Исследование псевдощелевого состояния в Bi₂Sr₂CaCu₂Ox и Bi₂Sr₂ZnCu₂Oy ВТСП материалах
Изучено влияние замещения кальция цинком на транспортные свойства системы BiSrCaCuO-2221. Показано, что критические температуры Тс образцов Bi₂Sr₂CaCu₂Ox (В1) и Bi₂Sr₂ZnCu₂Oy (В2) близки (81 К и 80,72 К). Однако удельное сопротивление ρ образца Bi₂Sr₂ZnCu₂Oy заметно возрастает, и отношение ρВ2 /ρВ...
Gespeichert in:
| Datum: | 2016 |
|---|---|
| Hauptverfasser: | , , , , |
| Format: | Artikel |
| Sprache: | Russian |
| Veröffentlicht: |
Фізико-технічний інститут низьких температур ім. Б.І. Вєркіна НАН України
2016
|
| Schriftenreihe: | Физика низких температур |
| Schlagworte: | |
| Online Zugang: | https://nasplib.isofts.kiev.ua/handle/123456789/129315 |
| Tags: |
Tag hinzufügen
Keine Tags, Fügen Sie den ersten Tag hinzu!
|
| Назва журналу: | Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine |
| Zitieren: | Исследование псевдощелевого состояния в Bi₂Sr₂CaCu₂Ox и Bi₂Sr₂ZnCu₂Oy ВТСП материалах / В.М. Алиев, А.Н. Мамедова, С.С. Рагимов, Р.И. Селим-заде, Б.А. Таиров // Физика низких температур. — 2016. — Т. 42, № 10. — С. 1184-1191. — Бібліогр.: 53 назв. — рос. |
Institution
Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine| id |
nasplib_isofts_kiev_ua-123456789-129315 |
|---|---|
| record_format |
dspace |
| spelling |
nasplib_isofts_kiev_ua-123456789-1293152025-02-23T18:55:53Z Исследование псевдощелевого состояния в Bi₂Sr₂CaCu₂Ox и Bi₂Sr₂ZnCu₂Oy ВТСП материалах A study of the pseudogap state in Bi₂Sr₂CaCu₂Ox and Bi₂Sr₂ZnCu₂Oy HTSC materials Алиев, В.М. Мамедова, А.Н. Рагимов, С.С. Селим-заде, Р.И. Таиров, Б.А. К 30-летию открытия высокотемпературной сверхпроводимости Изучено влияние замещения кальция цинком на транспортные свойства системы BiSrCaCuO-2221. Показано, что критические температуры Тс образцов Bi₂Sr₂CaCu₂Ox (В1) и Bi₂Sr₂ZnCu₂Oy (В2) близки (81 К и 80,72 К). Однако удельное сопротивление ρ образца Bi₂Sr₂ZnCu₂Oy заметно возрастает, и отношение ρВ2 /ρВ1 ≈ 10 при 100 К. В рамках модели локальных пар рассмотрен механизм образования избыточной проводимости в Bi₂Sr₂CaCu₂Ox и Bi₂Sr₂ZnCu₂Oy с учетом теории Асламазова–Ларкина вблизи Тс. Определена температура Т0 перехода от 2D флуктуационной области к 3D области (т.е. температура 2D–3D кроссовера). Рассчитаны длины когерентности флуктуационных куперовских пар вдоль оси с, ξс(0). Показано, что замещение Са на Zn приводит к уменьшению ξс(0) почти в 1,5 раза (соответственно 4,8 Å и 3,3 Å), а также к сужению как области существования псевдощели, так и области сверхпроводящих флуктуаций вблизи Тс. Определены температурная зависимость псевдощели Δ* (Т) и значения Δ* (Тс). Увеличение ρ, его специфическая температурная зависимость и значительное уменьшение Т* в образце В2 указывают на разрушение локальных пар при высоких температурах, т.е. на подавление псевдощели при допировании Zn. Вивчено вплив заміщення кальцію цинком на транспортні властивості системи BiSrCaCuO-2221. Показано, що, критичні температури Тс зразків Bi₂Sr₂CaCu₂Ox (В1) та Bi₂Sr₂ZnCu₂Oy (В2) близькі (81 К та 80,72 К). Проте питомий опір ρ зразка Bi₂Sr₂ZnCu₂Oy помітно зростає, і відношення ρВ2 /ρВ1 ≈ 10 при 100 К. У рамках моделі локальних пар розглянуто механізм утворення надмірної провідності у Bi₂Sr₂CaCu₂Ox та Bi₂Sr₂ZnCu₂Oy з урахуванням теорії Асламазова–Ларкіна біля Тс. Визначено температуру Т0 переходу від 2D флуктуаційної області до 3D області (тобто температуру 2D–3D кросовера). Розраховано довжини когерентності флуктуаційних куперівських пар уздовж осі с, ξс(0). Показано, що заміщення Са на Zn призводить до зменшення ξс(0) майже в 1,5 рази (відповідно 4,8 Å и 3,3 Å), а також до звуження як області існування псевдощілини, так і області надпровідних флуктуацій біля Тс. Визначено температурну залежність псевдощілини Δ* (Т) та значення Δ* (Тс). Збільшення ρ, його специфічна температурна залежність та значне зменшення Т* в зразку В2 вказують на руйнування локальних пар при високих температурах, тобто на пригнічення псевдощілини при допуванні Zn. We examine the effect of replacing calcium by zinc has on the transport properties of the BiSrCaCuO-2221 system. It is shown that the critical temperatures Tc of the Bi₂Sr₂CaCu₂Ox(B1) and Bi₂Sr₂ZnCu₂Oy(B2) samples are close (81 K and 80.72 K). However, the resistivity ρ of the Bi₂Sr₂ZnCu₂O y sample increases considerably, and the ratio ρ B₂/ρ B₁ ≈ 10 at 100 K. We use the local pair model to analyze the mechanism behind the formation of excess conductivity in Bi₂Sr₂CaCu₂Ox and Bi₂Sr₂ZnCu₂Oy(B2), with consideration of the Aslamazov-Larkin theory near Tc. We determined the temperature T₀ of the transition from the 2D fluctuation area to the 3D region (i.e., the 2D-3D crossover temperature). We calculated the coherence length of the fluctuation Cooper pairs along the c axis, ξ c(0). It is shown that substituting Zn for Ca reduces ξ c(0) by almost 1.5 times (4.8 Å and 3.3 Å, respectively), and also leads to a narrowing of both the pseudogap region and the superconducting fluctuation area near Tc. We determined the temperature dependence of the pseudogap Δ*T and Δ* ( Tc). The increase of ρ, its specific temperature dependence and the significant decrease of T* in sample B2, all point to the destruction of local pairs at all high temperatures, i.e., to the suppression of the pseudogap by Zn doping. Remove selected Авторы статьи выражают благодарность А.Л. Соловьеву за активное участие в обсуждении результатов, позволившем осветить многие аспекты исследуемой проблемы. 2016 Article Исследование псевдощелевого состояния в Bi₂Sr₂CaCu₂Ox и Bi₂Sr₂ZnCu₂Oy ВТСП материалах / В.М. Алиев, А.Н. Мамедова, С.С. Рагимов, Р.И. Селим-заде, Б.А. Таиров // Физика низких температур. — 2016. — Т. 42, № 10. — С. 1184-1191. — Бібліогр.: 53 назв. — рос. 0132-6414 PACS: 74.20.Mn, 74.72.–h, 74.25. –q, 74.25.Jb https://nasplib.isofts.kiev.ua/handle/123456789/129315 ru Физика низких температур application/pdf Фізико-технічний інститут низьких температур ім. Б.І. Вєркіна НАН України |
| institution |
Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine |
| collection |
DSpace DC |
| language |
Russian |
| topic |
К 30-летию открытия высокотемпературной сверхпроводимости К 30-летию открытия высокотемпературной сверхпроводимости |
| spellingShingle |
К 30-летию открытия высокотемпературной сверхпроводимости К 30-летию открытия высокотемпературной сверхпроводимости Алиев, В.М. Мамедова, А.Н. Рагимов, С.С. Селим-заде, Р.И. Таиров, Б.А. Исследование псевдощелевого состояния в Bi₂Sr₂CaCu₂Ox и Bi₂Sr₂ZnCu₂Oy ВТСП материалах Физика низких температур |
| description |
Изучено влияние замещения кальция цинком на транспортные свойства системы BiSrCaCuO-2221.
Показано, что критические температуры Тс образцов Bi₂Sr₂CaCu₂Ox (В1) и Bi₂Sr₂ZnCu₂Oy (В2) близки
(81 К и 80,72 К). Однако удельное сопротивление ρ образца Bi₂Sr₂ZnCu₂Oy заметно возрастает, и отношение ρВ2 /ρВ1 ≈ 10 при 100 К. В рамках модели локальных пар рассмотрен механизм образования избыточной проводимости в Bi₂Sr₂CaCu₂Ox и Bi₂Sr₂ZnCu₂Oy с учетом теории Асламазова–Ларкина вблизи Тс.
Определена температура Т0 перехода от 2D флуктуационной области к 3D области (т.е. температура 2D–3D кроссовера). Рассчитаны длины когерентности флуктуационных куперовских пар вдоль оси с, ξс(0).
Показано, что замещение Са на Zn приводит к уменьшению ξс(0) почти в 1,5 раза (соответственно 4,8 Å и
3,3 Å), а также к сужению как области существования псевдощели, так и области сверхпроводящих
флуктуаций вблизи Тс. Определены температурная зависимость псевдощели Δ*
(Т) и значения Δ*
(Тс).
Увеличение ρ, его специфическая температурная зависимость и значительное уменьшение Т* в образце
В2 указывают на разрушение локальных пар при высоких температурах, т.е. на подавление псевдощели
при допировании Zn. |
| format |
Article |
| author |
Алиев, В.М. Мамедова, А.Н. Рагимов, С.С. Селим-заде, Р.И. Таиров, Б.А. |
| author_facet |
Алиев, В.М. Мамедова, А.Н. Рагимов, С.С. Селим-заде, Р.И. Таиров, Б.А. |
| author_sort |
Алиев, В.М. |
| title |
Исследование псевдощелевого состояния в Bi₂Sr₂CaCu₂Ox и Bi₂Sr₂ZnCu₂Oy ВТСП материалах |
| title_short |
Исследование псевдощелевого состояния в Bi₂Sr₂CaCu₂Ox и Bi₂Sr₂ZnCu₂Oy ВТСП материалах |
| title_full |
Исследование псевдощелевого состояния в Bi₂Sr₂CaCu₂Ox и Bi₂Sr₂ZnCu₂Oy ВТСП материалах |
| title_fullStr |
Исследование псевдощелевого состояния в Bi₂Sr₂CaCu₂Ox и Bi₂Sr₂ZnCu₂Oy ВТСП материалах |
| title_full_unstemmed |
Исследование псевдощелевого состояния в Bi₂Sr₂CaCu₂Ox и Bi₂Sr₂ZnCu₂Oy ВТСП материалах |
| title_sort |
исследование псевдощелевого состояния в bi₂sr₂cacu₂ox и bi₂sr₂zncu₂oy втсп материалах |
| publisher |
Фізико-технічний інститут низьких температур ім. Б.І. Вєркіна НАН України |
| publishDate |
2016 |
| topic_facet |
К 30-летию открытия высокотемпературной сверхпроводимости |
| url |
https://nasplib.isofts.kiev.ua/handle/123456789/129315 |
| citation_txt |
Исследование псевдощелевого состояния в Bi₂Sr₂CaCu₂Ox и Bi₂Sr₂ZnCu₂Oy ВТСП материалах / В.М. Алиев, А.Н. Мамедова, С.С. Рагимов, Р.И. Селим-заде, Б.А. Таиров // Физика низких температур. — 2016. — Т. 42, № 10. — С. 1184-1191. — Бібліогр.: 53 назв. — рос. |
| series |
Физика низких температур |
| work_keys_str_mv |
AT alievvm issledovaniepsevdoŝelevogosostoâniâvbi2sr2cacu2oxibi2sr2zncu2oyvtspmaterialah AT mamedovaan issledovaniepsevdoŝelevogosostoâniâvbi2sr2cacu2oxibi2sr2zncu2oyvtspmaterialah AT ragimovss issledovaniepsevdoŝelevogosostoâniâvbi2sr2cacu2oxibi2sr2zncu2oyvtspmaterialah AT selimzaderi issledovaniepsevdoŝelevogosostoâniâvbi2sr2cacu2oxibi2sr2zncu2oyvtspmaterialah AT tairovba issledovaniepsevdoŝelevogosostoâniâvbi2sr2cacu2oxibi2sr2zncu2oyvtspmaterialah AT alievvm astudyofthepseudogapstateinbi2sr2cacu2oxandbi2sr2zncu2oyhtscmaterials AT mamedovaan astudyofthepseudogapstateinbi2sr2cacu2oxandbi2sr2zncu2oyhtscmaterials AT ragimovss astudyofthepseudogapstateinbi2sr2cacu2oxandbi2sr2zncu2oyhtscmaterials AT selimzaderi astudyofthepseudogapstateinbi2sr2cacu2oxandbi2sr2zncu2oyhtscmaterials AT tairovba astudyofthepseudogapstateinbi2sr2cacu2oxandbi2sr2zncu2oyhtscmaterials |
| first_indexed |
2025-11-24T12:33:08Z |
| last_indexed |
2025-11-24T12:33:08Z |
| _version_ |
1849675049529769984 |
| fulltext |
Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2016, т. 42, № 10, c. 1184–1191
Исследование псевдощелевого состояния
в Bi2Sr2CaCu2Ox и Bi2Sr2ZnCu2Oy ВТСП материалах
В.М. Алиев, А.Н. Мамедова, С.С. Рагимов, Р.И. Селим-заде, Б.А. Таиров
Институт Физики НАН Азербайджана, пр. Г. Джавида, 131, г. Баку, AZ 1143,
E-mail: v_aliev@bk.ru
Статья поступила в редакцию 1 февраля 2016 г., опубликована онлайн 29 августа 2016 г.
Изучено влияние замещения кальция цинком на транспортные свойства системы BiSrCaCuO-2221.
Показано, что критические температуры Тс образцов Bi2Sr2CaCu2Ox (В1) и Bi2Sr2ZnCu2Oy (В2) близки
(81 К и 80,72 К). Однако удельное сопротивление ρ образца Bi2Sr2ZnCu2Oy заметно возрастает, и отно-
шение ρВ2 /ρВ1 ≈ 10 при 100 К. В рамках модели локальных пар рассмотрен механизм образования избы-
точной проводимости в Bi2Sr2CaCu2Ox и Bi2Sr2ZnCu2Oy с учетом теории Асламазова–Ларкина вблизи Тс.
Определена температура Т0 перехода от 2D флуктуационной области к 3D области (т.е. температура 2D–
3D кроссовера). Рассчитаны длины когерентности флуктуационных куперовских пар вдоль оси с, ξс(0).
Показано, что замещение Са на Zn приводит к уменьшению ξс(0) почти в 1,5 раза (соответственно 4,8 Å и
3,3 Å), а также к сужению как области существования псевдощели, так и области сверхпроводящих
флуктуаций вблизи Тс. Определены температурная зависимость псевдощели Δ*(Т) и значения Δ*(Тс).
Увеличение ρ, его специфическая температурная зависимость и значительное уменьшение Т* в образце
В2 указывают на разрушение локальных пар при высоких температурах, т.е. на подавление псевдощели
при допировании Zn.
Вивчено вплив заміщення кальцію цинком на транспортні властивості системи BiSrCaCuO-2221. Показа-
но, що, критичні температури Тс зразків Bi2Sr2ZnCu2Ox (В1) та Bi2Sr2ZnCu2Oy (В2) близькі (81 К та 80,72 К).
Проте питомий опір ρ зразка Bi2Sr2ZnCu2Oy помітно зростає, і відношення ρВ2 /ρВ1 ≈ 10 при 100 К. У рамках
моделі локальних пар розглянуто механізм утворення надмірної провідності у Bi2Sr2ZnCu2Ox та
Bi2Sr2ZnCu2Oy з урахуванням теорії Асламазова–Ларкіна біля Тс. Визначено температуру Т0 переходу від 2D
флуктуаційної області до 3D області (тобто температуру 2D–3D кросовера). Розраховано довжини
когерентності флуктуаційних куперівських пар уздовж осі с, ξс(0). Показано, що заміщення Са на Zn призво-
дить до зменшення ξс(0) майже в 1,5 рази (відповідно 4,8 Å и 3,3 Å), а також до звуження як області
існування псевдощілини, так і області надпровідних флуктуацій біля Тс. Визначено температурну залежність
псевдощілини Δ*(Т) та значення Δ*(Тс). Збільшення ρ, його специфічна температурна залежність та значне
зменшення Т* в зразку В2 вказують на руйнування локальних пар при високих температурах, тобто на
пригнічення псевдощілини при допуванні Zn.
PACS: 74.20.Mn Необычные механизмы;
74.72.–h Купратные сверхпроводники;
74.25. –q Свойства сверхпроводников;
74.25.Jb Электронная структура (фотоэмиссия и др.)
Ключевые слова: сверхпроводимость, псевдощель, избыточная проводимость, Bi2Sr2ZnCu2Ox, длина ко-
герентности, температура кроссовера.
1. Введение
В настоящее время имеется заметное число работ, по-
священных анализу псевдощелевых эффектов в ВТСП
соединениях (см. [1–11] и ссылки в них). Псевдощель
(ПЩ) — уникальное явление, характерное для ВТСП с
активной плоскостью CuO2 (купраты) в области допиро-
вания меньше оптимального. Оно проявляется при ис-
следовании явлений туннелирования [12], angle resolved
photoemission spectroscopy (ARPES) [2], теплоемкости
© В.М. Алиев, А.Н. Мамедова, С.С. Рагимов, Р.И. Селим-заде, Б.А. Таиров, 2016
Исследование псевдощелевого состояния в Bi2Sr2CaCu2Ox и Bi2Sr2ZnCu2Oy ВТСП материалах
[13] и ряда других свойств [14,15]. Предполагается, что
при некоторой температуре Т* >> Тс (Тс — критическая
температура СП перехода) перераспределяется плот-
ность состояний на поверхности Ферми: на части этой
поверхности плотность состояний уменьшается [2,16,17].
Ниже температуры Т* соединение находится в состоянии
с псевдощелью [1–3,16–19]. В этих работах также обсу-
ждаются возможные механизмы проводимости в режи-
мах нормального, сверхпроводящего и псевдощелевого
состояний ВТСП.
Недавно появилась работа [20], посвященная изуче-
нию в Pb0,55Bi1,5Sr1,6La0,4CuO6+δ (Pb-Bi2201) псевдоще-
левого состояния. Авторами была получена серия кри-
сталлов Pb-Bi2201, на которых был проведен широкий
ряд исследований для выявления ПЩ состояния. Резуль-
таты исследований по трем различным эксперименталь-
ным методикам показывают, что появление псевдощели
при Т* ≅ 132 К надо воспринимать не иначе, как фазовый
переход. Авторы приходят к выводу, что по мере сниже-
ния температуры ВТСП соединение должно испытать
два фазовых перехода: сначала появление псевдощели,
затем переход в СП состояние.
В то же время, например, А.А. Абрикосов [21] счи-
тает, что ПЩ состояние нельзя рассматривать как не-
кое новое фазовое состояние вещества, поскольку ПЩ
не отделена от нормального состояния фазовым пере-
ходом. Однако можно согласиться, что в ВТСП имеет
место кроссовер при Т = Т* [2,16,20]. Ниже Т*, в силу
все еще не установленных на сегодняшний день при-
чин, начинает уменьшаться плотность квазичастичных
состояний на уровне Ферми [1–3,16,17]. Собственно по
этой причине это явление и получило название «псев-
дощель» [18]. Впервые этот результат был получен в
экспериментах по изучению ЯМР в слабо допирован-
ной системе Y123, в которой при охлаждении ниже Т*
наблюдалось аномальное уменьшение сдвига Найта,
прямо связанного в теории Ландау с плотностью со-
стояний на уровне Ферми [17].
Известно, что характерной особенностью ВТСП яв-
ляется их чувствительность к дефектам кристал-
лической структуры, образующимся при отклонении от
стехиометрии при изменении состава [22]. Характер
изменения критических параметров сверхпроводников
при атомном разупорядочении зависит от механизма СП
спаривания. Поэтому влияние дефектов на свойства
ВТСП имеет не только практическое, но и фундамен-
тальное значение, поскольку способствуют пониманию
явления высокотемпературной сверхпроводимости [22].
Выбор замещения Ca на Zn в Bi2Sr2CaCu2Ox соединени-
ях обусловлен тем, что цинк имеет меньший ионный
радиус, чем кальций (соответственно 1,04 Å и 0,83 Å).
При замещении Ca на Zn ожидается деформация кри-
сталлической структуры, подобная возникающей при
внешнем давлении, что может привести к сущест-
венному изменению СП параметров из-за изменения
расстояний между сверхпроводящими плоскостями и
диэлектрическими блоками, а также за счет перераспре-
деления заряда между ними [22–25].
Целью настоящей работы является исследование
влияния замещения кальция на цинк в купратном ВТСП
Bi2Sr2CaCu2Oy на удельное сопротивление, флуктуаци-
онную проводимость (ФЛП) и ПЩ состояние. Известно,
что в настоящее время, прежде всего благодаря разви-
тию метода ARPES [2,16], экспериментальное опреде-
ление ПЩ состояния ВТСП материалов стало вполне
возможным. Соответственно, модель локальных пар
(ЛП) [1,7] позволяет получить информацию о темпера-
турной зависимости ПЩ из анализа избыточной прово-
димости, определяемой из резистивных измерений. В
работе изучалась возможность возникновения ПЩ со-
стояния в полученных нами ВТСП материалах при до-
пировании Zn. Ее величина и температурная зависи-
мость анализировались на основе исследования избы-
точной проводимости выше Тс в рамках ЛП модели
[1,7,9] с учетом флуктуационной теории Асламазова–
Ларкина [26] вблизи Тс.
2. Эксперимент
Методика получения поликристаллов Bi2Sr2CaCu2Ox
и Bi2Sr2ZnCu2Oy описана в нашей работе [27]. Образцы
Bi–Sr–Ca–Cu–O и Bi–Sr–Zn–Cu–O были синтезированы
в воздушной атмосфере. Соотношение исходных ком-
понентов Bi2O3, SrCO3, CaCO3(ZnO), CuO соответствует
соотношению 2:2:2:3. Синтез производился в следую-
щем режиме: исходные компоненты SrCO3, CaCO3 (ZnO)
и CuO вначале спекались при температуре 1173 К в те-
чение 10 ч, затем в продукт реакции в соответствии со
стехиометрией добавлялся Bi2O3. Термообработка об-
разцов производилась при 1113 К в течение 12 ч с после-
дующей закалкой на воздухе. Из полученных таким об-
разом поликристаллов вырезались образцы с размерами
~ 2 × 2 × 6 мм. Сопротивление измерялось стандартным
четырехзондовым методом. Контакты монтировались с
Рис. 1. (Онлайн в цвете) Температурные зависимости удель-
ного сопротивления образцов В1 (1) и В2 (2).
Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2016, т. 42, № 10 1185
В.М. Алиев, А.Н. Мамедова, С.С. Рагимов, Р.И. Селим-заде, Б.А. Таиров
помощью серебряной пасты, что позволяло минимизи-
ровать контактное сопротивление до ~ 1 Ом.
Температурные зависимости удельного сопротив-
ления ρ образцов Bi2Sr2CaCu2Ox (В1) и Bi2Sr2ZnCu2Oy
(В2) представлены на рис. 1. Критические температуры
СП перехода Тс были определены по максимуму, по-
лучаемому при дифференцировании кривой ρ(Τ). Как
видно на рис. 1, критические температуры Тс этих об-
разцов близки: Тс = 81 К (В1); Тс = 80,72 К (В2), т.е.
замена Ca на Zn практически не влияет на Тс.
В литературе [28,29] выдвигается идея о том, что в
купратных СП соединениях при замещении цинк, скорее
всего, будет стремиться занять кристаллографические
позиции ионов меди (ионные радиусы меди и цинка
близки: 0,87 Ǻ и 0,83 Ǻ). В [14,28,29] отмечается, что в
иттриевых ВТСП замещение Cu на Zn приводит к дегра-
дации сверхпроводимости, а в висмутовых ВТСП заме-
щение меди до 0,01 части приводит к снижению Тс на
10–15 К. Исключение же из кристаллической решетки
слоев CaO приводит к незначительному снижению тем-
пературы СП до 10 К. В нашем случае сохранение Тс
(80,72 К) при введении ZnO подтверждает идею о заме-
щении слоев CaO на ZnO в исходной матрице.
В то же время, удельное сопротивление образца В2 по
сравнению с В1 заметно возрастает. Так, отношение
ρ(В2)/ρ(В1) ≈ 10 при Т = 100 К. Следует подчеркнуть,
что при этом ρ(Т) демонстрирует полупроводниковый
ход, сохраняя линейную зависимость в нормальном со-
стоянии выше Т* ~ 125 К (рис. 1, кривая 2), что, возмож-
но, является спецификой поведения Bi2Sr2ZnCu2Oy [14].
Отметим, что сопротивление образцов может возрастать
либо за счет увеличения числа дефектов, либо за счет
уменьшения плотности носителей заряда [30–33]. Воз-
можно, что в данном случае работают оба механизма.
Замещение Ca на Zn вполне вероятно приводит к обра-
зованию дефектов в кристаллической структуре образца.
Так увеличением числа дефектов можно объяснить на-
блюдаемое при замещении Ca на Zn уменьшение ПЩ
температуры Т*, так как дефекты препятствуют образо-
ванию локальных пар, эффективно снижая Т* [34]. С
уменьшением плотности носителей заряда nf, очевидно,
связана линейная зависимость ρ(Т). При малых значени-
ях nf можно пренебречь электрон-электронным взаимо-
действием, которое при больших значениях nf (в
«overdoped» режиме) приводит к характерной для фер-
ми-жидкости квадратичной зависимости ρ(Т) [35–37].
3. Обсуждение результатов
3.1. Флуктуационная проводимость
При уменьшении температуры (рис. 1) отклонение
зависимости ρ(Т) от линейного хода в нормальной фазе
наблюдается в образце В1 с Т* ~ 200 К (рис. 1, кривая 1),
а в В2 — начиная с Т* ~ 125 К (рис. 1, кривая 2). Линей-
ный ход зависимостей ρ(Т) выше этих температур хоро-
шо экстраполируется в нормальной фазе выражением
ρN(Т) = (ρ0+ κΤ). Значение коэффициентов κ = dρN/dT
наклона экстраполяционных прямых представлены в
табл. 1. Как показано в [19], эта линейная зависимость
ρ(Т) соответствует нормальному состоянию ВТСП, ко-
торое характеризуется стабильностью поверхности Фер-
ми. Эта линейная зависимость, экстраполированная в
область низких температур, была использована для оп-
ределения избыточной проводимости ∆σ(Τ) согласно:
1 1( ) ( ) ( )NT T T− −∆σ = ρ − ρ . (1)
Принимая во внимание необычную температурную
зависимость сопротивления, полученную для В2 (рис. 1,
2), было интересно разобраться, существуют ли в дан-
ном случае ПЩ и локальные пары в таком образце? Для
выявления этой проблемы анализ избыточной проводи-
мости (1) был проведен в модели локальных пар (ЛП)
[1, 38–40].
Предполагая возможность образования локальных
пар [1,3,7] в образцах при температурах ниже Т* = 200 К
(В1) и Т* = 125 К (В2), полученные экспериментальные
результаты были проанализированы с учетом возникно-
вения ФЛП выше Тс, которая вблизи Тс подчиняется тео-
рии Асламазова–Ларкина [26]. На рис. 2(а) представлена
зависимость логарифма избыточной проводимости
ln Δσ от логарифма приведенной температуры ln ε =
= ln (T/Тс – 1) образцов В1 (1) и В2 (2). Согласно теории
АЛ, а также Хиками–Ларкина (ХЛ), развитой для ВТСП
[41], в области Т > Тс (но вблизи Тс) происходит флук-
туационное спаривание носителей заряда, приводящее к
возникновению флуктуационных куперовских пар
(ФКП). В этой области зависимость избыточной прово-
димости от температуры в соединениях BiSCCO [42]
описывается выражениями
2 1/2
3 3 {e /[32 (0)]}AL D D cC −∆σ = ξ ε , (2)
2 1
2 2 {e /[16 ]}AL D DC d −∆σ = ε , (3)
Таблица 1. Параметры образцов Bi2Sr2CaCu2Ox (В1) и Bi2Sr2ZnCu2Oy (В2)
Образцы Tc, К ρ(100 К), 10–4Ом·см dρN/dT, мОм·см·К–1 λ2D λ3D ξс(0), Å А ∆*( Tc), К
В1 81,0 41,08 0,18 –0,99 –0,49 4,8 ± 0,2 5 ± 0,1 231,0
В2 80,72 450 –0,51 –0,95 –0,6 3,3 ± 0,2 6 ± 0,1 258,3
1186 Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2016, т. 42, № 10
Исследование псевдощелевого состояния в Bi2Sr2CaCu2Ox и Bi2Sr2ZnCu2Oy ВТСП материалах
соответственно для трехмерных (3D) и двумерных (2D)
флуктуаций. Скэйлинговые коэффициенты С служат
для совмещения теории с экспериментом [1,43].
Таким образом, по наклону λ зависимостей ln (∆σ)
как функции ln ε = ln (T/Тс – 1) (см. рис. 2(а)) можно
выделить области 2D (λ = –1) и 3D (λ = –1/2) флук-
туационной проводимости и определить температуру
кроссовера T0 (температуру перехода от ∆σ2D к ∆σ3D),
а также тангенсы λ углов наклона зависимостей
∆σ(Т), отвечающие показателям степени при ε в урав-
нениях (2) и (3). Соответствующие значения парамет-
ров, определенные из эксперимента для обоих образ-
цов, приведены в табл.1. Видно, что значения λ2D
близки к –1, а λ3D — к –0,5 в хорошем согласии с
предсказаниями теории. Отметим, что в полученных
зависимостях отсутствует 2D вклад Маки–Томпсона
[1,41], что типично для BiSCCO [42]. По температуре
кроссовера Т0, которой отвечает ln ε0 на рис. 2(а),
можно определить длину когерентности локальных
пар вдоль оси с [1,41–43]:
( ) 0 00с dξ = ε , (4)
где d ≈ 7 Ǻ расстояние между внутренними проводя-
щими плоскостями CuO2 в BiSCCO [44]. Соответст-
венно, получено ξс(0) = (4,8 ± 0,2) Ǻ (ln ε0 ≈ –0,7) для
В1 и ξс(0) = (3,3±0,02) Ǻ (lnε0 ≈ –1,5) для В2, что нахо-
дится в хорошем согласии с результатами, полученны-
ми для пленок Bi-2223 [42].
3.2. Псевдощель
Как отмечено выше, в купратах при Т < Т* происхо-
дит уменьшение плотности состояний квазичастиц на
уровне Ферми [2,13,14] (причина этого явления еще до
конца не выяснена), что создает условия для образова-
ния псевдощели в спектре возбуждений [1–3,14,16–19] и
в конечном итоге приводит к образованию избыточной
проводимости. Величина и температурная зависимость
псевдощели в исследованных образцах была проанали-
зирована в рамках ЛП модели [1,7] с учетом предсказы-
ваемого теорией [38–40] для ВТСП перехода от бозе-
эйнштейновской конденсации (БЭК) к режиму БКШ
при уменьшении температуры в интервале T* <T < Тс.
Отметим, что избыточная проводимость существует
именно в этом интервале температур, где фермионы
предположительно образуют локальные пары. При вы-
соких температурах ЛП должны существовать в виде
так называемых сильно связанных бозонов (ССБ)
[1,3,38–40,45,46]. ССБ характеризуются некоторым зна-
чением энергии связи εb ~ 1/ξ2(T), обусловливающей
создание таких пар [38–40], которая уменьшается с тем-
пературой, так как длина когерентности ВТСП в плос-
кости ab, ξab(T) = ξab(0)(Т/Тс – 1)–1/2, напротив, возрас-
тает при уменьшении Т [1,47]. Поэтому, согласно ЛП
модели, ССБ трансформируются в ФКП при приближе-
нии Т к Тс (БЭК–БКШ переход), что становится воз-
можным благодаря исключительно малой длине коге-
рентности (ξab(T*) ~ 10 Å) в купратах [1,35,36,42,43].
Из проведенных нами исследований можно оценить
величину и температурную зависимость ПЩ, анализи-
руя температурную зависимость избыточной проводи-
мости во всем интервале температур от T* до Тс. Со-
гласно [1,7,48]:
* * 2
* *0 0
(1 / )[exp ( / )]( )
16 (0) 2 sinh (2 / )c
A T T T e − −∆ ∆σ ε =
ξ ε ε ε
, (5)
где (1 – Т/T*) определяет число пар, сформированных
при T ≤ T*, а exp (–Δ*/T) — число пар, разрушаемых
тепловыми флуктуациями ниже температуры БЭК–
Рис. 2. (Онлайн в цвете) Зависимости логарифма избыточной
проводимости от ln(T/Tc – 1). Сплошные линии — расчет в
рамках теории Асламазова–Ларкина: участки 1 — 3D со-
гласно (3); участки 2 — 2D согласно (2) (а). Зависимости
логарифма избыточной проводимости от обратной темпера-
туры (б).
Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2016, т. 42, № 10 1187
В.М. Алиев, А.Н. Мамедова, С.С. Рагимов, Р.И. Селим-заде, Б.А. Таиров
БКШ перехода. Коэффициент А имеет тот же смысл, что
и коэффициенты C3D и C2D в (2) и (3), * 0,2ε для
Bi2223 — параметр теории [48].
* 2
*
* *0 0
(1 / )( ) ln
( )16 (0) 2 sinh (2 / )c
A T T eT T
T
− ∆ =
∆σ ξ ε ε ε
, (6)
где Δσ(Т) — определяемая в эксперименте избыточная
проводимость.
На рис. 2(б) представлены зависимости избыточной
проводимости образцов В1 и В2 от обратной тем-
пературы [49]. Как отмечается в [1,9,49], выбор таких
координат обусловлен сильной чувствительностью ли-
нейного участка зависимости ln ∆σ(1/T), определяемой
уравнением (5), к величине ∆*(Тс), что позволяет опре-
делить этот параметр с большой точностью. Это нужно
для нахождения коэффициента А [1,9]. Зависимости
∆σ(1/T) были рассчитаны согласно методике, апробиро-
ванной в [1,9,49]. Как видно на рис. 2(б), в этом случае
рассчитанные значения ln ∆σ(1/T) (кривые 2) для обоих
образцов хорошо согласуются с экспериментальными
данными (кривые 1) при соответствующем выборе зна-
чения 2∆∗(Тс )/kΒТс. Согласно [50], оптимальная апп-
роксимация для системы Bi–Sr–Ca–Cu–O достигается
при значениях 2∆∗(Тс )/kΒТс ≈ 5–7. Для нашего образца
Bi2Sr2CaCu2Ox 2∆∗(Тс )/kΒТс ≈ 5,7; а для Bi2Sr2ZnCu2Oy
2∆∗(Тс )/kΒТс ≈ 6,4. Также видно, что линейный характер
зависимости ln ∆σ(1/T) для образца В1 приходится на
интервал 93–117 К, а для В2 — на 88–111 К. Далее в
области 93 К < Т <Т* зависимости ln ∆σ(1/T) откло-
няются от линейного хода. С учетом найденных значе-
ний 2∆∗(Тс )/kΒТс, для В1 вблизи Тс получим: ∆∗(Тс ) =
= 81·2,85 ≈ 231 К, что согласуется с данными экспери-
мента (рис. 3(a)). Соответственно, для В2 ∆∗(Тс) =
= 80,72·3,2 = 258,3 К, что также согласуется с данными
эксперимента (рис. 3(б)). Как отмечается в [1,9], вели-
чина коэффициента А (см. табл. 1) подбирается из усло-
вия совпадения температурной зависимости ∆σ(ε) (в (5)
c экспериментальными данными в области 3D флуктуа-
ций вблизи Тс, полагая в (5) ∆∗ = ∆∗(Тс). В результате из
ЛП анализа для В1 было получено значение А = 5 и А =
= 6 для В2.
Температурная зависимость и величина параметра
псевдощели ∆∗(Т) (рис. 3) были рассчитаны на основе
уравнения (6) с учетом найденных параметров. Макси-
мальное значение величины псевдощели для В1 m
∗∆ ≈
26,8 мэВ,≈ ( ) 308 К,mT∗∆ ≈ Tm ≈ 156 К. Купрат Bi-
2223 имеет три проводящие плоскости CuO2 на элемен-
тарную ячейку, причем даже в режиме оптимального
допирования внешние плоскости (OP) передопированы,
а внутренняя (IP) плоскость недодопирована [51]. В ЛП
модели предполагается, что ∆∗(Тс) = ΔSC(0) [1,9,52], где
ΔSC(0) — значение СП щели при Т → 0 К. Полученное
из ЛП анализа значение ∆∗(Тс) для образца B1 ∆∗(Тс) ≈
≈ 20,09 мэВ (∆∗(Тс) ≈ 231 К) (рис. 3(а)) хорошо согласу-
ется с величиной «эффективной» сверхпроводящей щели
OP
SC∆ 20,14 мэВ, полученной из андреевских спектров
N–S контактов c Bi-2223 от внешних (OP) плоскостей.
Фактически OP
SC∆ — это значение d-волновой энергети-
ческой щели в плоскостях OP [51].
Таким образом, можно прийти к заключению, что в
Bi2Sr2CaCu2Ox ПЩ формируется за счет d-волновой
энергетической щели в OP CuO2 плоскостях. Из пред-
ставленных данных для Bi2Sr2CaCu2Ox (рис. 3) также
видно, что с понижением Т величина псевдощели сна-
чала возрастает, затем, пройдя через максимум, умень-
шается. Это уменьшение обусловлено трансформацией
ССБ в ФКП в результате БЭК–БКШ перехода, сопро-
вождающейся увеличением избыточной проводимости
при Т → Тс. Такое поведение ∆∗ с понижением темпера-
туры впервые было обнаружено на пленках YBCO [1,9] с
разным содержанием кислорода, что, по-видимому, яв-
ляется типичным для купратных ВТСП [9]. Таким обра-
зом, показано, что в исследованном нами Bi2Sr2CaCu2Ox
так же, как и в YBCO, возможно образование локальных
пар носителей заряда при Т >> Тс, что создает условия
для образования псевдощели [1–3] с последующим уста-
новлением фазовой когерентности флуктуационных ку-
Рис. 3. Температурные зависимости расчетной величины
псевдощели образцов В1 (а) и В2 (б). Стрелки показывают
максимальные значения величины псевдощели.
1188 Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2016, т. 42, № 10
Исследование псевдощелевого состояния в Bi2Sr2CaCu2Ox и Bi2Sr2ZnCu2Oy ВТСП материалах
перовских пар при cT T< [38–40,45,46].
Соответственно, для Bi2Sr2ZnCu2Oy 68 мэВm
∗∆ ≈
(≈ 780 К, Tm ≈ 122 К), что заметно больше, чем типичные
значения щели для Bi-2223 [50,51]. Принимая во внима-
ние этот результат, а также малое значение T*, аномаль-
ную температурную зависимость ρ и его большое значе-
ние, можно говорить о том, что анализ избыточной
проводимости в рамках ЛП модели в данном случае не
применим. Наиболее вероятно, что все обнаруженные
особенности возникают в результате подавления локаль-
ных пар при допировании Zn в области высоких тем-
ператур. Следовательно, возможность существования
ПЩ в данном случае представляется проблематичной. В
то же время, вблизи Тс для образца B2 из эксперимента
имеем ∆∗(Tc) ≈22,5 мэВ (∆∗(Tc) ≈ 259 К), что также хо-
рошо согласуется с величиной «эффективной» сверхпро-
водящей щели OP
SC∆ 22,32 мэВ, полученной в работе
[51]. Этот результат говорит о том, что даже несмотря на
сильное влияние Zn, вблизи Tc всегда наблюдается об-
ласть сверхпроводящих флуктуаций, в которой возника-
ют некогерентные ФКП (short-range phase correlations)
[1,45,46,52], параметр порядка которых ∆∗(Tc) наиболее
вероятно также формируется за счет d-волновой энерге-
тической щели в OP CuO2 плоскостях [51]. При этом
флуктуационная проводимость описывается 3D урав-
нением теории АЛ [26] (рис. 2(а)). Этот результат так-
же подтверждает вывод о том, что перед СП ре-
зистивным переходом ВТСП всегда переходит в 3D
состояние (трехмеризуется) [1,38–40].
Анализ наклона линейных участков зависимости
ln (∆σ) от ln ε вблизи точки перехода fT T= из об-
ласти ПЩ к флуктуационной проводимости позволил
нам также оценить относительную протяженность
существования как ПЩ ( )/ ,f ft T T T∗ ∗= − так и ФЛП
( )/f f c ct T T T= − режимов [4,53]. Результаты расчетов
показывают, что при замещении Сa на Zn в системе
Bi–Sr–Ca–Cu–O происходит сужение температурной
области реализации избыточной проводимости от
0,67 до 0,27, а также области ФЛП от 0,5 до 0,22. Как
отмечено выше, это может происходить как за счет
подавления локальных пар, так и за счет деформации
кристаллической структуры при замещении.
Заключение
Проведенные исследования и анализ показали, что
избыточная проводимость Δσ(Т) в Bi2Sr2CaCu2Ox в ин-
тервале температур Тf < Т< Т* удовлетворительно опи-
сывается в рамках модели локальных пар [1,9,45,46],
которая не работает в случае Bi2Sr2ZnCu2Oy. Однако
при Т → Тс Δσ(Т) в обоих образцах подчиняется тео-
рии Асламазова–Ларкина для 2D и 3D флуктуаций
[23,38]. Таким образом, несмотря на вероятное подав-
ление локальных пар цинком при высоких Т, перед
переходом в сверхпроводящее состояние всегда реа-
лизуется область сверхпроводящих флуктуаций в ви-
де ФКП [53], в которой Δσ(Т) описывается (2) для 3D
сверхпроводников (т.е. перед СП переходом ВТСП
всегда трехмеризуется).
Замещение кальция на цинк в висмутовых ВТСП
приводит к заметному увеличению сопротивления и
полупроводниковой зависимости ρ(Т). В то же время
происходит заметное уменьшение Т*, приводящее к су-
жению температурной области реализации ПЩ, а также
области ФЛП, и длина когерентности куперовских пар
уменьшается почти в 1,5 раза. Соответственно, величи-
на ПЩ и соотношение 2∆∗(Тс )/kΒТс возрастают. Такое
поведение наиболее вероятно можно объяснить как по-
давлением локальных пар, так и влиянием образовав-
шихся дефектов в кристаллической структуре при за-
мещении Сa на Zn в составе Bi2Sr2CaCu2Ox. Принимая
во внимание эти результаты, можно сделать вывод о
том, что анализ избыточной проводимости в рамках ЛП
модели в данном случае не применим. Следовательно,
возможность существования ПЩ в данном случае пред-
ставляется проблематичной.
В то же время, полученные значения ПЩ в Тс для
Bi2Sr2CaCu2Ox ∆∗(Тс ) ≈ 20,09 мэВ (∆∗(Тс ) ≈ 230 K) и
для образца Bi2Sr2ZnCu2Oy ∆
∗(Тс ) ≈ 22,5 мэВ (Δ*(Tm) ≈
≈ 258 К) хорошо согласуются с величиной «эффектив-
ной» сверхпроводящей щели OP
SC∆ 20,14 мэВ и
22,32мэВ, полученной из андреевских спектров для Bi-
2223 [51]. Таким образом, можно предположить, что в
Bi2Sr2CaCu2Ox и Bi2Sr2ZnCu2Oy материале ПЩ форми-
руется за счет преобразования d-волновой СП энерге-
тической щели в OP CuO2 плоскостях в соответствую-
щую щель флуктуационных куперовских пар выше Тс.
Авторы статьи выражают благодарность А.Л. Со-
ловьеву за активное участие в обсуждении резуль-
татов, позволившем осветить многие аспекты иссле-
дуемой проблемы.
1. 1.A.L. Solovjov, Superconductors — Materials, Properties
and Applications, in: Pseudogap and local pairs in high-Tc
superconductors, A.M. Gabovich (ed), Rijeka: InTech, 137
(2012) p. 137.
2. A.A. Kordyuk, Low Temp. Phys. 41, 319 (2015).
3. R. Peters and J. Bauer, Phys. Rev. B 92, 014511 (2016).
4. М.А. Оболенский, Р.В. Вовк, А.В. Бондаренко, ФНТ 32,
1488 (2006) [Low Temp. Phys. 32, 1131 (2006)].
5. Е.Б.Амитин, К.Р. Жданов, А.Г. Блинов, М.Ю. Каменева,
Ю.А. Ковалевская, Л.П. Козеева, И.Е. Пауков, ФНТ 31,
4, 323 (2005) [Low Temp. Phys. 31, 241 (2005)].
6. М.В. Садовский, УФН 171, 539 (2001).
7. М.Р. Трунин, УФН 175, 1017 (2005).
8. Л.А. Боярский, ФНТ 32, 1078 (2006) [Low Temp. Phys. 32,
819 (2006)].
9. А.Л. Соловьев, В.М.Дмитриев, ФНТ 32, 753 (2006) [Low
Temp. Phys. 32, 576 (2006)].
Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2016, т. 42, № 10 1189
http://dx.doi.org/10.1063/1.4919371
http://dx.doi.org/10.1063/1.2400687
http://dx.doi.org/10.1063/1.2400687
http://dx.doi.org/10.1063/1.1884425
http://dx.doi.org/10.1063/1.1884425
http://dx.doi.org/10.1063/1.2219503
http://dx.doi.org/10.1063/1.2219503
http://dx.doi.org/10.1063/1.2215374
В.М. Алиев, А.Н. Мамедова, С.С. Рагимов, Р.И. Селим-заде, Б.А. Таиров
10. Г.Я. Хаджай, Н.Р. Вовк, Р.В. Вовк, ФНТ 40, 630 (2014)
[Low Temp. Phys. 40, 488 (2014)].
11. A.L. Solovjov, M.A. Tkachenko, R.V. Vovk, and A. Chroneos,
Physica C 501, 24 (2014).
12. Y. Yamada, K. Anagawa, T. Shibauchi, T. Fujii, T. Watanabe,
A. Matsuda, and M. Suzuki, Phys. Rev. B 68, 054533 (2003).
13. J.L. Tallon, F. Barber, J.G. Storey, and J.W. Loram, Phys.
Rev. B 87, 140508 (2013).
14. S. Badoux, W. Tabis, F. Laliberte, G. Grissonnanche,
B. Vignolle, D. Vignolles, J. Beard, D.A. Bonn, W.N. Hardy,
R. Liang, N. Doiron-Leyraud, Louis Taillefer, and Cyril Proust,
Nature 531, 210 (2016).
15. T. Timusk and B. Statt, Rep. Prog. Phys. 62, 161 (1999).
16. T. Kondo, A.D. Palczewsk, Y. Hamaya, T. Takeuchi, J.S.
Wen, Z.J. Xu, G. Gu, and A. Kaminski, Phys. Rev. Lett. 111,
157003 (2013).
17. H. Alloul, T. Ohno, and P. Mendels, Phys. Rev. Lett. 63,
1700 (1989).
18. N.F. Mott, Rev. Mod. Phys. 40, 677 (1968).
19. B.P. Stojkovic and D. Pines, Phys. Rev. B 55, 8576 (1997).
20. Rui-Hua He, M.Hashimoto, H.Karapetyan, J.D. Koralek, J.P.
Hinton, J.P. Testaud, V. Nathan, Y. Yoshida, Hong Yao,
K. Tanaka, W. Meevasana, R.G. Moore, D.H. Lu, S.-K. Mo,
M. Ishikado, H. Eisaki, Z. Hussain, T.P. Devereaux, S.A.
Kivelson, J. Orenstein, A. Kapitulnik, and Z.-X. Shen,
Science 331, 1579 (2011).
21. A.A. Abrikosov, Phys. Rev. B 64, 104521 (2001).
22. В.А. Кашурников, А.В. Красавин, Современные проблемы
физики твердого тела. Высокотемпературная сверх-
проводимость, Москва (2002), ч. 2.
23. Z. Zou, K. Oka, Y. Nishihara, and J. Ye, Phys. Rev. Lett. 80,
1074 (1998).
24. S.V. Samoylenkov, O.Yu. Gorbenko, and A.R. Kaul, Physica
C 278, 49 (1997).
25. J.G. Lin, C.Y. Huang, Y.Y. Xue, C.W. Chu, X.W. Cao, and
J.C. Ho, Phys. Rev. B 51, 12900 (1995).
26. L.G. Aslamazov and A.L. Larkin, Phys. Lett. A 26, 238
(1968).
27. В.М. Алиев, С.А. Алиев, С.С. Рагимов, Г.Дж. Султанов,
А.Н. Мамедова, ФНТ 35, 1081 (2009) [Low Temp. Phys.
35, 843 (2009].
28. Н.Е. Алексеевский, А.В. Митин, Г.М. Кузьмичева, Т.Н.
Тарасова, Е.П. Хлебников, В.В. Евдокимова, СФХТ 2, 60
(1989).
29. А.Г. Саркисян, В.М. Арутунян, Э.В. Путнынь и др.,
СФХТ 3, 2071 (1990).
30. А.С. Александров, А.Б. Кребс, УФН 162, 1 (1992).
31. A.S. Alexandrov, Phys. Rev. Lett. 95, 259704 (2005).
32. K.D. Tsendin and B.P. Popov, Supercond. Sci. Technol. 16,
80 (1999).
33. A.N. Das, B. Ghosh, and P. Choudhury, Physica C 158, 311
(1989).
34. A.L. Solovjov, Fiz. Nizk. Temp. 28, 1138 (2002) [Low Temp.
Phys. 28, 812 (2002)].
35. T. Ito, K. Takenaka, and S. Uchida, Phys. Rev. Lett. 70, 3995
(1993).
36. The Physics of Superconductors. Conventional and High-Tc
superconductors, K.H. Bennemann and J.B. Katterson (eds.),
Springer, Berlin (2003).
37. Y. Ando, S. Komiya, K. Segawa, S. Ono, and Y. Kurita,
Phys. Rev. Lett. 93, 267001 (2004).
38. В.М. Локтев, ФНТ 22, 490 (1996) [Low Temp. Phys. 22,
376 (1996)].
39. R. Haussmann, Phys. Rev. B 49, 12975 (1994).
40. J.R. Engelbrecht, A. Nazarenko, M. Randeria, and E. Dagotto,
Phys. Rev. B 57, 13406 (1998).
41. S. Hikami and A.I. Larkin, Mod. Phys. Lett. B 2, 693 (1988).
42. W. Lang, G. Heine, W. Kula, and Roman Sobolewski, Phys.
Rev. B 51, 9180 (1995).
43. B. Oh, K. Char, A.D. Kent, M. Naito, M.R. Beasley, T.H.
Geballe, R.H. Hammond, A. Kapitulnik, and J.M. Graybeal,
Phys. Rev. B 37, 7861 (1988).
44. P. Villers, R.A. Doyle, and V.V. Griidin. Phys. Condens.
Matter 4, 9401 (1992).
45. R. Peters and J. Bauer, Phys. Rev. B 92, 014511 (2015).
46. M. Randeria, Nature Phys. 6, 561 (2010).
47. P.G. De Gennes, Superconductivity of Metals and Alloys,
W.A. Benjamin, INC., New York, Amsterdam (1966), p. 280.
48. B. Leridon, A. Défossez, J. Dumont, J. Lesueur, and J.P.
Contour, Phys. Rev. Lett. 87, 197007 (2001).
49. Д.Д. Прокофьев, М.П. Волков, Ю.А. Бойков, ФТТ 45,
1168 (2003).
50. Ya. Ponomarev, M. Mikheev, M. Sudakova, S. Tchesnokov,
and S. Kuzmichevhys, Phys. Status Solidi C 6, 2072 (2009).
51. А.И. Дьяченко, В. Ю. Таренков, ФТВД 24, № 2 (2014).
52. J. Stajic, A. Iyengar, K. Levin, B.R. Boyce, and T.R.
Lemberger, Phys. Rev. B 68, 024520 (2003).
53. A.L. Solovjov, L.V. Omelchenko, R.V. Vovk, O.V.
Dobrovolskiy, S.N. Kamchatnaya, and D.M. Sergeev,
Current Appl. Phys. 16, 931 (2016).
Investigation of the pseudogap state in
Bi2Sr2CaCu2Ox and Bi2Sr2ZnCu2Oy HTSC materials
V.M. Aliev, A.N. Mamedova, S.S. Raqimov,
R.I. Selim-zade, and B.A.Tairov
The influence of substitution of Calcium by Zinc
on the transport properties of BiSrCaCuO-2221 sys-
tem was studied. It was shown that the critical temper-
atures Tc for Bi2Sr2CaCu2Ox (B1) and Bi2Sr2ZnCu2Oy
(B1) are very close (81 K and 81.72 K). However the
resistivity ρ of Bi2Sr2ZnCu2Oy sample increases ap-
preciably and the ratio ρΒ2/ρΒ1 10 at 100 Κ. In the
framework of the local pair model we analyzed the
origin of excess conductivity in Bi2Sr2CaCu2Ox and
Bi2Sr2ZnCu2Oy taking into account Aslamazov-Larkin
theory in the vicinity of Tc. We found the temperature
T0 for transition from 2D fluctuation area to 3D region
(the temperature of 2D-3D crossover). The coherence
length of fluctuating Cooper pairs along the c-axis
1190 Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2016, т. 42, № 10
http://dx.doi.org/10.1063/1.4881197
http://dx.doi.org/10.1063/1.4881197
http://dx.doi.org/10.1126/science.1198415
http://dx.doi.org/10.1063/1.3266910
http://dx.doi.org/10.1063/1.3266910
Исследование псевдощелевого состояния в Bi2Sr2CaCu2Ox и Bi2Sr2ZnCu2Oy ВТСП материалах
ξc(0) was calculated. Substitution of Ca by Zn results
in decrease of ξc(0) by factor of 1.5 (4.8 A and 3.3 A
respectively) and narrowing of pseudogap region as
well as superconducting fluctuation area near Tc. The
temperature dependence of pseudogap ∆∗(Τ) and
Δ*(Тс) were determined. Increase of ρ and its specific
temperature dependence together with significant de-
crease of T* indicates destruction of local pairs at high
temperatures i.e. suppression of pseudogap as a result
of Zn doping.
PACS: 74.20.Mn Nonconventional mechanisms
74.72.–h Cuprate superconductors
74.25. ± q Properties of superconductors
74.25.Jb Electronic structure (photoemis-
sion, etc.).
Keywords: superconductivity, pseudogap, excess con-
ductivity, Bi2Sr2ZnCu2Ox, coherent length, crossover
temperature.
Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2016, т. 42, № 10 1191
1. Введение
2. Эксперимент
3. Обсуждение результатов
3.1. Флуктуационная проводимость
3.2. Псевдощель
Заключение
|