Сайт переехал physreal.com

Эти фазы различаются своими электронными свойствами, детальную информацию о которых дает сканирующая туннельная спектроскопия (СТС), позволяющая определять локальную плотность состояний квазичастиц – электронов, характеристики которых (например, эффективная масса) модифицированы за счет их взаимодействия с фононами, другими электронами и пр. Так, например, измерение СТС-спектров ниобия при различных температурах свидетельствует о существовании при T<T_c сверхпроводящей щели Δ – энергетического интервала около уровня Ферми, в котором плотность квазичастичных состояний равна нулю (рис. 1).

Рис. 1. Дифференциальная проводимость g(V) ниобия при разных температурах. Кружки – эксперимент. Сплошные линии – теория БКШ. На первый взгляд, кажется, что сверхпроводящая щель Δ (если определять ее по расстоянию между двумя “когерентными” пиками) увеличивается с ростом температуры. Однако величина Δ, определяемая из требования наилучшего соответствия экспериментальных данных с предсказаниями модели БКШ, как ей и положено, уменьшается при увеличении температуры (вертикальные штрихи).

И здесь встает очень важный вопрос о количественной интерпретации эксперимента. Если для того же ниобия определять D непосредственно по расстоянию между максимумами дифференциальной туннельной проводимости g(V), то мы получим качественно неверную зависимость D от T (рис. 1). А вот если для описания экспериментальных данных использовать соответствующую формулу теории БКШ, которая учитывает эффект термического уширения спектров и в которую D входит как “подгоночный параметр”, то для D(T) получается совершенно другая зависимость, такая что D®0 при T®T_c. Таким образом, мало получить “сырую” экспериментальную информацию, ее нужно еще осмыслить и правильно обработать.

Рис. 2. Кружки – экспериментальные величины g(r,V) в ВТСП Bi₂Sr₂CaCu₂O_8+δ с концентрацией дырок p=0.1, усредненные по всем областям с одинаковой максимальной щелью D₁. Здесь Г₂^* =Г₂(E=D₁). Сплошная линия – теория БКШ для d-волнового сверхпроводника с затуханием квазичастиц Г₂=αE. Кривые для разных D₁ смещены относительно друг друга по вертикали.

В статье [1] ученые из США, Шотландии и Японии представили результаты измерения локальной дифференциальной проводимости g(r,V) при T = 4.2 К в шести монокристаллах Bi₂Sr₂CaCu₂O_8+δ с различной концентрацией дырочных носителей 0.08£p£0.22, что перекрывает весь диапазон составов – от недодопированного до передопированного, включая оптимально допированный (с максимальной T_c). Всего было получено более миллиона кривых. Их анализ показал, что все они могут быть количественно описаны в рамках теории БКШ, но с двумя существенными модификациями формулы для плотности состояний квазичастиц N(E): 1) параметр сверхпроводящего порядка Δ как функция квазиимпульса k не является константой, а зависит от k как Δ(k)=Δ₁[cos(k_x)-cos(k_y)]/2 (d-волновое спаривание) и 2) мнимая часть энергии квазичастиц Г₂ (описывающая эффекты затухания) как функция действительной части E тоже не является константой, а увеличивается с ростом E по закону Г₂=αE, где α – безразмерный коэффициент. Неоднородное распределение атомов кислорода приводит к разбросу максимальной щели Δ₁ и, соответственно, к различию кривых g(r,V) в разных точках r поверхности скола. Но для каждой величины Δ₁ (определено путем подгонки теоретической формулы для g(r,V) ~ N(r,E=eV) к соответствующей экспериментальной зависимости) форма кривой g(r,V) практически одинакова, что позволяет говорить о систематическом изменении вида функции g(V) с ростом Δ₁: от кривой с двумя пиками к V-образной функции (рис. 2). В предыдущих экспериментах за максимальную локальную щель принималась половина расстояния между пиками g(V), что не позволяло найти ее величину для V-образных кривых. Теперь это ограничение снято. В работе [1] были также определены величины и второго подгоночного параметра – коэффициента a. Оказалось, что α (затухание квазичастиц) увеличивается с ростом Δ₁ (рис. 3).

Рис. 3. Зависимость локальной (α) и средней по образцу (<α>) величин коэффициента в соотношении Г₂=αE от локальной (Δ₁)  и средней по образцу (<Δ₁>) величины максимума щели при разных p. Среднее <Δ₁> увеличивается при понижении p.

Рис. 4. Распределение локальных величин максимальной щели Δ₁,
нормированных на среднюю величину <Δ₁>, при разных p.

Поскольку большая величина D₁ обычно ассоциируется с псевдощелью, то полученные результаты открывают широкий простор для дальнейших дискуссий о природе псевдощелевого состояния и его связи со сверхпроводимостью. Интересно также, что распределение локальных величин D₁ в окрестности средней по образцу величины <D₁> при разных уровнях допирования p (и, соответственно, разных <D₁>) практически одинаково (рис. 4), то есть атомный беспорядок одинаково влияет на характеристики недодопированной, оптимально допированной и передопированной фаз ВТСП.

1. J.W.Alldredge et al., Nature Phys. 4, 319 (2008).