесказанного становится очевидной необходимость экспериментального исследования с помощью андреевской и туннельной спектроскопии влияния допирования и числа Си0₂-плоскостей на особенности многощелевой сверхпроводимости в различных купратных сверхпроводниках для определения величин щелей и электромагнитных свойств джозефсоновских контактов для возбуждения леггеттовских мод. Решению именно таких задач посвящена диссертационная работа.

Цель работы

Основной задачей настоящей работы являлось экспериментальное исследование особенностей многощелевого сверхпроводящего состояния, электромагнитных свойств джозефсоновских контактов и легеттовских мод в близких к оптимальному допированию образцах ртутных купратов HgBa2Ca„.iCu„02„+2+: однослоевого ртутного купрата Hg-1201, двухслоевого ртутного купрата Hg-1212 и трехслоевого ртутного купрата Hg-1223 и слоистых купратных сверхпроводников Bi₂Sr₂Ca„_iCu„0₂„₊4+s, YBa₂Cu₃0₇-x, .„₊4₊6 с различным числом Си0₂-плоскостей с помощью андреевской и туннельной спектроскопии. В соответствии с поставленной целью решались следующие задачи:

1. С помощью андреевской спектроскопии измерить сверхпроводящую щель у оптимально допированных поликристаллических образцов ртутных купратов Hg-1201 (Г_с=93±2 К) и Hg-1212 (Г_с=120±5 К).

2. Измерить сверхпроводящие щели у близких к оптимальному допированию поликристаллических образцов Hg-1223 (Г_с=124±5 К).

3. Наблюдать и исследовать многократные андреевские отражения в ScS-наноконтактах ртутных купратов, связанные, скорее всего, с излучением неравновесных оптических фононов.

4. С помощью андреевской и туннельной спектроскопии показать, что сверхпроводимость в оптимально допированных образцах ВІ-2201 (Г_с=25±3 К), ВІ-2212 (Г_с=92±2 К), Т1-2212 (Г_с=105±2 К) имеет однощелевой характер.

5. Установить, имеет ли сверхпроводимость в Bi-2223 (Г_с=110±5 К), Т1-2223 (Г_с=118±5 К) многощелевой характер из-за различного уровня допирования внутренней (IP) и внешней (ОР) Си0₂-плоскостей в сверхпроводящих блоках.

6. Исследовать эффект многократных андреевских отражений в YBa₂Cu₃0₇-_x и Т1₂Ва₂Са₂Си₃0ю-б, наблюдать тонкую структуру на ВАХ характеристиках, связанную с генерацией леггеттовских плазмонов. В джозефсоновском режиме на контактах SIS типа измерить зависимость критического тока от магнитного поля и исследовать геометрические резонансы Фиске.

Научная новизна работы и положения, выносимые на защиту

Основные новые научные результаты, полученные в диссертации, состоят в следующем:

7. С помощью андреевской спектроскопии установлено, что у оптимально допированных поликристаллических образцов ртутных купратов Hg-1201 (Г_с=93±2 К) и Hg-1212 (Г_с=120±5 К) сверхпроводимость имеет однощелевой характер.

8. Обнаружены две сверхпроводящие щели у близких к оптимальному допированию поликристаллических образцов Hg-1223 (Г_с=124±5 К), соответствующие одной внутренней (IP) и двум внешним (OP) Си0₂ - плоскостям в сверхпроводящем блоке.

3. Обнаружены признаки неупругих многократных андреевских отражений в ScS-наноконтактах ртутных купратов, связанных, скорее всего, с излучением неравновесных оптических фононов.

4. С помощью андреевской и туннельной спектроскопии показано, что сверхпроводимость в оптимально допированных образцах ВІ-2201 (Г_с=25±3 К), ВІ-2212 (Г_с=92±2 К), Т1-2212 (Г_с=105±2 К) имеет однощелевой характер;

5. Сверхпроводимость в ВІ-2223 (Г_с=110±5 К) и Т1-2223 (Г_с=118±5 К) имеет многощелевой характер из-за различного уровня допирования внутренней (IP) и внешней (ОР) Си0₂-плоскостей в сверхпроводящих блоках.

6. Обнаружена леггеттовская мода у джозефсоновских контактов на базе YBa₂Cu₃07-x, связанная с двухщелевым характером сверхпроводимости.

7. На ВАХ джозефсоновских контактов в ТЬВагСагСщОю-б обнаружены размерные ступеньки Фиске и определена скорость Свихарта в этих контактах.

Практическая значимость

Результаты исследований, выполненных в настоящей работе, вносят существенный вклад в понимание сверхпроводимости в высокотемпературных сверхпроводниках на основе купратов, а также важны для получения сверхпроводников с максимальными температурами перехода в сверхпроводящее состояние.

Достоверность научных результатов

Достоверность полученных экспериментальных данных, представленных в диссертации, основана на том, что они получены на основе экспериментов, проведенных на современном научном оборудовании. Достоверность полученных экспериментальных данных обеспечивается комплексом взаимодополняющих экспериментальных методик и подтверждается воспроизводимостью получаемых результатов.

Основные результаты диссертационной работы были представлены на 7 российских и международных конференциях в виде стендовых и устных докладов (тезисы которых опубликованы в соответствующих сборниках):

1. VIII Курчатовская молодежная научная школа, Москва 2010 г.

2. Международная конференция студентов, аспирантов и молодых ученых по фундаментальным наукам "Ломоносов - 2011", секция "Физика", подсекция "Сверхпроводящие и электронные свойства твердых тел".

3. IX Курчатовская молодежная научная школа, 2011 года, Москва.

4. IV Международная конференция ФПС'11. Секция Р. Физические свойства ВТСП-материалов и структур (2011).

5. Международная конференция студентов, аспирантов и молодых ученых по фундаментальным наукам ЛОМОНОСОВ-2013, Секция "физика", подсекция "Сверхпроводящие и электронные свойства твердых тел", 2013.

6. Trilateral workshop on Hot Topics in HTSC, Zvenigorod, 2013.

7. V Международная конференция "Фундаментальные проблемы высокотемпературной сверхпроводимости", ФПС 15, 2015.

По материалам диссертации опубликовано 12 работ, из них 4 в реферируемых журналах и 8 в сборниках трудов конференций.

Личный вклад автора

В диссертации представлены данные, полученные непосредственно автором, или при его участии. Личный вклад автора состоит в проведении экспериментов, обработке их результатов, систематизации и апробации, подготовке основных публикаций. Основная часть работы по сбору и анализу литературных данных, а также расчёты сверхпроводящих щелей по особенностям вольт-амперных характеристик при разных температурах, выполнены автором.

По материалам диссертации опубликовано 4 статьи в рецензируемых журналах и 8 тезисов и трудов конференций, список которых приведен в конце автореферата.

Структура и объем диссертации

Кристаллическая структура фаз Hg-1201, Hg-1212 и Hg-1223. Сверхпроводящие свойства. Квазидвумерный характер электронного транспорта

На сегодняшний день считается, что слоистые высокотемпературные сверхпроводники HgBa2Ca„_iCu„02n+2+ (НВССО) представляют собой естественную сверхрешетку типа S-I-S-I…, где S - тонкий сверхпрововодящий блок, содержащий одну или несколько Си02 - плоскостей, интеркалированных кальцием, I - слой изолятора (спейсер), имеющий структуру, универсальную для конкретного ВТСП семейства. Спейсеры, осуществляющие допирование Си02-блоков при введении избыточного кислорода в центральную часть спейсера, играют ключевую роль в формировании сверхпроводящих свойств вышеупомянутых ВТСП соединений. Эти "резервуары" могут быть заполненными или пустыми в зависимости от содержания кислорода и легирующей примеси [4-6]. В пределах одного сверхпроводящего семейства для фазы с заданным числом п Си02 плоскостей максимальная критическая температура сверхпроводящего перехода Тс.тах может быть достигнута подбором концентрации избыточного кислорода S в спейсерах. Отметим, что при 3=0 ВТСП соединения являются моттовскими диэлектриками с антиферромагнитным упорядочением спинов на ионах меди в СиО2 плоскостях. Избыточный (допирующий) кислород связывает электроны из Си20 слоев, генерируя в них дырки, не создавая при этом центров рассеяния ( 5-допирование). В то же время избыточный кислород формирует зарядовые ловушки в центральной части спейсеров, создавая благоприятные условия для резонансного туннелирования в с-направлении [4-6]. При Т ТС допированный кристалл ВТСП ведет себя как стопка сильно связанных между собой джозефсоновских контактов, в которых сверхпроводящий ток течет в с-направлении, и имеет джозефсоновский характер.

В чистых купратах Си02-плоскость с заполненной наполовину 2D зоной оказывается неустойчивой относительно перехода в фазу мотовского диэлектрика в результате образования антиферромагнитного дальнего порядка (произойдет удвоение периода, что приведет к уменьшению площади зоны Бриллюэна в 2 раза). Слабое допирование кислородом разрушает это состояние и вызывает переход диэлектрик -металл. Появляется дырочная поверхности Ферми открытого типа [4-6]. Уровень Ферми при этом может быть на протяженной сингулярности ван Хова с высокой плотностью состояний [7].

Высокотемпературная сверхпроводимость реализуется в Си02-плоскостях в сравнительно узком интервале концентраций р примесных дырок. Поверхность Ферми при этом меняется незначительно. По данным фотоэмиссионной спектроскопии сверхпроводящая щель максимальна в Г-М-направлении и минимальна в Г-У-направлении [14]. Анизотропия щели уменьшается с ростом концентрации дырок р. Критическая температура Тс меняется с р в первом приближении по параболическому закону.

В сверхпроводящих купратах HgBa2Ca„.iCu„02„+2+ (НВССО) соединение Hg-1201 содержит одну, Hg-1212 - две, Hg-1223 - три Си-02 плоскости, которые в Hg-1221 и Hg-1223 разделены атомами Са (рис. 1.1). В отличие от висмутовых ВТСП (Ві-ВТСП), где диэлектрические спейсеры содержат две слабосвязанные Ві-O плоскости, в кристаллической решетке ртутных купратов присутствует только одна Hg-Os плоскость (08 - примесный кислород). В ртутных купратах сверхпроводящие Си02-блоки разделены диэлектрическими структурными блоками BaO-Hg08-BaO (спейсерами), являющимися поставщиками дырок в СиОг-блоки (см. рис. 1.1).

Кристаллическая структура ртутных купратов HgBa2Ca„.iCu„02„+2+ (НВССО). Кислород в позиции О3 соответствует примесному кислороду Об. Зависимость щелевого параметра от допирования является предметом дискуссий. Дойчером было сделано предположение [19], что недодопированные купратные высокотемпературные сверхпроводники характеризуются двумя щелевыми энергиями р (псевдощелью) и s (сверхпроводящей щелью). Согласно этому предположению большая щель р, характеризующая энергию связи куперовских пар, которые остаются в некогерентном состоянии при Т Тс , измеряется фотоэмиссионной или туннельной спектроскопией и монотонно растет при переходе от передопированных образцов к недодопированным; а меньшая щель s (сверхпроводящая щель) определяет минимальную энергию 2S возбуждения сверхпроводящего конденсата при Т Тс (Тс Т в недодопированных образцах) (рис. 1.2). Она измеряется андреевской или рамановской спектроскопией и меняется с концентрацией дырок р подобно Тс. Таким образом, существует скэйлинг между s(p) и Тс(р). По данным электронной рамановской спектроскопии [26] у оптимально допированной фазы Hg-1201 величина сверхпроводящей щели при гелиевой температуре составляет s = 26 мэВ (см. рис. 1.2).

Приготовление контактов на микротрещине в ВТСП монокристаллах и поликристаллических образцах

Установка собрана на базе многофункционального устройства ввода-вывода AT MIO-16X (National Instruments) и быстродействующего персонального компьютера на базе микропроцессора Intel Pentium. Частота аналого-цифрового преобразования по одному каналу многоканального 16-битового АЦП с прорграммируемым предусилителем составляет 100 КГц при максимальной чувствительности в униполярном режиме 1.5 мкВ, что позволяет записывать ВАХ с достаточным разрешением и со скоростью, сравнимой с осциллографическим методом записи (максимальная полученная нами частота сканирования ВАХ составила 50 Гц при достаточном для анализа количестве точек на кривой). В нашей установке переменный ток модуляции поступает на контакт через делитель со второго умножающего ЦАПа, питаемого от внешнего звукового генератора (рабочая частота модуляции выбиралась в интервале 700-800 Гц). Переменное модуляционное напряжение с потенциальных контактов туннельного перехода сравнивается предварительно с установленным переменным напряжением на эталонном сопротивлении, и разность этих напряжений (сигнал разбаланса моста) поступает на узкополосный усилитель с фазовым детектором. Пульсирующее напряжение выхода с фазового детектора, полярность которого зависит от направления разбаланса моста, поступает на один из каналов АЦП и преобразуется в цифровой код, который затем обрабатывается компьютером.

Управляющий модуль программы работает по циклу с частотой повторения около 2000 Гц, формируя при каждом проходе стандартный управляющий код (УК), который подается на умножающий ЦАП, задающий ток модуляции: (YK) = a (KPM) + p \(KPM)dt + y(d(KPM)ldt), (2.5) где (КРМ)- код разбаланса моста.

Присутствие интеграла в управляющем коде переводит нашу автоматическую систему в астатический режим, исключая статическую ошибку. Астатическим системам, однако, свойственны динамические ошибки, которые могут быть очень велики при быстром изменении контролируемого параметра (в динамическом режиме интеграл должен быстро меняться во времени).

Нам удалось полностью исключить и динамическую ошибку при записи dI(V)/dV - кривых, переведя нашу систему в квазистатический режим. Было использовано естественное свойство нашей системы - ее дискретность. Как уже отмечалось, смещение на туннельный контакт подается с одного из ЦАПов, который питается внутренним постоянным напряжением. Напряжение на контакте, таким образом, можно менять только дискретно (если не применять специальных фильтров). В нашей программе во время измерения динамической проводимости напряжение смещения на образце фокусируется, измерение очередной точки происходит, таким образом, при фиксированной динамической проводимости контакта, а переход к следующей рабочей точке разрешается только после записи предыдущего измерения в массив.

Измерительный цикл программы, длящийся 30 мс, можно разделить на три основных этапа. На первом этапе производятся только операции, формирующие управляющий сигнал и связанные с балансировкой цифрового моста (элементарный управляющий цикл длится примерно 500 мксек). За это время напряжение на потенциальных контактах туннельного перехода успевает остановиться. На втором этапе к управляющим операциям добавляется цикл для определения усредненного напряжения смещения на образце, (усреднение позволяет исключить ошибки, связанные с присутствием на потенциальных контактах туннельного перехода модуляционного напряжения и напряжения наводок). После получения усредненного значения напряжения смещения происходит переход к заключительному этапу, в котором к операциям управления добавляются операции самотестирования: проверяется величина сигнала ошибки (сигнала разбаланса моста) и его первая производная в реальном времени. В случае, когда сигнал ошибки и его первая производная оказываются меньше установленных в программе значений (близких к нулю), дается разрешение на запись в массив величины усредненного смещения на образце, а также интегральной компоненты управляющего кода J(КРМ)dr, пропорциональной динамической проводимости туннельного контакта dI(V)/dV в статическом режиме. Только после этого устанавливается новое смещение на образце и измерительный цикл повторяется.

При подключении параллельно диодной сборке омического сопротивления dI(V)/dV - характеристика пробного образца смещается вверх по шкале проводимости строго параллельно, что является большим практическим преимуществом систем записи динамической проводимости (по сравнению с системами записи динамического сопротивления).

Измерения температуры были также автоматизированы. В качестве датчика использовался германиевый резистор, калибровочная кривая которого, предварительно разбитая по всему температурному диапазону на пять частей, была аппроксимирована экспоненциальными функциями, с помощью которых компьютер, определяя величину сопротивления датчика, ставил в соответствие определенное значение температуры.

Для определения сопротивления германиевого резистора использовалась схема стандартного включения датчика и эталонного сопротивления, в которой были задействованы два канала АЦП и один ЦАП многофункционального устройства. Были применены режимы минимизации и коммутации тока, а также режим многократного измерения, в результате чего удалось минимизировать влияние внешних ЭДС и эффект саморазогрева датчика. Работоспособность системы была проверена на реперных точках.

Признаки многощелевой сверхпроводимости и неупругие многократные андреевские отражения

Обычно, субгармоническую щелевую структуру связывают с многократными андреевскими отражениями в SN-интерфейсах [62-65]. Этот тип структуры следует отличать от СГС на ВАХ точечных квантовых контактов с низкой прозрачностью интерфейса [66,67]. В последнем случае СГС состоит из серии максимумов динамической проводимости при напряжениях V„=2A/en. С увеличением прозрачности интерфейса серия максимумов превращается в серию минимумов [66,67], что совпадает с результатами расчетов Куммеля с соавторами [65] для чистых классических контактов типа SсS. Мы предполагаем, что теоретическая модель Куммеля применима к нашим контактам на микротрещине в ртутных купратах.

Качество СГС сильно зависит от отношения квазичастичной длины свободного пробега / к радиусу контакта а [62-65] В баллистическом режиме (1»а) нормальное сопротивление R шарвинского контакта можно рассчитать по формуле 2.3 (см. главу 2). Для ртутных купратов произведение pi примерно составляет 1Ю" Омcм и /310" cм [68,69] Формула 2.3 может быть использована для грубой оценки радиуса контакта а. Типичное нормальное сопротивление R наших контактов при Т=4.2 K находится в диапазоне 1030 Ом. Отсюда можно оценить радиус исследованных в настоящей работе микроконтактов в ртутных купратах а 210 6 см. Таким образом, для контактов в исследованных в диссертационной работе образцов 1а, что находится в согласии с ограниченным числом п андреевских сингулярностей, составляющих полученные нами СГС [62-65].

Нами установлено, что у андреевских контактов на микротрещине в образцах фаз Hg-1201 и Hg-1212 субгармоническая щелевая структура на ВАХ соответствует однощелевой сверхпроводимости, что видно из приведенных на рис. 3.1 - рис. 3.5 характеристик. Незначительные отклонения от простой классической формы СГС связаны, возможно, с анизотропией щели.

Субгармоническая щелевая структура на dl/dV - характеристике андреевского наноконтакта на микротрещине в оптимально допированном образце двухслоевого ртутного купрата Hg-1212 (Г=4.2 К, Гс=120 К, А=32 мэВ). Пунктирные вертикальные линии отмечают положение андреевских сингулярностей в соответствии с формулой:

В случае трехслоевого ртутного купрата Hg-1223 ситуация меняется качественным образом (рис. 3.6). На ВАХ шарвинского Hg-1223 наноконтакта появляются две независимые субгармонические щелевые структуры, соответствующие существенно различающимся по величине сверхпроводящим щелям (рис. 3.6).

Две субгармонические щелевые структуры на dl/dV - характеристиках андреевского наноконтакта на микротрещине в передопированном образце трехслоевого ртутного купрата Hg-1223 (Г=4.2 К, Гс=124 К). Первая структура соответствует малой щели Дп =12 мэВ (кривые а и Ь), вторая структура соответствует большой щели АОР=49 мэВ (кривая с), Пунктирные и штриховые вертикальные линии отмечают положение андреевских сингулярностей в соответствии с формулой: V„=2A/en для двух субгармонических щелевых структур. Первая структура соответствует малой щели AiP=12 мэВ (кривые a, b и с). Вторая структура соответствует большой щели А0р=49 мэВ (кривая с), Пунктирные и штриховые вертикальные линии на рис. 3.6 отмечают положение андреевских сингулярностей в соответствии с формулой: Vn=2A/en для двух субгармонических щелевых структур.

Как уже отмечалось выше, все исследованные в настоящей работе контакты на микротрещине в поликристаллических образцах фаз Hg-1201, Hg-1212 и Hg-1223 следует отнести к контактам шарвинского типа (см. рис. 2.7, b в главе 2). На ВАХ наиболее совершенных контактов этого типа удается наблюдать до (5 7) андреевских сингулярностей, составляющих субгармоническую структуру (СГС) (см. рис. 3.1 -рис. 3.5). В случае однощелевой сверхпроводимости (рис. 3.7) величина сверхпроводящей щели может быть определена с помощью формулы (1) с хорошей точностью 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 анализ экспериментальных данных. На самом деле, на dI/dV-характеристиках Hg-1223 -контакта обнаруживаются также признаки третьей щели, что делает эти ВАХ похожими на ВАХ контактов на микротрещине в монокристаллах трехслоевого таллиевого купрата Т1-2223 [56,70] (см. главу 5).

В настоящей работе надежно установлено, что в однослоевом ртутном купрате Hg-1201 сверхпроводимость имеет однощелевой характер. В пределах экспериментальных погрешностей сверхпроводимость в двухслоевом ртутном купрате Hg-1212 также является однощелевой.

Причина возникновения многощелевой сверхпроводимости в Ві-2201, Ві-2212, ВІ-2223, Т1-2212 иТ1-2223

В сверхпроводящих купратах Bi2Sr2Ca„.iCu„02„+4+s (BSCCO) и Т12Ва2Сай.іСий02й+4+б (ТВССО) фазы ВІ-2201 и Т1-2201 содержат одну Си02 - плоскость, фазы ВІ-2212 и Т1-2212 содержат две Си02 - плоскости и фазы ВІ-2223 и Т1-2223 - три Си02 плоскости. В BSCCO и ТВССО сверхпроводящие Си02 - блоки разделены изолирующими структурными блоками (спейсерами) SrO-BiO-BiO-SrO и ВаО-Т10-Т10-ВаО соответственно.

Проблема получения оптимально допированных образцов купратов с п3 стандартным методом становится сложной. Например, исследования с помощью ЯМР-спектроскопии [27] показали, что ядерный магнитный резонанс меди в HgBa2Ca„.iCu„02„+2+ (аналог сверхпроводников Bi2Sr2Ca„.iCu„02„+4+s (BSCCO) и Т12Ва2Сай_іСий02й+4+8 (ТВССО)) с п3 трансформируется в дублет, который объясняется различными уровнями допирования во внутренней (IP) и внешней (OP) Си02 -плоскостях (см. главу 3, рис. 3.11). Этот эффект объясняет нетривиальную зависимость критической температуры от числа п Си02 - плоскостей [28]. Очевидно, что появление дефектов в сверхпроводящих Си02 - плоскостях приведет к размытию протяженной особенности ван Хова и подавлению сверхпроводимости. Для получения максимальной критической температуры Тс(тах) необходимо чтобы было структурное совершенство Си02 - плоскостей и уровень Ферми находился в протяженной особенности ван Хова.

Когда ВТСП допируется дополнительным кислородом, эти условия автоматически выполняются. Дополнительный кислород, находясь вне плоскости (в центральной части изолирующих блоков), изменяет концентрацию дырок в СиОг - плоскости. Очень важно, что дополнительный кислород практически не влияет на подвижность.

Как уже говорилось, криогенный скол дает возможность настройки точечных контактов с помощью микрометрического винта. Обычно в процессе синтеза в границы зерен попадают дефекты. По этой причине баллистические (шарвиновские) точечные контакты с помощью разломов между зернами не получаются. В настоящей работе все точечные контакты работают в баллистическом режиме благодаря криогенному расколу самих зерен.

Точечная контактная (андреевская) спектроскопия в принципе дает более точные значения сверхпроводящей щели А, чем туннельная. Во-первых, субгармоническая щелевая структура (СГС) на В АХ контактов из-за многократных андреевских отражений может быть обнаружена только в субмикронном размере этих контактов, и, следовательно, гетерогенность этих образцов становится менее выраженной. Во-вторых, щелевой параметр рассчитывается из серии андреевских особенностей, числа n, которое может быть от 5 до 7 в чистых контактах, что значительно улучшает точность расчетов. В процессе образования контакта, разлом формируется вдоль ab-плоскостей из-за слоистой структуры купратов. Поэтому носители заряда в наноконтактах параллельны c-оси в большинстве случаев.

Основная особенность ВАХ ScS-типа андреевских контактов включает большой сверхток на низких напряжениях смещения и субгармоническую щелевую структуру (СГС), состоящую из серии острых скачков динамической проводимости dI/dV на напряжениях, которые удовлетворяют условию [62-65] 3.1 (см. гл. 3).

Обычно, СГС связывают с многократными андреевскими отражениями в ScS баллистических шарвиновских контактах [62-65]. Этот тип структуры следует отличать от СГС на ВАХ квантовых точечных контактов с низким прозрачным интерфейсом [66,67]. В последнем случае СГС состоит из серии максимумов динамической проводимости при смещениях напряжения Vn = 2/еп. С увеличением прозрачности интерфейса серия максимумов переходит в серию минимумов, которые согласуются с результатами 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 щели тах[78].

Как говорилось в гл. 2, качество СГС сильно зависит от отношения коэффициента квазичастичной средней длины свободного пробега / к радиусу контакта а [62-65]. В баллистическом режиме (1»а) нормальное сопротивление шарвиновского контакта [57-60] описывается формулой 2.3 (см. гл. 2).

Для ртутных купратов в главе 3, например, pl1 10" Омсм и/3 10" см. Те же оценки справедливы и для висмутовых и таллиевых купратов, которые исследованы в диссертационной работе в настоящей главе. Как и в главе 3 используем выражение 2.3 (глава 2) для грубой оценки радиуса контакта а. Типичное нормальное сопротивление Rs контактов в исследованных висмутовых и таллиевых купратах при Т=4.2 К находится в диапазоне 1030 Ом. Отсюда радиус точечных контактов а2.10"6 см. Таким образом, в исследованных купратах размер контакта и длина свободного пробега сопоставимы - 1а, что соответствует ограниченному числу п андреевских особенностей, которые составляют субгармоническую структуру (СГС) [62-65].