НАЦИОНАЛЬНА АКАДЕМIЯ НАУК УКРАЇНИ

ФIЗИКО-ТЕХНIЧНИЙ IНСТИТУТ НИЗЬКИХ ТЕМПЕРАТУР

ім. Б. I. ВЄРКIНА

Соловйов Андрій Львович

УДК 538.915; 538.945

ФЛУКТУАЦIЙНА ПРОВIДНIСТЬ ТА ПСЕВДОЩIЛИНА В ВИСОКОТЕМПЕРАТУРНИХ НАДПРОВIДНИКАХ

01.04.07 фізика твердого тіла

АВТОРЕФЕРАТ

дисертації на здобуття наукового ступеня

доктора фізико-математичних наук

Харків -2007

Дисертацією є рукопис

Робота виконана в Фізико-технічному інституті низьких температур

ім. Б. І. Вєркіна НАН України, м. Харків

Науковий консультант:

доктор фізико-математичних наук, професор

Дмитріев Віталій Михайлович, Фізико-технічний інститут низьких

температур ім. Б. І. Вєркіна НАН України, м. Харків, завідувач

відділу надпровідності

Офіційні опоненти:

доктор фізико-математичних наук, професор

Оболенський Михайло Олександрович, Харківський національний

університет ім. В. Н. Каразіна МОН України, м. Харків, завідувач ка-

федри загальної фізики

доктор фізико-математичних наук, професор

Свистунов Володимир Михайлович, Національний технічний уні-

верситет „Харківський Політехнічний Інститут ” МОН України, завіду-

вач кафедри технічної кріофізики

доктор фізико-математичних наук, старший науковий співробітник

Д’яченко Олександр Іванович, Донецький фізико-технічний нститут

ім. О. О. Галкіна НАН України, м. Донецьк, старший науковий співро-

бітник відділу комплексних фізичних досліджень в екстремальних

умовах

Захист відбудеться “ 18 _березня 2008 р. о _15_ годині на засіданні Спеціалізованої вченої ради Д64.175.03 при Фізико-технічному інституті низьких температур ім. Б. І. Вєркіна НАН України за адресою: 61103, м. Харків, пр. Леніна 47

З дисертацією можна ознайомитись у бібліотеці ФТІНТ ім. Б. І. Вєркіна НАН України, за адресою: 61103, м. Харків, пр. Леніна 47.

Автореферат розісланий “_8 _лютого__ 2008 р.

Вчений секретар Спеціалізованої вченої ради Д64.175.03

доктор фізико-математичних наук, професор Є. С. Сиркін

ЗАГАЛЬНА ХАРАКТЕРИСТИКА РОБОТИ

Актуальність теми. Основна частина досліджень високотемпературних надпровідників (ВТНП) пов'язана з вивченням ефектів сильної обмінно-кореляційної взаємодії в таких системах [1] і їхніх проявів, як у нормальному, так і у надпровідному стані. Однак, незважаючи на значні зусилля дослідників, як і раніше немає ясності в питанні про механізми розсіювання носіїв заряду й, що більш важливо, про механізми надпровідного спарювання у ВТНП. Пояснюється це надзвичайною складністю електронної структури ВТНП, у яких квазiдвовимірність пов'язана із сильними зарядовими та спіновими кореляціями [2,3].

Поступово стало очевидним, що фізика надпровідності у ВТНП може бути зрозуміла, насамперед, шляхом вивчення їхніх властивостей у нормальному стані, які є досить специфічними [3,4]. Серед цих досліджень істотне місце займає вивчення флуктуаційної провідності (ФП), що безпосередньо розглядає можливість виникнення спарених фермiонів при температурах, що помітно перевищують Тс, і механізми, що приводять до їхнього утворення [5,6].

Актуальність проведених у дисертаційній роботі досліджень полягає у розробці нового підходу до аналізу ФП і його застосуванні для вивчення незвичайного нормального стану, особливостей механізму спарювання й електронних транспортних властивостей купратних ВТНП, таких як YBa2Cu3O7-y (YBCO) і Y1-xPrхBa2Cu3O7-y (YPrBCO). Питання про взаємну конкуренцію й співіснування pd змішування й хабардовських взаємодій при зміні рівнів допування й температури є одним із центральних у даній дисертації.

У купратах такі дослідження здобувають особливу актуальність, оскільки в області температур Tc < T < T* ВТНПсистема переходить у новий незвичайний стан, що характеризується виникненням псевдощілини (ПЩ) [3,6]. Значна увага в дисертації приділено розробці нового підходу до дослідження ПЩ-стану у ВТНП і його застосуванню для вимірювання й аналізу величини та температурної залежності ПЩ у системах YBCO і YPrBCO. Підхід заснований на поданні про те, що надмірна провідність ?'(Т) формується в результаті утворення у ВТНП, при Т нижче певної характеристичної температури Т*, парних станів у вигляді невзаємодіючих сильно зв'язаних бозонів, що демонструють перехід від режиму локальних пар, що підкоряються теорії Бозе-Ейнштейновської конденсації (БЕК), до режиму флуктуаційних куперівських пар, що підкоряються теорії БКШ.

Зв'язок роботи з науковими програмами, темами. Дисертаційну роботу було підготовлено i виконано у відділі надпровідності Фізико-Технічного Інституту Низьких Температур ім. Б. I. Вєркіна НАН України.

Дослідження, що складають зміст дисертації, були проведені у відповідності до тематичного плану інституту за відомчою тематикою, яка затверджена Президією НАН України з наступних тем: "Нелінійна електродинаміка надпровідників" (номер державної реєстрації 0195U009862); "Нерівноважні та нестаціонарні явища в надпровідниках" (номер державної реєстрації 0196U002946); "Квантові когерентні явища в надпровідних та мезоскопічних структурах" (номер державної реєстрації 0100U006265); "Когерентні струмові стани в планарних структурах із звичайних та високотемпературних надпровідників" (номер державної реєстрації 0102U003099) і в рамках програм фундаментальних і науково-технічних досліджень в Україні 09.01 (ВТНП) по проекті № 09.01.01/ 040-94 "Дослідження ефекту Холу у високотемпературних надпровідниках" (шифр "Хол-1"), а також по міжнародних грантах Товариства Макса Планка (Німеччина) (дослідження сильно корельованих електронних систем). При виконанні цих тем автор був одним з відповідальних виконавців, а по проекті "Хол-1" був керівником роботи.

Мета проведеного дослідження полягає в тому, щоб одержати інформацію про основні електронні процеси й взаємодії, яки формуют нормальну та надпровідну фази в мідно-оксидних ВТНП.

Об'єктом дослідження є процеси флуктуаційного спарювання та квазічастинкової взаємодії в системах із сильними електронними кореляціями.

Предметом дослідження є електронні процеси й взаємодії.

Задачі дослідження були багатоплановими.

На першому етапі роботи першочерговим було завдання:

– розробити концепцію аналізу флуктуаційній провідності в сильно корельованих мідно-оксидних ВТНП із активною площиною CuO2;

– на основі систематичних комплексних досліджень, що базуються на результатах вимірів ВТНП зразків з різним рівнем допування, з'ясувати закономірності поводження ФП у таких системах і визначити основні флуктуаційні внески у ФП;

визначити величину часу фазової релаксації флуктуаційних куперівських пар ?? і довжини когерентності ?(0) у ВТНП і вивчити еволюцію їхнього поводження у ВТНП-системах при зменшенні щільності носіїв заряду.

Завдання другого етапу дослідження можна сформулювати так:

запропонувати обґрунтований підхід до опису температурної залежності надлишкової провідності ?'(T) при Tc<T<T* і одержати рівняння для опису температурної залежності ПЩ;

– у рамках такого підходу виявити й вивчити найбільш характерні особливості поводження ПЩ у системах YBCO з різною щільністю носіїв заряду;

виявити особливості переходу від БЕК до БКШ при наближенні Т к Тс.

Достовірність положень та висновків роботи підтверджується тім, що результати були отримані за допомогою добрі розвинених методів вимірювань i частково підтверджені в інших наукових працях.

Наукова новизна одержаних результатів полягає в наступному:

– Розроблено новий підхід до аналізу флуктуаційної провідності в сильно корельованих мідно-оксидних ВТНП. У рамках цього підходу вперше досліджена ФП у добре структурованих, але слабко допованих (Тс 55 К) плівках YBCO і плівках із Тс80 К, у плівках YBCO зі штучно впровадженими дефектами, плівках YPrBCO і надгратках (НГ) YBCOYPrBCO.

– Вперше виявлено внесок Макі-Томпсона (МТ) у ФП добре структурованих плівок YBCO з різним змістом кисню й систем YPrBCO, спостережуваний в області двовимірних (2D) флуктуацій (Т>T0). Показано, що поблизу Тс ФП усіх без винятку ВТНПсистем визначається 3D внеском Асламазова-Ларкина (АЛ). Як наслідок, при Т = Т0 > Тс виявлено чіткий розмірний кроссовер МТ-АЛ (2D–3D) типу на залежностях ?'(T) YBCO плівок і НГ YBCO –YPrBCO.

– Вперше виявлено, що для всіх зразків співвідношення скейлінгових множників в 3D і 2D температурних областях C* = C3D/C2D = (1,82 0,2). Цей результат дозволяє говорити про те, що в 2D області температур флуктуаційні пари є двовимірними й, також як і нормальні носії, розташовані в CuO2 площинах.

– Вперше показано, що для плівок YBCO без дефектів, але з різною щільністю носіїв заряду, ?? (100 K) = (3,33 ± 0,03) · 1013 с. Близьке значення ??(100 K) (4 ± 0,3) · 1013 с отримано для плівок YPrBCO і для симетричних НГ YBCOYPrBCO.

– Показано, що в системах YBCO довжина когерентності ? і Тс зв'язані співвідношенням ? ~ 1/Тс ~ 1/?(0), і ? зростає зі зменшенням Тс. Встановлено, що величина параметра порядку ?(0) повинна зменшуватися при зменшенні допування. У той же час, експериментальні значення параметра ??(100K)? лінійно зростають із ростом Тс, що, швидше за все, також є фундаментальною властивістю YBCO систем.

– Розроблено системний підхід до аналізу псевдощілини в мідно-оксидних ВТНП. У рамках запропонованого підходу одержано рівняння, що дозволяє адекватно описати залежність ?'(Т) всіх зразків, що досліджувалися, при Tc<T<T*. На підставі аналізу експериментальних даних отримано рівняння для температурної залежності псевдощілини ?*.

– Вперше детально досліджені залежності ?*(Т) у плівках YBCO з різним змістом кисню та плівках Y1-xPrхBa2Cu3O7-y. Показано, що в слабко допованих зразках YBCO ?*(Т) практично не залежить від температури.

– Вперше виявлено максимум на залежностях ?*(Т) при Т = Тm. Встановлено, що для всіх плівок YBCO максимум ?*(Т) спостерігається при тій же температурі Тm 133 К, якій відповідає однакове значення довжини когерентності ab(Tm(Y)) 18A. У той же час, у плівках YPrBCO температура максимуму Тm(Pr) 110 К на ~ 23 К нижче, ніж Тm(Y) і, відповідно, ab(Tm)(Pr) 45,2 A, що в 2,5 рази більше, ніж в YBCO.

– Встановлено, що ab(Tm(Y)) 18A це є критичний розмір локальних пар у системах Y123, при перевищенні якого локальні пари, що підкоряються БЕК, трансформуються в куперівські пари, що підкоряються БКШ. Отриманий результат дозволяє говорити про експериментальне спостереження переходу БЕК–БКШ при зменшенні температури в системах із проміжною щільністю носіїв заряду.

Практичне значення одержаних результатів. Основні результати роботи отримані вперше й можуть бути використані для відповіді на питання про динаміку носіїв заряду в сильно корельованих двовимірних системах, про механізми надпровідного спарювання в мідно-оксидних ВТНП і, в остаточному підсумку, для рішення фундаментальної проблеми про природу високотемпературної надпровідності. Розроблені експериментальні методи дозволяють проводити діагностику різних механізмів флуктуаційного спарювання у ВТНП і, використовуючи результати ФП-аналізу, одержувати інформацію про наявність або відсутність у плівках ВТНП дефектів і про природу останніх. Такий аналіз представляється досить важливим при розробці плівкових ВТНП-пристроїв, у яких необхідно забезпечити високі щільності критичних струмів.

Крім того, вивчення ФП і ПЩ в YBCO-системах з різним рівнем допування й системах YPrBCO поглиблює й розширює знання про нові можливі механізми надпровідності й про її взаємозв'язок з магнітною підсистемою, що важливо з погляду пошуку нових надпровідних матеріалів з високими критичними параметрами й для одержання речовин з наперед визначеними властивостями. У цьому випадку дослідження ПЩ може дати пряму інформацію про величину та температурну залежність параметра порядку флуктуаційних пар і його модифікації при зміні щільності носіїв заряду й впровадженні допантів, наприклад Pr, у ВТНП.

Особистий внесок здобувача. Представлені у дисертації результати досліджень отримані у співавторстві. Авторові належить постановка резистивних експериментів, вимірів ефекту Холу й МКС спектрів; з його участю сформульовані тема, мета й обґрунтування завдань дослідження. Автор брав безпосередню участь у роботах зі створення та налагодження експериментальних установок. Експериментальні дослідження, обробка даних і їхній теоретичний аналіз виконані автором або при його особистій участі. Він є автором 2 моностатей. Автором сформульовані і обгрунтовані висновки та положення розділів i підсумкові висновки та узагальнення, які наведені у дисертації.

Апробація результатів дисертації. Матеріали i результати досліджень доповідались та обговорювались на ряді конференцій, нарад, семінарів, у тому числі:

Всесоюзном совещании по проблемам высокотемпературной сверхпроводимости (Белоярская АС, Россия, 1987)

I Всесоюзной конференции по ВТСП (г. Харьков, Украина, 1988)

International Conference on Macroscopic Quantum Phenomena ? ICMQP

(Smolenice Castle, Czechoslovakia, 1989)

1-st Soviet – German Bilateral Symposium on High-Temperature

Superconductors (Kharkov, Ukraine, 1989)

II Bcecoюзной конференции по ВТСП (г. Киев, Украина, 1989)

Third German-Soviet Bilateral Seminar on High-Temperature

Superconductivity (Karlsruhe, Germany, 1990)

M-HNSC III International Conference (Kanazawa, Japan, 1991)

International Winterschool on Electronic Properties of High Temperature

Superconductors ? IWEPS 92 (Kirchberg, Tyrol, Austria, 1992)

Fruhjahrtagungen der Deutschen Physikalischen Gessellschaft, Abteilung fur

Festkorperphysik (Regensburg, 1993)

International Conference on Strongly Correlated Electron Systems (San-Diego,

California, USA,1993)

Materials and Mechanisms of Superconductivity High-Temperature Superconduc-

tors, 4-th International Conference (Grenoble, France, 1994)

International Conference on Strongly Correlated Electron Systems (Karlsruhe, Germany, 1996)

10th Anniversary HTS Workshop on Physics, Materials and Applications

(Houston, Texas, USA, 1996)

International Workshop on Tl and Hg based Superconducting Materials

(Cambridge Univ., U.K, 1997)

Публікації. Основні результати дисертації цілком та вчасно опубліковані в 23 статтях, серед яких 22 статті – у провідних наукових журналах України i зарубіжжя i одна – у матеріалах конференції. Крім того опубліковано 12 тез доповідей на конференціях.

Структура та обсяг дисертації. Дисертація складається з вступу, 8 розділів, висновків, списку використаних джерел. Повний обсяг дисертації складає 283 сторінки, 56 ілюстрації, 12 таблиць та список використаних джерел з 275 найменувань, що займає 27 сторінок.

ОСНОВНИЙ ЗМIСТ ДИСЕРТАЦIЇ

У Вступі міститься стисла характеристика напрямку обраного дослідження, визначено місце дослідження серед інших. Обгрунтована актуальність, мета та основні завдання дослідження, показані наукова новизна i наукова цінність одержаних результатів, коротко сформульовані головні висновки роботи.

Перший розділ носить оглядовий характер. У розділі докладно розглядаються особливості електронної та зонної структури ВТНП залежно від рівня допування. Висловлюється й обґрунтовується припущення про те, що саме одночасна реалізація квазідвовимірності та сильних електронних кореляцій, що приводить до появи класу 2D-корельованих електронних систем, є необхідною умовою для виникнення високотемпературної надпровідності.

Приводиться великий огляд різних теормоделей, більша частина яких ґрунтується на моделі Хабарда, у якій основну роль грає сильне кулонівське відштовхування електронів на одному центрі [7], яке може привести к анізотропному d -спарюванню. Це – так звані нефермі-рідинні (НФР) моделі. Інший підхід демонструє інша група робіт, що базують на поданні про наявність сильної електрон-фононної взаємодії (ЕФВ) у ВТНП [1]. Однак НФР моделі не дають відповіді на питання, чому ВТНП мають настільки високі Тс і чому Тс залежить від кисневого індексу. Тоді як ЕФВ саме по собі навряд чи може забезпечити анізотропне d-спарювання, що передбачається переважаючим у купратах [1].

Наведено огляд теормоделей, що розглядають природу ПЩ-стану у ВТНП. Показано, що дотепер немає загальноприйнятої точки зору щодо природи цього явища, у якому спостерігаються властивості як нормальної, так і надпровідної фаз [3,6]. Однак поступово переважною стає думка, що виникнення ПЩ у купратних ВТНП обумовлено існуванням спарених ферміонів при Т < Т* найбільш імовірно у вигляді сильно зв'язаних бозонів (локальних пар) [8]. Розглянуто концепцію сильно зв'язаних бозонів у ВТНП і теоретичні основи ФП у ВТНП.

В другому розділі показано, що в резистивних вимірах псевдощілина проявляє себе як відхилення поздовжнього питомого опору ?xx(T) від лінійної залежності до менших значень при Т Т*, що приводить до виникнення надлишкової провідності ?'(T) = [?N(T)??(T)]/[?N(T)?(T)]. Питання про те, чи можна повністю приписати появу надлишкової провідності ?'(Т) у купратах флуктуаційному куперівському спарюванню або є які-небудь інші фізичні механізми, відповідальні за зменшення ?xx(T) в інтервалі температур Tc <T< T*, є одним із центральних у сучасній фізиці ВТНП. З'ясування цього питання: є одним з основних завдань дисертації.

Для того, щоб отримати необхідну інформацію нами, в рамках відповідних флуктуаційних теорій, були проаналізовані залежності ?'(T), вперше виміряні на добре структурованих плівках YBa2Cu3O7-y (YBCO) з різним змістом кисню, (розділ 4), на плівках YBa2Cu3O7-y з зі штучно створюваними дефектами (розділ 5), а також на ВТНП-системах с празеодимом: плівках Y1-xPrxBa2Cu3O7-y (YPrBCO) (розділ 7) и надгратках YBa2Cu3O7-y Y1-xPrxBa2Cu3O7-y (YBCO YPrBCO) (розділ 7). Був визначений и вивчений взаємозв’язок ФП и критичних токів в плівках YBa2Cu3O7-y, виміряних на тих самих зразках (розділ 6). В рамках запропонованого нами підходу до аналізу псевдощілини в ВТНП також був проведений всебічний аналіз високотемпературної частини залежностей ?'(T) плівок YBa2Cu3O7-y и Y1-xPrxBa2Cu3O7-y (розділ 8).

У підрозділі 2.1 обґрунтовується постановка завдання та вибір об'єктів дослідження. Розглядається стан питання з експериментальним дослідженням ФП і ПЩ у ВТНП до початку наших досліджень. Відзначається, що фактично був відсутній системний підхід до аналізу як ФП, так і псевдощілини у ВТНП.

У підрозділі 2.1.3 сформульовані основні вимоги до ВТНП зразків. Показано, що для одержання надійних і відтворених даних при проведенні експериментів із ВТНП необхідно проводити дослідження на високоякісних зразках, якими є епітаксіальні, с - орієнтовані, тонкі плівки YBCO.

Рис. 1 а. Еволюція залежностей dV/dI(V) S-C-N контакту з YBCO при зростанні температури: крива 3 ? 4,2 К, 4 ? 45 К, 5 ? 71 К (? Тс), 6 ? 72 К (? Тс). Криви 1 та 2 ? ВАХ контакту при Т= 4,2 К (2) и Т ? Тс (1).

Рис. 1 б. Температурна залежність енергетичної щілини ?1(Т) в YBCO (кружки та хрестики). Квадрати (і хрестики) ? температурна залежність другого мінімуму ?2(Т), який спостерігається при більших енергіях. Безперервні лінії ? теорія БКШ, відповідно, для ?1(Т) і ?2(Т).

У підрозділі 2.2 коротко розглядаються основні принципи технології виготовлення ВТНП плівок за допомогою імпульсного лазерного напилювання – метод PLD [9]. Відзначається, що фундаментальною властивістю методу PLD є те, що він у точності відтворює композиційну сполуку мішені у випаруваній субстанції

У підрозділі 2.3 розглянуті методи структурного аналізу плівкових ВТНП- систем, для якого використовувалися дані рентгенівських і раманівських спектрів. Дуже інформативними є результати вивчення раманівських спектрів систем PrBaCu і особливо надграток YBa2Cu3O7-y PrBa2Cu3O7-y (НГ) [9].

У підрозділі 2.4 розглядається вимірювальна апаратура й методика експерименту як при вимірі флуктуаційній провідності та ефекту Холу (підрозділ 2.4.1), так і при вимірі критичних струмів і МКС спектрів (підрозділ 2.4.2).

У третьому розділі наведені результати дослідження S-c-N контактів ВТНП ? нормальний метал, як на постійному струмі, так і у надвисокочастотних (НВЧ) полях. Як ВТНП-електрод використовувалися полікристалічні кераміки YBa2Cu3Ox, Bi2Sr2CaCu2Ox і Tl2Ba2CaCu2Ox. Відповідно до теорії МКС [10] провідність таких контактів визначається процесами андріївського відбиття на N-S границі (підрозділ 3.2).

У підрозділі 3.3 показано, що при дослідженні точкових S-c-N контактів з YBa2Cu3Ox при низьких температурах удалося спостерігати типову для класичного андріївського відбиття структуру на dV/dI(V) з максимумом при V= 0 і щілинними особливостями у вигляді двох симетричних мінімумів при V = /e (Рис.1, а). Використовуючи результати цих вимірів, була зроблена оцінка величини співвідношення 2(0)/kTc, що для YBCO виявилася рівною (5 ? 5,5). Згідно з нашими даними, це було одне з перших повідомлень, у якому називалася правильна величина 2(0)/kTc в YBCO.

При збільшенні температури структура із двома мінімумами розмивається й зникає при Т Тс (Рис.1, а). Температурна залежність ?, яка випливає із цих експериментів, до Т/Тс ? 0,9 слідує теорії БКШ (Рис.1, б).

Разом з низькотемпературним мінімумом при V 0 і другим мінімумом при V = ?2/e, на dV/dI(V) контактів з керамікою YBCO спостерігалися і інші особливості (Рис. 1, а). Наприклад, при низьких температурах має місце добре визначена структура періодичних піків диференціального опору Rd(V) = dV/dI(V) при напрузі V > /e (Рис. 1 а, крива 3). При Т = 4,2 К спостерігалися шість піків з максимумами при 23, 30, 33, 43, 49 и 55 мВ, що співпадає з даними роботи [10], а також з результатами, отриманими для монокристалів [11]. При зростанні температури піки стають менше і при Т 45 К повністю зникають. Положення знайдених максимумів на вісі V відповідають характеристичним фононним частотам в YBCO [10,11], що може вважатися як одна з ознак сильної електрон-фононної взаємодії в купратах (ЕФВ) (див. підрозділ 1.3.2). Також була виявлена нетипова для класичних надпровідників залежність R0d(T) у контактах з YBCO, що показує, що у ВТНП температурна залежність провідності нижче Тс, в основному, визначається квазічастинками з енергією E<?.

У підрозділі 3.4 наведені результати дослідження ВТНП S-c-N контактів у НВЧ полях. Показано, що немонотонна температурна залежність НВЧ відгуків V0 і, насамперед, VP, який є обумовлений розпарюючою дією НВЧ сигнала, зберігається до температур Т *~ 230 К (Рис. 2). Виходячи з концепції псевдощілини в купратах, можна затверджувати, що цей результат прямо вказує на реалізацію ПЩ стану у ВТНП при Т Т*. При дослідженні S-c-N контактів з керамікою Tl-2212 при низьких температурах спостерігалася залежність надлишкового струму Iexc від потужності НВЧ сигналу Р, яка осцилює за законом J0 2(Р). Ближче до Тс спостерігалося збільшення (стимуляція) Iexc(Р) НВЧ випромінюванням. Таким чином, і при

Рис. 2. Температурні залежності VP (хрестики), V0 (точки) і опору контакту R (квадрати) нормовані на свої максимальні значення. Кружки ? залежність опору полікристала R0(T).

низьких температурах, і ближче до Тс, надлишковий струм ВТНП S-c-N контактів виявляє поводження, типове для класичних надпровідників, що може розглядатися як ще один доказ впливу ЕФВ на процеси спарювання у ВТНП.

У четвертому розділі представлені результати досліджень ФП у різних ВТНП системах.

У підрозділі 4.1 розглянуті результати дослідження ФП у полікристалічних ВТНП Tl-2212. Істотним результатом цих вимірів, що принципово відрізняє ВТНП-системи від класичних надпровідників, є те, що при наближенні Т до Тс ВТНП?система завжди трехмеризується.

У підрозділі 4.2 пропонується й обґрунтовується концепція нового підходу до аналізу флуктуаційної провідності у ВТНП. Основні складові цього підходу є: а) визначення Tcmf по залежності ?'–2(T) до його перетинання з віссю температур; б) екстраполяція експериментальних даних поблизу Тс 3D рівнянням теорії АЛ, а не теорії Хикамі-Ларкина (ХЛ) [5] і, як наслідок, визначення ?с(0) формулою

?с(0) = d?01/2, (1)

де ? = (T?Tcmf)/Tcmf, що дає вдвічі більші значення ?с(0) ніж теорія ХЛ, причому Tcmf є саме тією температурою, що відокремлює область ФП від області критичних флуктуацій [5]; в) введення позначення [1,203(l/?ab)] = ?, у результаті чого параметр

???T=(?h)/(8k?0)=A?0?1 (2)

також стає функцією ?0 і може бути обчислений із ФП аналізу; г) визначення щільності носіїв заряду n0 і довжини вільного пробігу l з вимірів ефекту Холу й, в остаточному підсумку, визначення часу фазової релаксації флуктуаційних пар ??(100K). Аналіз ФП в усіх без винятку зразках, що досліджувалися, був проведений у рамках саме цього підходу.

У підрозділі 4.3 розглядаються результати дослідження флуктуаційної провідності в плівках YBCO з різним змістом кисню. На всіх зразках виявлений флуктуаційний внесок Макі-Томпсона у ФП і, як наслідок, чіткий розмірний кроссовер МТ-АЛ (2D–3D) типу при Т = Т0 на залежностях ?'(T) поблизу Тс (Рис. 3). Таким чином, показано, що механізми флуктуаційного спарювання

Рис. 3. Залежність ln?'(ln?) для оптимально допованого зразка F1 з Tcmf = 88,46K (точки). Пунктир – теорія АЛ; безперервна лінія – теорія ХЛ (МТ внесок).

нижче й вище Т0 істотно розрізняються (підрозділ 4.3.2).

Вперше досліджена флуктуаційна провідність у дуже слабко допованих плівках YBCO ( Тс 55 К) і плівках YBCO з Tc 80 К. Вивчено особливості поводження ФП у таких ВТНП (підрозділи 4.3.3 і 4.3.4). Отримані результати систематизовані у Таблиці 1, де усі параметри, окрім ?с(0), визначаються при Т=100 К, як це прийнято в літературі.

Виявлено, що для всіх зразків співвідношення масштабних множників C*=C3D/C2D = (1,82 0,2).

Таблиця 1

Зра-зок | ?F

(107cм/ с)H

(cм2/ В*с) | ?

(10-13 с) | ?с(0)

(?) | n0 | ??

(10?13 с) | C* | F1 | 1,17 | 16,55 | 0,42 | 1,65 | 0,47 | 3,35±0,1 | 1,84 | F3 | 1,15 | 16,80 | 0,40 | 1,75 | 0,42 | 3,30±0,1 | 1,82 | F4 | 1,15 | 16,56 | 0,38 | 1,78 | 0,40 | 3,36±0,1 | 1,82F6 | 1,16 | 15,92 | 0,26 | 2,64 | 0,20 | 3,36±0,1 | 1,81 |

Цей результат дозволяє говорити про те, що в області 2D флуктуацій ефективний об'єм зразка становить приблизно 1/2 від його геометричного об'єму. Це означає, що в цій області температур флуктуаційні пари є двовимірними й, також як і нормальні носії, розташовані в площинах CuO2.

Також показано, що для всіх вивчених зразків ?? (100K) = (3,33 ± 0,03)·1013с и ?? >> ? ? транспортного часу нормальних носіїв заряду. Таким чином, можна зробить висновок, що знайдені значення ?? (100K) и C*, незалежно від змісту кисню в зразках, є універсальними для YBCO оксидів, що складає основний експериментальний результат дослідження ФП в добре структурованих YBCO системах. Цей результат з великій імовірністю дозволяє говорити про те, що спінові флуктуації та інші типи взаємодії квазiчастинок у ВТНП, сильно впливаючи на механізм розсіювання нормальних носіїв заряду при зміні змісту кисню, фактично не впливають на механізм надпровідного спарювання, що характеризується саме величиною ??. Велике значення ?? приводить до малих значень константи взаємодії флуктуаційних пар, ?cor. Це означає, що взаємодія флуктуаційних пар з нормальними носіями заряду, що властиво й визначає процеси розпарювання, досить слабке. Таким чином, при досить високих температурах можливість флуктуаційного спарювання у ВТНП досить імовірна, що може пояснювати спостереження спарених ферміонів у ВТНП при температурах, що помітно перевищують Tc [6,8].

Ще один результат полягає в тому, що співвідношення між довжинами когерентності досліджених плівок виявилося рівним оберненому співвідношенню їх критичних температур, тобто ?с(0) ~ 1/Тс. При цьому залежність довжини когерентності від Тс у системах YBCO так само, як і в класичних надпровідниках, визначається рівнянням

?с ~ h?F/[??(0)] ~ 1/Tc (3)

Очевидно, що в цьому випадку ?F має бути константою, що й знайдено нами при розрахунку параметрів (Табл. 1). Якщо брати до уваги, що 2?(0)/kBTc 5 у YBCO оксидах і вважати, що ?0 = ?с(0), рівняння (3) можна переписати як

?с(0) = G/Tc , (4)

де G =2Kh?F/[5?kB] і K 0,12 є коефіцієнт пропорційності. Залежність ?с(0) як функція Tc, розрахована по рівнянню (4) з G=1,46·10?6?K, яке було обчислено для зразка F1, представлена на Рис. 4 суцільній лініей. Точки ? експериментальні значення ?с(0) для всіх вивчених зразків, разом зі зразком М-23 (Тс=90 К) із спеціально впроваджуваними дефектами [13]. Необхідно підкреслити, що для 80-кельвинових зразків це саме ті значення ?с(0), яки визначаються другім кросовером при ? = ?0 (див. підрозділ 4.3.4). Як видно з Рис. 4, спостерігається дуже гарна відповідність експериментальних і розрахованих даних, що, однозначно, указує на те, що відповідні значення ?0, по яких розраховувалися значення ?с(0) всіх плівок, були обмірювані правильно. Оскільки значення ??(100K), також визначаються температурою ?0 МТ-АЛ кросовера, отриманий результат, на наш погляд, є ще одним доказом того, що значення ?? (100K) також визначені вірно й безсумнівно вказує на те, що механізм спарювання високотемпературної надпровідності в значній мірі підкоряється загальної теорії надпровідності. На Рис. 4 наведена також залежність ??(100K)? від Тс (кружки) для тих же зразків, нормована на ??(100K)? = 5,9 · 10?13 с (зразок F6) для того, щоб сполучити шкали. Видно, що отримані з нашого аналізу значення ??(100K)? лінійно збільшуються з ростом Тс, що, швидше за все, також є внутрішньою властивістю YBCO систем.

У підрозділі 4.4 представлені результати вимірів температурної залежності коефіцієнта Холу RH(T), аналіз яких дозволив визначити щільність носіїв заряду nf і довжину вільного пробігу l у досліджуваних плівках і, в остаточному підсумку, обчислити значення часу фазової релаксації флуктуаційних пар ??(100K), як це було відзначено вище, за вимірюваним значенням параметра ??(100К)?. Із цих вимірів, зокрема, встановлено, що величина холовської рухливості ?H(100 К) і ферміївської швидкості ?F у добре структурованих плівках YBCO практично не міняється при зменшенні змісту кисню (Табл. 1). Отриманий результат може розглядатися як додатковий аргумент на користь правильності підходу, що розвивається в роботі, до аналізу ФП, оскільки ?H= RH/(?C3D), де всі параметри, виміряються незалежним чином. Таким чином, у ВТНП, принаймні в системах YBCO, відношення RH зразків з різними Тс повинне рівнятися відношенню

добутків (?C3D), що й підтверджується нашими результатами

У п'ятому розділі представлені результати досліджень ФП у плівках YBCO зі штучно створюваними дефектами. Різного роду структурні дефекти у ВТНП плівках і монокристалах можуть істотно впливати на процеси розпарювання й, як наслідок, на поводження ПЩ у ВТНП.

Тому дослідження ФП у плівках YBCO із систематично впровадженими дефектами становить великий інтерес і може дозволити прояснити ситуацію. Дефекти у ВТНП плівках генеруються

Рис. 4. Залежність ?с від Тс плівок YBCO: зразок М23 ? Тс=90 К, зразок F6 ? Tc =54,2K (точки). Безперервна лінія ? залежність ?с ~ h?F/[??(0)] для зразка F1. Кружки ? залежність ??(100K)? від Тс для тих же плівок, що апроксимується прямій лінією (пунктир).

підложкой [13]. Для з'ясування деталей YBCO плівки напилялися методом PLD на спеціально приготовлені підложки SrTiO3 (001), які вирізалися й полірувалися з відхиленням на кут =10° від кристалографічної вісі (001) у напрямку [010] (підрозділ 5.1). При цьому виникають множинні дефекти "росту" у зразках, які перетинають всю товщину зразка й лініарізуються уздовж однієї із сторін підложки [13]. Така одномірна природа виникаючих у цьому випадку дефектів веде до винятково сильної анізотропії властивостей плівок.

У наших експериментах була виявлена сильна анізотропія опору (Рис. 5) та ФП залежно від того, чи проводяться виміри уздовж (напрямок L) (підрозділ 5.3) або поперек (напрямок Т) (підрозділ 5.4) дефектів. Виявлено, що температурна залежність ФП, обмірювана в напрямку L виявилася різною, залежно від товщини плівок. Встановлено, що чим товщэ є зразок, тим сильніше вплив дефектів на флуктуаційне спарювання. Відповідно, у більш тонких плівках дефекти сильніше впливають на розсіювання нормальних носіїв заряду, збільшуючи відношення ?T/ ?L.

Було показано, що ФП, обмірювана в напрямку Т, сильно подавлена. Відповідно, вище температури кроcовера Т0 інтенсивність розсіювання флуктуаційних пар в три рази більше, ніж у напрямку L. Як результат посилення механізму розриву пар в напрямку Т, температурна область ПЩ в обох зразках помітно скорочується: Т*L Т*Т ? (20 ? 45) К (Рис. 5), підтверджуючи припущення про те, що фізика утворення ПЩ у ВТНП у значній мірі визначається наявністю спарених ферміонів у цій області температур. У той же час, в області температур поблизу Тс, де

Рис. 5. Температурна залежність ?xx(T) для зразка M23, обмірювана, відповідно, у напрямках L (нижня крива) і T. Пунктир - екстраполяція опору в нормальному стані в область високих та низьких температур. Стрілками позначені температури Т*.

реалізується 3D об'ємна ФП, механізм флуктуаційного спарювання той самий для всіх вивчених зразків, і ФП у цій області температур завжди визначається 3D внеском теорії АЛ. Як і раніше, співвідношення С* = C3D/ С2D ? (1,82 ± 0,2), як результат шаруватої, квазідвувимірної електронної структури купратів.

Результати, отримані в цьому розділі були використані при аналізі взаємозв'язку між ФП і щільністю критичних струмів у плівках YBCO (розділ 6), а також при дослідженні плівок YPrBCO (розділ 7).

У шостому розділі проведені дослідження взаємозв'язку флуктуаційної провідності із критичними струмами в плівках YBCO, що містять різну кількість дефектів. Основна мета цих досліджень – з'ясувати можливий взаємозв'язок псевдощілини й динаміки квазічастинок у ВТНП нижче Тс.

У підрозділі 6.1 показано, що струмонесуча здатність або критична щільність струму jc у ВТНП у значній мірі, визначається наявністю в зразку різних структурних дефектів, що є ефективними центрами пінінга, що обумовлено винятково малою довжиною когерентності ?(0) у ВТНП. Вимірювана в експерименті температурна залежність щільності критичного струму ВТНП може бути представлена у вигляді jc(T)=jc(0)(1 -T/Tc)s [14]. Тут jc(0) ? максимальне значення щільності критичного струму, одержуване екстраполяцією експериментальних даних до Т=0, а показник ступеня s визначається типом безладдя в зразку, відповідальним за пінінг одиночних вихрів Абрикосова на структурних дефектах.

У полікристалічних ВТНП величина jc(T) обмежена наявністю в таких зразках міжгранульних джозефсоновських контактів різного типу, які й будуть визначати нахил залежності jc(T). Для контактів типу надпровідник-ізолятор-надпровідник (SIS) s = 1 і s = 2 для контактів надпровідник-нормальний метал-надпровідник (SNS). Для складного контакту типу надпровідник – нормальний метал – ізолятор– надпровідник (SNIS) була отримана залежність jm(T) jc(0)· ·( 1-T/Tc)3/2, аналогічна температурної залежності струму розпарювання j0 [14].

Однак, незважаючи на значне число робіт, присвячених дослідженню jc у ВТСП, питання про залежність jc(Т) у с-орієнтованих епітаксіальних плівках YBCO, одержуваних лазерним напилюванням [9], у яких дефекти формуються досить специфічним образом [13], довгий час залишалося відкритим. Ситуація помітно прояснилася після появи моделі критичних струмів у ВТНП із малокутовими границями разорієнтації кристалічних блоків (МГРБ) [14].

У рамках теорії МГРБ вперше проведений порівняльний аналіз результатів, отриманих при вимірі флуктуаційної провідності й критичних струмів на плівках YBa2Cu3O7-y, що містять різну кількість дефектів. Виявлено й установлено взаємозв'язок між величиною й температурною залежністю ФП і величинами й температурними залежностями критичного струму й питомого опору зразків. З вимірів ФП випливає, що зміна цих величин і залежностей прямо пов'язана зі зміною числа дефектів "росту", а, отже, і центрів пінінга в досліджуваних плівка. Таким чином,

Рис. 6. Залежності jс(t) зразків W62 (кружки), W136 (квадрати) і W154 (трикутники) у подвійних логарифмічних координатах. Суцільні лінії - рівняння jc(T) = jc(0)(1-T/Tc)s з тими ж значеннями параметрів jc(0) і s, що наведені в тексті, пунктир ? s = 2.

аналіз ФП є відносно простим і досить ефективним методом одержання достовірної інформації про наявність дефектів і їхньому впливі на властивості ВТСП плівок, особливо в тому випадку, коли проведення структурного аналізу, за якимись причинами, не представляється можливим.

Було показано, що в плівках, що практично не містять дефекти (Рис. 6, зразок W62), залежність jc(T) повністю відповідає моделі МГРБ, демонструючи нахил s ? 3/2 удалині від Тс і s ? 2 поблизу Тс. По температурі зміни нахилу tc визначений кут взаємної разорієнтації блоків ? с(tc) 3,7?, що відповідає відстаням між крайовими дислокаціями d(c) ? 66 A >> ab(0) [14], і коефіцієнт прозорості границі разорієнтації Г1 6 ·103. Як i було очікувано, кут разорієнтації у даному випадку є малим, а коефіцієнт прозорості, навпаки, досить великий.

Детально вивчено поводження залежностей jc(T) в YBCO плівках, що містять дефекти. Встановлено, що збільшення нахилу залежності jc(T) і різке зростання щільності критичного струму, спостережуване в таких плівках, не вдається пояснити в рамках моделі МГРБ (Рис. 6). Показано, що в цьому випадку виявлені закономірності поводження ВТНП плівок пояснюються більшим, але різним числом дефектів у зразках. Встановлено, що в міру збільшення числа дефектів у плівці, величина й нахил залежності jc(T) швидко зростають, і максимальне значення jс(0) = 1,97 · 107 А/см2 с нахилом s 1,78 виявлено у зразка W154, у якого вплив дефектів виражено у найбільший мірі. На підставі отриманих даних ми вважаємо, що фізика процесів, визначаючих величину й температурну залежність jc в таких зразках зовсім інша, ніж в добре структурованих плівках и, тем паче, в полікристалах, і, як показує аналіз ФП, структурою дефектів "росту", яки формуються в с- орієнтованих епітаксіальних плівках ВТНП.

Таблиця 2

Зра-

зок | ?F

(107см/с) | RH (100K)

(10-9м3/Кул) | ?H(100K)

(см2/Вс) | ? (100K)

(1013 с) | ?с(0)

(?) | ??(100K)

(1013 с) | F1 | 1,17 | 2,45 | 16,55 | 0,42 | 1,65 | 3,35 ± 0,1 | F4 | 1,15 | 4,04 | 16,56 | 0,38 | 1,78 | 3,36 ± 0,1 | L100 | 2,3 | 1,34 | 7,1 | 0,102 | 3,35 | 4,0 ± 0,1 | S1 | 1,97 | 3,5 | 7,8 | 0,11 | 2,8 | 4,2 ± 0,2 | S21,85 | 2,68 | 7,8 | 0,12 | 2,55 | 4,3 ± 0,2 |

У сьомому розділі досліджені флуктуаційна провідність і транспортні властивості систем Y1-хPrxBa2Cu3O7-y з Pr. До таких систем належать плівки Y1-хPrxBa2Cu3O7-y (YPrBCO) і надгратки (НГ) (YBa2Cu3O7-y)M (PrBa2Cu3O7-y)N (YBCOPrBCO).

У підрозділі 7.2 розглянуті особливості електронної й зонної структури ВТНП-систем з Pr у рамках моделі Ференбахера – Райса (FR - модель) [15].

У підрозділах