Флуктуационная проводимость в сверхпроводящем соединении Bi₁,₇Pb₀,₃Sr₂Ca₂Cu₃Oy
Проведено исследование влияния частичного замещения Bi на Pb на механизм избыточной проводимости в поликристаллах Bi–Sr–Ca–Cu–O. Установлено, что частичное замещение Bi на Pb приводит к повышению критической температуры образца Bi₁,₇Pb₀,₃Sr₂Ca₂Cu₃Oy (В2) по сравнению с Bi₂Sr₂Ca₂Cu₃Ox (В1)
 (...
Gespeichert in:
| Veröffentlicht in: | Физика низких температур |
|---|---|
| Datum: | 2017 |
| Hauptverfasser: | , , , , |
| Format: | Artikel |
| Sprache: | Russisch |
| Veröffentlicht: |
Фізико-технічний інститут низьких температур ім. Б.І. Вєркіна НАН України
2017
|
| Schlagworte: | |
| Online Zugang: | https://nasplib.isofts.kiev.ua/handle/123456789/175362 |
| 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: | Флуктуационная проводимость в сверхпроводящем соединении Bi₁,₇Pb₀,₃Sr₂Ca₂Cu₃Oy / В.М. Алиев, Дж.А. Рагимов, Р.И. Селим-заде, С.З. Дамирова, Б.А.Таиров // Физика низких температур. — 2017. — Т. 43, № 12. — С. 1707-1714. — Бібліогр.: 49 назв. — рос. |
Institution
Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine| _version_ | 1860250790836305920 |
|---|---|
| author | Алиев, В.М. Рагимов, Дж.А. Селим-заде, Р.И. Дамирова, С.З. Таиров, Б.А. |
| author_facet | Алиев, В.М. Рагимов, Дж.А. Селим-заде, Р.И. Дамирова, С.З. Таиров, Б.А. |
| citation_txt | Флуктуационная проводимость в сверхпроводящем соединении Bi₁,₇Pb₀,₃Sr₂Ca₂Cu₃Oy / В.М. Алиев, Дж.А. Рагимов, Р.И. Селим-заде, С.З. Дамирова, Б.А.Таиров // Физика низких температур. — 2017. — Т. 43, № 12. — С. 1707-1714. — Бібліогр.: 49 назв. — рос. |
| collection | DSpace DC |
| container_title | Физика низких температур |
| description | Проведено исследование влияния частичного замещения Bi на Pb на механизм избыточной проводимости в поликристаллах Bi–Sr–Ca–Cu–O. Установлено, что частичное замещение Bi на Pb приводит к повышению критической температуры образца Bi₁,₇Pb₀,₃Sr₂Ca₂Cu₃Oy (В2) по сравнению с Bi₂Sr₂Ca₂Cu₃Ox (В1)
(соответственно Тс (В2) = 100,09 К и Тс (В1) = 90,5 К). При этом удельное сопротивление ρ образца В2 в
нормальной фазе по сравнению с В1 уменьшается почти в 1,5 раза. Механизм образования избыточной
проводимости в купратных ВТСП Bi₂Sr₂Ca₂Cu₃Ox и Bi₁,₇Pb₀,₃Sr₂Ca₂Cu₃Oy рассмотрен в рамках модели локальных пар 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 значения длины
когерентности ξс(0) вдоль оси с флуктуационных куперовских пар. Показано, что частичное замещение Bi
на Pb в системе Bi–Sr–Ca–Cu–O приводит к уменьшению ξс(0) в 1,3 раза (соответственно 4,205 и 3,254 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), а также оценены
температуры Тm, отвечающие максимуму температурной зависимости псевдощели в этих материалах. Максимальные значения величины псевдощели в образцах В1 и В2 составляют соответственно 61,06 и 38,18 мэВ.
Проведено дослідження впливу часткового заміщення Bi на Pb на механізм надлишкової провідності в
полікристалах Bi–Sr–Ca–Cu–O. Встановлено, що часткове заміщення Bi на Pb призводить до підвищення
критичної температури зразка Bi₁,₇Pb₀,₃Sr₂Ca₂Cu₃Oy (В2) в порівнянні з Bi₂Sr₂Ca₂Cu₃Ox (В1) (відповідно
Тс (В2) = 100,09 К і Тс (В1) = 90,5 К). При цьому питомий опір ρ зразка В2 в нормальній фазі в порівнянні з
В1 зменшується майже в 1,5 рази. Механізм утворення надлишкової провідності в купратних ВТНП
Bi₂Sr₂Ca₂Cu₃Ox та Bi₁,₇Pb₀,₃Sr₂Ca₂Cu₃Oy був розглянутий в рамках моделі локальних пар з урахуванням теорії
Асламазова–Ларкіна поблизу Тс. Визначено температуру Т0 переходу від 2D флуктуаційної області до 3D області (тобто температура 2D–3D кросовера). Розраховано значення довжини когерентності ξс(0) уздовж осі с
флуктуаційних куперівських пар. Показано, що часткове заміщення Bi на Pb в системі Bi–Sr–Ca–Cu–O призводить до зменшення ξс(0) в 1,3 рази (відповідно 4,205 та 3,254 Å), а також до звуження як області існування
псевдощілини, так і області надпровідних флуктуацій поблизу Тс. Визначено температурну залежність псевдощілини Δ*(Т) і значення Δ*(Тс), а також оцінено температури Тm, що відповідають максимуму температурної залежності псевдощілини в цих матеріалах. Максимальні значення величини псевдощілини в зразках В1
та В2 складають відповідно 61,06 та 38,18 меВ.
A study of how the partial substitution of Bi with Pb impacts the mechanism of excess conductivity in a Bi-Sr-Ca-Cu-O system. It is found that such a substitution leads to an increase in the critical temperature of the Bi₁,₇Pb₀,₃Sr₂Ca₂Cu₃Oy(B2) sample, in comparison to Bi₂Sr₂Ca₂Cu₃Ox (B1) [Tc (B2) = 100.09 K and Tc (B1) = 90.5 K, respectively]. At the same time, the resistivity ρ of the sample B2 in the normal phase decreases by almost 1.5 times in comparison to B1. The mechanism responsible for the generation of excess conductivity in cuprate HTSCs Bi₂Sr₂Ca₂Cu₂Ox and Bi₁,₇Pb₀,₃Sr₂Ca₂Cu₃Oy is examined using the local pair model with consideration of the Aslamazov-Larkin theory, near Tc. The temperature T0 of the transition from the 2D fluctuation region to the 3D (i.e., the temperature of the 2D-3D crossover), is also determined. The coherence length ξc(0) along the c axis of fluctuation Cooper pairs is calculated. It is shown that the partial substitution of Bi with Pb in the Bi-Sr-Ca-Cu-O system leads to a decrease in ξc(0) by a factor of 1.3 (4.205 and 3.254 Å, respectively), and that there is a narrowing of both the region of pseudogap existence and the region of superconducting fluctuations near Tc. The temperature dependence of the pseudogap Δ*(T) and the value Δ*(Tc) are determined, and the temperatures Tm, which correspond to the maximum of the pseudogap as a function of temperature in these materials, are estimated. The pseudogap maxima in samples B1 and B2 are found to be 61.06 and 38.18 meV, respectively.
|
| first_indexed | 2025-12-07T18:43:05Z |
| format | Article |
| fulltext |
Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2017, т. 43, № 12, c. 1707–1714
Флуктуационная проводимость в сверхпроводящем
соединении Bi1,7Pb0,3Sr2Ca2Cu3Oy
В.М. Алиев, Дж.А. Рагимов, Р.И. Селим-заде, С.З. Дамирова, Б.А.Таиров
Институт физики НАН Азербайджана, пр. Г. Джавида, 131, г. Баку, AZ 1143, Азербайджан
E-mail: v_aliev@bk.ru
Статья поступила в редакцию 20 марта 2017 г., после переработки 17 июля 2017 г.,
опубликована онлайн 25 октября 2017 г.
Проведено исследование влияния частичного замещения Bi на Pb на механизм избыточной проводимо-
сти в поликристаллах Bi–Sr–Ca–Cu–O. Установлено, что частичное замещение Bi на Pb приводит к повы-
шению критической температуры образца Bi1,7Pb0,3Sr2Ca2Cu3Oу (В2) по сравнению с Bi2Sr2CaCu2Ox (В1)
(соответственно Тс (В2) = 100,09 К и Тс (В1) = 90,5 К). При этом удельное сопротивление ρ образца В2 в
нормальной фазе по сравнению с В1 уменьшается почти в 1,5 раза. Механизм образования избыточной
проводимости в купратных ВТСП Bi2Sr2CaCu2Ox и Bi1,7Pb0,3Sr2Ca2Cu3Oу рассмотрен в рамках модели ло-
кальных пар 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 значения длины
когерентности ξс(0) вдоль оси с флуктуационных куперовских пар. Показано, что частичное замещение Bi
на Pb в системе Bi–Sr–Ca–Cu–O приводит к уменьшению ξс(0) в 1,3 раза (соответственно 4,205 и 3,254 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), а также оценены
температуры Тm, отвечающие максимуму температурной зависимости псевдощели в этих материалах. Мак-
симальные значения величины псевдощели в образцах В1 и В2 составляют соответственно 61,06 и 38,18 мэВ.
Проведено дослідження впливу часткового заміщення Bi на Pb на механізм надлишкової провідності в
полікристалах Bi–Sr–Ca–Cu–O. Встановлено, що часткове заміщення Bi на Pb призводить до підвищення
критичної температури зразка Bi1,7Pb0,3Sr2Ca2Cu3Oу (В2) в порівнянні з Bi2Sr2CaCu2Ox (В1) (відповідно
Тс (В2) = 100,09 К і Тс (В1) = 90,5 К). При цьому питомий опір ρ зразка В2 в нормальній фазі в порівнянні з
В1 зменшується майже в 1,5 рази. Механізм утворення надлишкової провідності в купратних ВТНП
Bi2Sr2CaCu2Ox та Bi1,7Pb0,3Sr2Ca2Cu3Oу був розглянутий в рамках моделі локальних пар з урахуванням теорії
Асламазова–Ларкіна поблизу Тс. Визначено температуру Т0 переходу від 2D флуктуаційної області до 3D об-
ласті (тобто температура 2D–3D кросовера). Розраховано значення довжини когерентності ξс(0) уздовж осі с
флуктуаційних куперівських пар. Показано, що часткове заміщення Bi на Pb в системі Bi–Sr–Ca–Cu–O приз-
водить до зменшення ξс(0) в 1,3 рази (відповідно 4,205 та 3,254 Å), а також до звуження як області існування
псевдощілини, так і області надпровідних флуктуацій поблизу Тс. Визначено температурну залежність псев-
дощілини Δ*(Т) і значення Δ*(Тс), а також оцінено температури Тm, що відповідають максимуму температур-
ної залежності псевдощілини в цих матеріалах. Максимальні значення величини псевдощілини в зразках В1
та В2 складають відповідно 61,06 та 38,18 меВ.
PACS: 74.20.Mn Нетрадиционные механизмы;
74.72.–h Купратные сверхпроводники;
74.25.–q Свойства сверхпроводников;
74.25.Jb Электронная структура.
Ключевые слова: сверхпроводимость, псевдощель, избыточная проводимость, длина когерентности,
Bi1,7Pb0,3Sr2Ca2Cu3Oу.
© В.М. Алиев, Дж.А. Рагимов, Р.И. Селим-заде, С.З. Дамирова, Б.А. Таиров, 2017
В.М. Алиев, Дж.А. Рагимов, Р.И. Селим-заде, С.З. Дамирова, Б.А. Таиров
Введение
Хотя с момента открытия висмутсодержащих высо-
котемпературных сверхпроводящих материалов про-
шло более тридцати лет, их синтез представляет собой
не решенную до конца задачу. Основными недостат-
ками традиционных методов получения ВТСП мате-
риалов этого гомологического ряда являются низкая
скорость, неполное завершение твердофазной реак-
ции, а также сложность направленного формирования
реальной структуры конечного материала, опреде-
ляющей его структурно-чувствительные свойства
[1,2]. К настоящему времени в системе Bi–Sr–Ca-Cu–O
обнаружены три сверхпроводящие фазы с общей фор-
мулой Bi2(SrCa)n+1CunOx (n = 1, 2, 3), сокращенно обо-
значаемые по соотношению компонентов Bi:Sr:Ca:Cu
как 2201, 2212, 2223. Критическая температура Тс растет
по мере увеличения содержания Ca и Cu и достигает
значений 10–35 К, 80–90 К и 100–110 К для фаз 2201,
2212 и 2223 соответственно [1–4].
Известно, что висмутовая ВТСП керамика вызыва-
ет большой интерес в связи с существованием в ней
фазы с Тс > 100 К. Однако синтез этой фазы — слож-
ная задача, так как наряду с фазой Bi2Sr2Ca2Cu3Oх,
для которой Тс > 100 К, образуются фаза Bi2Sr2CaCu2Oх
с Тс ≈ 80 К, а также несверхпроводящие фазы [1].
Недавно появилась работа [5], посвященная изучению
состояния СП перехода на серии монокристаллов
Pb0,55Bi1,5Sr1,6La0,4CuO6+δ (Pb–Bi2201). Результаты ис-
следований по трем различным экспериментальным ме-
тодикам показали, что помимо стабильного СП перехода
наблюдались нестабильные фазовые переходы при *T
≅ 132 К. Авторы приходят к выводу, что по мере сни-
жения температуры ВТСП соединение испытывает два
фазовых перехода: вначале появление нестабильного
перехода (открытие псевдощели), а затем переход в СП
состояние. Однако температурные зависимости флук-
туационной проводимости и псевдощели в Pb–Bi2201
не изучались.
Отметим, что Bi1,7Pb0,3Sr2Ca2Cu3Oy — удобный объ-
ект для исследований механизма образования избыточ-
ной проводимости в купратных соединениях, области
существования псевдощели, а также области СП флук-
туаций вблизи Тс. Частичное замещение в составе
Bi2Sr2CaCu2Oх висмута на свинец приводит к оптимиза-
ции условий синтеза образцов и заметному возрастанию
объемной доли 2223 в поликристалле [6,7]. Одновремен-
но улучшается структура поликристалла, что следует из
анализа избыточной проводимости и псевдощели, при-
веденного ниже. Присутствие свинца в составе поликри-
сталлов Bi2Sr2CaCu2Oх и Bi1,7Pb0,3Sr2Ca2Cu3Oy способ-
ствует росту отношения Cu3+/Cu2+ и, соответственно, к
увеличению критической температуры Тс, а также сни-
жению удельного сопротивлений. Это означает, что по-
добное замещение приводит к росту плотности носите-
лей заряда [8–11].
В последние годы появился цикл работ [12–22], по-
священных анализу псевдощелевых эффектов в ВТСП
соединениях. Псевдощель (ПЩ) — уникальное явление,
характерное для ВТСП с активной плоскостью CuO2
(купраты) в области допирования меньше оптимально-
го. Оно проявляется при исследованиях явлений тунне-
лирования, фотоэмиссии, теплоемкости [17,23] и ряда
других свойств ВТСП. Предполагается, что при некото-
рой температуре *
cT T (Тс — критическая темпера-
тура СП перехода) плотность состояний на поверхности
Ферми перераспределяется: на части этой поверхности
плотность состояний уменьшается [13,24,25]. Ниже
температуры *T соединение находится в состоянии с
псевдощелью [12–14,24–26]. В этих работах также об-
суждаются возможные механизмы проводимости в ре-
жимах нормального, сверхпроводящего и псевдощеле-
вого состояний ВТСП.
А.А. Абрикосов считает [27], что ПЩ состояние
нельзя рассматривать как некое новое фазовое со-
стояние вещества, поскольку ПЩ не отделена от
нормального состояния фазовым переходом. Однако
можно согласиться, что при *T T= в ВТСП имеет
место кроссовер [13,24,25]. Ниже *,T в силу не уста-
новленных на сегодняшний день причин, плотность
квазичастичных состояний на уровне Ферми начинает
уменьшаться [12–14,24,25]. Собственно по этой причи-
не это явление и получило название «псевдощель» [26].
Впервые этот результат был получен в экспериментах по
изучению ЯМР в слабодопированной системе Y123, в
которой при охлаждении наблюдалось аномальное
уменьшение сдвига Найта, прямо связанного в теории
Ландау с плотностью состояний на уровне Ферми [25].
Таким образом, цель настоящей работы — изучение
нормального состояния в Bi2Sr2CaCu2Ox и
Bi1,7Pb0,3Sr2Ca2Cu3Oy в области температур * ,cT T T> >
определение их физических характеристик, а также ис-
следование возможности возникновения ПЩ состояния
в этих соединениях. Анализ проводился на основе ис-
следования избыточной проводимости выше Тс в рамках
модели локальных пар (ЛП) [12,18,20] с учетом флук-
туационной теории Асламазова–Ларкина [28] вблизи Тс.
Отметим, что в настоящее время благодаря развитию
метода ARPES (angle-resolved photoemission spectros-
copy) [13,24] стало возможным экспериментальное опре-
деление ПЩ состояния ВТСП материалов. Однако мо-
дель локальных пар [12,18] позволяет получить ин-
формацию также о температурной зависимости ПЩ из
анализа избыточной проводимости, определяемой из
резистивных измерений.
Экспериментальные результаты и их обсуждение
Для выяснения роли замещения Bi на Pb на сверх-
проводящие свойства системы Bi–Sr–Ca-Cu–O выбра-
но исходное соотношение компонентов 2:2:2:3 с целью
получения Bi–Pb–Sr–Ca–Cu–O (1,7:0,3:2:2:3).
1708 Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2017, т. 43, № 12
Флуктуационная проводимость в сверхпровлдящем соединении Bi1,7Pb0,3Sr2Ca2Cu3Oy
При синтезе использовались порошкообразные ок-
сиды и карбоксилы Bi2O3, PbO, SrCO3, CaCO3 и CuO
чистоты 99,99% [29]. Твердофазная реакция осущест-
влялась в две стадии: сначала при 1223 К в течение
10 ч синтезировались полупродукты Sr2Ca2Cu3Ox и
Pb0,3Sr2Ca2Cu3Oу. Остывшую смесь растирали в по-
рошок, добавляли в нее требуемое количество Bi2O3
и хорошо перемешивали. Затем смесь прессовали в
таблетку, спекание производилось при 1123 К в течение
48 ч с последующей закалкой на воздухе. На основе
рентгеновского анализа полученных поликристаллов по
методике [30,31] определено процентное содержание
основных и сопутствующих побочных фаз (рис. 1). Для
образца Bi2Sr2CaCu2Ox (В1) установлено содержание
фазы 2212 до 70–80%, с незначительной примесью фазы
2202, и до 20% фазы 2223. Соответственно для образца
Bi1,7Pb0,3Sr2Ca2Cu3Oy (В2) содержание фазы 2223 со-
ставляло до 90%.
Оптимальное количество свинца определено как
28–32% от содержания Bi [32], поскольку дальнейшее
возрастание концентрации Pb ведет к образованию
Ca2PbO4 и приводит к подавлению сверхпроводимости
за счет уменьшения количества сверхпроводящей фазы
[32,33].
Температурные зависимости удельного сопротив-
ления ρ образцов В1 и В2 представлены на рис. 2. Кри-
тические температуры СП перехода Тс определены по
максимуму, получаемому при дифференцировании
кривой ( ).Tρ Как видно на рис. 1, частичное замеще-
ние Bi на Pb (до 30%) в системе Bi–Sr–Ca–Cu–O при-
водит к росту критической температуры соответствен-
но от Тс1 = 90,5 К (образец В1) до Тс2 = 100,09 К
(образец В2), что подтверждает выводы рентгеновско-
го анализа об определяющем формировании фазы 2223
в образце В2. При этом удельное сопротивление ρ
образца Bi1,7Pb0,3Sr2Ca2Cu3Oy в нормальной фазе по
сравнению с Bi2Sr2CaCu2Ox уменьшается почти в 1,5
раза (табл. 1). Это указывает на улучшение структуры
образца, что нашло подтверждение в результатах ана-
лиза флуктуационной проводимости и ПЩ.
Флуктуационная проводимость
Линейный ход температурных зависимостей удель-
ных сопротивлений образцов В1 и В2 в нормальной
фазе хорошо экстраполируется выражением ( )n Tρ =
0 .T= ρ + κ Значение коэффициентов наклона экстра-
поляционных прямых k = dρn/dT для образцов В1 и В2
составляет соответственно 7,55 и 6 мОм·см/К. Эта ли-
нейная зависимость, экстраполированная в область
низких температур, была использована для определе-
ния избыточной проводимости ( )T∆σ согласно
1 1( ) ( ) ( )nT T T− −∆σ = ρ − ρ . (1)
Анализ поведения избыточной проводимости про-
веден в рамках модели локальных пар [12,34–36].
Предполагая возможность образования локальных
пар [12,14,18] в образцах при температурах ниже *T =
= 184,6 К (В1) и *T = 176,11 К (В2), полученные экспе-
риментальные результаты вблизи Тс проанализированы с
учетом возникновения флуктуационных куперовских
пар (ФКП) выше Тс, согласно теории Асламазова–
Ларкина (АЛ) [28]. На рис. 3 представлена зависимость
логарифма избыточной проводимости образцов В1 (1) и
В2 (2) от логарифма приведенной температуры
( / 1).cT Tε = − Согласно теории АЛ, а также Хиками–
Ларкина (ХЛ), развитой для ВТСП [37], в области Т > Тс
(но вблизи Тс) происходит флуктуационное спаривание
носителей заряда, приводящее к возникновению флук-
туационной проводимости (ФЛП). В этой области зави-
симость избыточной проводимости от температуры в
системах BiSCCO [38] описывается выражениями Рис. 1. Рентгенограммы образцов В1 (1) и В2 (2).
Рис. 2. Температурные зависимости удельного сопротивле-
ния образцов В1 (1) и В2 (2).
Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2017, т. 43, № 12 1709
В.М. Алиев, Дж.А. Рагимов, Р.И. Селим-заде, С.З. Дамирова, Б.А. Таиров
2 1/2
3 3 { /[32 (0)]}АL D D cD C e −σ = ξ ε , (2)
2 1
2 2 { /[16 ]}АL D DD C e d −σ = ε (3)
соответственно для области трехмерных (3D) и дву-
мерных (2D) флуктуаций. Скэйлинговые коэффициен-
ты С служат для совмещения теории с экспериментом
[12,38].
Таким образом, по углу наклона α зависимостей
ln ∆σ как функции ln( / 1)cT Tε = − (см. рис. 3) можно
выделить области 2D (tg α = –1) и 3D (tg α = –1/2)
ФЛП. Значит, можно определить температуру крос-
совера T0 (температуру перехода от 2D∆σ к 3 )D∆σ и
тангенсы углов наклона зависимостей ( ),T∆σ отве-
чающие показателям степени ε в уравнениях (2) и
(3). Соответствующие значения параметров, опреде-
ленные из эксперимента для обоих образцов, приве-
дены в табл. 1.
Анализ данных, приведенных на рис. 3, показал, что
замещение в поликристалле В1 висмута на свинец
приводит к росту критической температуры, снижению
удельного сопротивления, что согласуется с результа-
тами работ [8–11], а также, согласно [22], к росту
плотности носителей зарядя nf. Видно, что для поли-
кристалла В2 значения tg α2D ≈ –1, а tg α3D ≈ –0,5, что
находится в хорошем согласии в предсказаниями тео-
рии АЛ. Эти данные означают, что процесс интеркаля-
ции Pb в поликристалле В2 приводит к улучшению
структуры, и образец хорошо описывается в модели
локальных пар.
Как показано в ряде работ [12,22,38,39], в области
3D флуктуаций вблизи Тс, независимо от наличия
структурных дефектов, ФЛП в ВТСП всегда описыва-
ется 3D теорией АЛ (2). Как видно из табл. 1, для об-
разца В1 tg α3D ≈ –0,45, что близко к значению, ожи-
даемому из теории АЛ. Однако tg α2D ≈ –2.17
(табл. 1). Такое значение явно не удовлетворяет па-
раметрам теории ФЛП Асламазова–Ларкина, т.е. в
области 2D флуктуаций образец В1 не подчиняется
теории АЛ. По нашему мнению, такое поведение объ-
ясняется присутствием все трех фаз (2203, 2212, 2223)
в поликристалле В1 (рис. 1), что может приводить к
разбросу расстояний между проводящими плоскостя-
ми CuO2. Наличие в составе В1 различных фаз также
может создавать неоднородности в структуре образ-
ца, о чем свидетельствует высокое ρ(Т), и, как следст-
вие, наблюдается отклонение от теории. Подчеркнем,
что отличие наблюдается именно в области 2D флук-
туаций, где ∆σАL2D ~ 1/d (уравнение (3)).
Отметим, что в зависимостях ∆σ–2(Т) (рис. 3) отсут-
ствует 2D вклад Маки–Томпсона [12,37], что типично
для BiSCCO [38]. Тем не менее по температуре кроссо-
вера Т0, которой отвечает ln ε0, по данным рис. 3 мож-
но определить длину когерентности локальных пар
вдоль оси с [12,37–39]:
( ) 00 с dξ = ε , (4)
где d ≈ 7 Å — расстояние между внутренними прово-
дящими плоскостями в 2223-BiSCCO [40]. Соответст-
венно, было получено ξс(0) = 4,205 Å (ln ε0 ≈ –1,019)
для В1 и ξс(0) = 3,254 Å (ln ε0 ≈ –1,532) для В2, что
хорошо согласуется с результатами, полученными для
пленок Bi-2223 [37].
Таблица 1. Параметры образцов Bi2Sr2CaCu2Ox (В1) и Bi1,7Pb0,3Sr2Ca2Cu3Oу (В2)
Образец ρ(300 К), 10–4 Ом·см Тс, К T*, К Т0, К λ2D λ3D ξс(0), Å Δ*(Тс), К 2Δ*(Tc)/kBTc
В1
В2
9,66
6,77
90,50
100,09
184,60
176,11
87,45
100
–2,17
–1,016
–0,45
–0,46
4,205 ± 0,2
3,254 ± 0,2
244,35
268,24
5,40
5,36
Рис. 3. Зависимости логарифма избыточной проводимости от
ln (T/Tc – 1) образцов В1 (a) и В2 (б). Сплошные линии —
расчет в рамках теории Асламазова–Ларкина.
1710 Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2017, т. 43, № 12
Флуктуационная проводимость в сверхпровлдящем соединении Bi1,7Pb0,3Sr2Ca2Cu3Oy
Анализ величины и температурной зависимости
псевдощели
Как отмечалось выше, в купратах при Т < *T про-
исходит уменьшение плотности электронных состоя-
ний квазичастиц на уровне Ферми [13,24,25] (причина
этого явления до конца не выяснена), что создает ус-
ловия для образования псевдощели в спектре возбуж-
дений [5,12–14,25] и в конечном итоге приводит к
появлению избыточной проводимости. Величина и
температурная зависимость псевдощели в исследо-
ванных образцах проанализированы в рамках ЛП
модели [12,18] с учетом предсказываемого теорией
[34–36] для ВТСП перехода от бозе-эйнштейновской
конденсации (БЭК) к режиму БКШ при уменьшении
температуры в интервале * .cT T T< < Отметим, что
избыточная проводимость существует именно в этом
интервале температур, где фермионы предположи-
тельно образуют пары — так называемые сильносвя-
занные бозоны (ССБ) [12,14,34–36]. Псевдощель ха-
рактеризуется некоторым значением энергии связи εb ~
~ 1/ξ2(T), обусловливающей создание таких пар [34–36],
которая уменьшается с температурой, поскольку длина
когерентности куперовских пар ξ(T) = ξ(0)(Т/Тс – 1)–1/2,
напротив, возрастает при уменьшении Т [41]. Поэтому,
согласно ЛП модели, ССБ трансформируются в ФКП
при приближении к Тс (БЭК–БКШ переход), что стано-
вится возможным благодаря исключительно малой дли-
не когерентности ξ(T) в купратах [12,38,42–44].
Из проведенных нами исследований можно оценить
величину и температурную зависимость ПЩ на основе
температурной зависимости избыточной проводимости
во всем интервале температур от *T до Тс согласно
[12,18,44]:
* * 2
* *0 0
(1 / )[exp( / ) ]( )
16 (0) 2 sh (2 / )c
A T T T e − −∆ ∆σ ε =
ξ ε ε ε
, (5)
где *1 /T T− определяет число пар, сформированных
при T ≤ *;T *exp(– / )T∆ — число пар, разрушаемых
тепловыми флуктуациями ниже температуры БЭК–
БКШ перехода. Коэффициент А имеет тот же смысл,
что и коэффициенты C3D и C2D в уравнениях (2) и (3),
*0 0,2ε для Bi2223 — параметр теории [45].
Решение уравнения (5) дает величину
2*
*
* *0 0
(1 / )( ) ln
( )16 (0) 2 sh (2 / )c
A T T eT T
T
− ∆ =
∆σ ξ ε ε ε
, (6)
где Δσ(Т) — определяемая в эксперименте избыточная
проводимость.
На рис. 4 представлены зависимости избыточной
проводимости образцов В1 и В2 от обратной температу-
ры. Как отмечается в [12,18,45], выбор таких координат
обусловлен сильной чувствительностью линейного уча-
стка ln (1/ )T∆σ к величине *( )cT∆ в уравнении (5), что
позволяет оценить этот параметр с большой точностью
(это нужно для нахождения коэффициента А). Зависимо-
сти (1/ )T∆σ рассчитаны согласно методике, апробиро-
ванной в [20]. Как видно на рис. 4, в этом случае значе-
ния ln (1/ )T∆σ , рассчитанные для обоих образцов с
параметрами A = 45±0,1, *T = 184,6 К, ξc(0) = 4,205 Å,
*ε ~ 0,2 (В1) и A = 58±0,1, *T = 176,11 К, ξc(0) =
= 3,254 Å, *ε ~ 0,2 (В2), хорошо согласуются с экспе-
риментальным данными при соответствующем выбо-
ре значения *2 ( )/ ,c B cT k T∆ как будет отмечено ниже.
Также видно, что линейный характер зависимости
ln (1/ )T∆σ для образца В1 приходится на интервал
Рис. 5. Температурные зависимости расчетной величины
псевдощели образцов В1 и В2 с параметрами, приведенными
в тексте. Стрелками обозначены максимальные значения
псевдощели.
Рис. 4. Зависимости логарифма избыточной проводимости от
обратной температуры, сплошные линии — аппроксимация
(3) с параметрами, приведенными в тексте.
Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2017, т. 43, № 12 1711
В.М. Алиев, Дж.А. Рагимов, Р.И. Селим-заде, С.З. Дамирова, Б.А. Таиров
102–270 К и на 107–176 К для В2. Далее в области
106 К < Т < *T зависимости ln (1/ )T∆σ отклоняются
от линейного хода.
Температурная зависимость и величина параметра
псевдощели *( )T∆ (рис. 5) рассчитаны на основе
уравнения (6) с параметрами, приведенными выше.
Как отмечается в [12,18,20], величина коэффициента
А подбирается из условия совпадения температурной
зависимости ( )∆σ ε в уравнении (5), полагая *∆ =
* ( ),cT= ∆ с экспериментальными данными в области
3D флуктуаций вблизи Тс. Согласно [46,47], опти-
мальная аппроксимация для системы Bi–Sr–Ca–Cu–O
достигается при значениях *2 ( )/ 5–7.c B cT k T∆ ≈ Для
образца В1 значение *2 ( )/ 5, 4,c B cT k T∆ = а для В2
*2 ( )/ 5,36.c B cT k T∆ = В результате из ЛП анализа для
В1 получены значения А = 45 и *( )cT∆ = 90,5·2,7 =
244,35 К; для В2 значения А = 58 и *( )cT∆ =
= 100,09·2,68 = 268,24 К, что согласуется с данными
эксперимента (рис. 5).
Как показано на рис. 5, максимальное значение вели-
чины псевдощели для В1 составляет *
m∆ ≈ 61,06 мэВ
*( ( )mT∆ ≈ 702 К, Тm = 178,28 К), для В2 *
m∆ ≈
≈ 38,18 мэВ *( m∆ ≈ 439,12 К, Tm ≈ 152,5 К).
Купрат Bi-2223 имеет три проводящие плоскости
CuO2 на элементарную ячейку, причем даже в режиме
оптимального допирования внешние плоскости передо-
пированы, а внутренняя недодопирована [48]. В ЛП мо-
дели предполагается, что *( )cT∆ = ΔSC(0) [12,18,49],
где ΔSC(0) — значение СП щели при Т → 0 К. Получен-
ные из ЛП анализа значения для образца B1 *( )cT∆ ≈
≈ 21,2 мэВ (≈ 244,35 К), для образца B2 *( )cT∆ ≈
≈ 23,5 мэВ (≈ 268,24 К) хорошо согласуются с величи-
нами «эффективной» сверхпроводящей щели OP
SC∆
20,14 и 22,32 мэВ, полученными из андреевских спек-
тров N–S контактов c Bi-2223 от внешних (OP) плоско-
стей. Фактически OP
SC∆ — значение d-волновой энерге-
тической щели в плоскостях OP [48].
Таким образом, можно предположить, что в
Bi2Sr2CaCu2Ox и Bi1,7Pb0,3Sr2Ca2Cu3Oy ПЩ формиру-
ется за счет d-волновой энергетической щели в OP
CuO2 плоскостях. Из представленных на рис. 5 данных
также видно, что с понижением Т величина псевдоще-
ли сначала возрастает, затем, пройдя через максимум,
уменьшается. Это уменьшение обусловлено трансфор-
мацией ССБ в ФКП в результате БЭК–БКШ перехода,
сопровождающейся увеличением избыточной прово-
димости при Т → Тс. Такое поведение *∆ с понижени-
ем температуры впервые было обнаружено на пленках
YBCO [12,18] с разным содержанием кислорода, что,
по-видимому, является типичным для купратных
ВТСП [20]. Таким образом, в исследованных нами
Bi2Sr2CaCu2Ox и Bi1,7Pb0,3Sr2Ca2Cu3Oy, как и в YBCO,
возможно образование локальных пар носителей заря-
да при Т >> Тс, что создает условия для образования
псевдощели [12–14] с последующим установлением
фазовой когерентности флуктуационных куперовских
пар при Т < Тс [46,47].
Отметим, что для В1 *( )mT∆ ≈ 61,06 мэВ *( ( )mT∆ ≈
≈ 702 К, Tm = 178,28 К), что заметно больше, чем типич-
ные значения щели для Bi-2223 [48]. Полученный ре-
зультат позволяет говорить о том, что анализ избыточ-
ной проводимости в рамках ЛП модели в данном случае
не применим. По нашему мнению, подавление локаль-
ных пар в поликристалле Bi2Sr2Ca2Cu3Ox обусловлено
тем, что в процессе синтеза в образце образовывались
все три (2202, 2212 и 2223) фазы. Содержание фазы 2212
составляет около 70–80%.
В то же время вблизи Тс для образца B1 получено
*( )cT∆ ≈ 21,2 мэВ *( ( )cT∆ ≈ 244,35 К), что близко к
типичным значения щели в Bi-2223 [46]. Этот результат
говорит о том, что, несмотря на сильное влияние много-
фазности состава образца В1, вблизи Тс всегда наблюда-
ется область сверхпроводящих флуктуций, в которой
формируются некогерентные ФКП [12], а флуктуацион-
ная проводимость описывается 3D уравнением теории
АЛ [28] (рис. 3). Это также подтверждает вывод о том,
что перед резистивным переходом ВТСП всегда пере-
ходит в 3D состояние (трехмеризуется) [12].
Заключение
Проведенные исследования и анализ показали, что
избыточная проводимость Δσ(Т) в Bi1,7Pb0,3Sr2Ca2Cu3Oy
в интервале температур *
сТ Т Т< < удовлетворительно
описывается в рамках модели локальных пар [12,18].
Замещение висмута на свинец в висмутовых ВТСП при-
водит к заметному уменьшению сопротивления. В то
же время происходит сужение температурных областей
реализации ПЩ и ФЛП, а также уменьшение длины
когерентности куперовских пар.
Результат анализа псевдощелевого состояния
Bi2Sr2Ca2Cu3Ox методом избыточной проводимости
показал, что модель локальных пар в данном случае не
применима. По нашему мнению, подавление локаль-
ных пар обусловлено тем, что в результате синтеза в
составе ВТСП материала образовывались все три фазы
(2202, 2212 и 2223).
При Т → Тс поведение Δσ(Т) обоих образцов под-
чиняется теории Асламазова–Ларкина для 2D и 3D
флуктуаций [28,37]. Таким образом, перед переходом в
сверхпроводящее состояние всегда реализуется об-
ласть сверхпроводящих флуктуаций в виде ФКП, в
которой ( )T∆σ описывается уравнением (2) для 3D
сверхпроводников (т.е. перед СП переходом ВТСП
всегда трехмеризуется).
Полученные значения ПЩ в Тс для Bi2Sr2CaCu3Ox
*( )cT∆ ≈ 21,2 мэВ (≈ 244,35 К) и для образца
Bi1,7Pb0,3Sr2Ca2Cu3Oy *( )cT∆ ≈ 23,5 мэВ (≈ 268,24 К)
хорошо согласуются с величиной «эффективной» сверх-
проводящей щели OP
SC∆ 20,14 мэВ и 22,32 мэВ, полу-
ченной из андреевских спектров для Bi-2223 [48]. Таким
1712 Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2017, т. 43, № 12
Флуктуационная проводимость в сверхпровлдящем соединении Bi1,7Pb0,3Sr2Ca2Cu3Oy
образом, можно предположить, что в Bi2Sr2CaCu2Ox и
Bi1,7Pb0,3Sr2Ca2Cu3Oy ПЩ формируется за счет преобра-
зования d-волновой СП энергетической щели во внеш-
них CuO2 плоскостях в соответствующую щель флук-
туационных куперовских пар выше Тс.
Авторы статьи выражает благодарность профессору
А.Л. Соловьеву за активное участие в обсуждении ре-
зультатов, позволившее осветить многие аспекты ис-
следуемой проблемы.
1. В.Д. Горобченко, А.В. Иродова, М.В. Жарников, О.А.
Лаврова, Г.В. Ласкова, Г.В. Пилягин, СФХТ 2, №7, 55
(1989).
2. И.Ф. Кононюк, В.В. Вашук, Л.В. Махнач, Ю.Г. Зонов,
СФХТ 2, №7, 77 (1989).
3. J.B. Torrance, Y. Tokura, S.L. LaPlaca, T.C. Huang, R.J.
Savoy, and A.I. Nazzal, Solid State Commun. 66, 703 (1988).
4. T. Kondo, Y. Hamaya, A.D. Palczewski, T. Takeuchi, J.S.
Wen, Z.J. Xu, G. Gu, J. Schmalian, A. Kaminski, Nat. Phys. 7,
No. 1, 21 (2011).
5. R.-H. He, M. Hashimoto, H. Karapetyan, J.D. Koralek, J.P.
Hinton, J.P. Testaud, V. Nathan, Y. Yoshida, H. 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).
6. P. Upadhyay, S. Rao, K. Nagpal, and R. Sharma, Mat. Res.
Bull. 27, №5, 109 (1992).
7. W. Lo and B.A. Glowacki, Cryogenics 32, 544 (1992).
8. A. Oota, A. Kirihigashi, Y. Sasaki, and K. Ohba, Jpn. J.
Appl. Phys. 27, 2289 (1988).
9. W. Yugui, J. Xinping, W. Jinsong, W. Nanling, and
H. Guchang, Int. J. Mod. Phys. B 3, 595 (1989).
10. G. Padam, R. Tripathi, M. Sharma, D.K. Suri, S.U.M. Rao,
K.C. Nagpal, and B.K. Das, Solid State Commun. 80, 271
(1991).
11. M. Awan, M. Maqsood, A. Maqsood, M. Arshad,
S.A. Mirza, and S.A. Siddiqui, J. Mater. Sci. Lett. 13, 1198
(1994).
12. A.L. Solovjov, Superconductors — Materials, Properties
and Applications. Chapter 7: Pseudogap and Local Pairs in
High-Tc Superconductors, A.M. Gabovich (ed.), Rijeka:
InTech (2012), p. 137.
13. A.A. Kordyuk, Fiz. Nizk. Temp. 41, 417 (2015) [Low Temp.
Phys. 41, 319 (2015)].
14. R. Peters and J. Bauer, Phys. Rev. B 92, 014511 (2016).
15. М.А. Оболенский, Р.В. Вовк, А.В. Бондаренко, ФНТ 32,
1488 (2006) [Low Temp. Phys. 32, 1131 (2006)].
16. Е.Б. Амитин, К.Р. Жданов, А.Г. Блинов, М.Ю. Каменева,
Ю.А. Ковалевская, Л.П. Козеева, И.Е. Пауков, ФНТ 31,
323 (2005) [Low Temp. Phys. 31, 241 (2005)].
17. М.В. Садовский, УФН 171, 539 (2001).
18. М.Р. Трунин УФН 175, 1017 (2005).
19. Л.А. Боярский, ФНТ 32, 1078 (2006) [Low Temp. Phys. 32,
819 (2006)].
20. А.Л. Соловьев, В.М. Дмитриев, ФНТ 32, 753 (2006) [Low
Temp. Phys. 32, 576 (2006)].
21. Г.Я. Хаджай, Н.Р. Вовк, Р.В. Вовк, ФНТ 40, 630 (2014)
[Low Temp. Phys. 40, 488 (2014)].
22. A.L. Solovjov, M.A. Tkachenko, R.V. Vovk, and A. Chroneos,
Physica C 501, 24 (2014).
23. T. Timusk and B. Statt, Rep. Prog. Phys. 62, 161 (1999).
24. 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).
25. H. Alloul, T. Ohno, and P. Mendels, Phys. Rev. Lett. 63,
1700 (1989).
26. N.F. Mott, Rev. Mod. Phys. 40, 677 (1968).
27. A.A. Abrikosov, Phys. Rev. B 64, 104521 (2001).
28. L.G. Aslamazov and A.L. Larkin, Phys. Lett. A 26, 238
(1968).
29. А.В. Эйнуллаев, П.Г. Рустамов, Г.М. Нифтиев, В.М.
Алиев, Тематический сборник научных трудов Бакинского
Гос. Университета, Азерб. Респ. (1990), с. 14.
30. А.С. Ванецев, Н.Н. Олейников, Е.А. Гудилин, А.В.
Кнотько, А.Н. Баранов, Ю.Д. Третьяков, Журн. Неорг.
Хим. 45, 1100 (2000).
31. С.С. Горелик, Ю.А. Скаков, Л.Н. Расторгуев, Рентгено-
графический и электронно-оптический анализ, МИСИС,
Москва (1994), с. 109.
32. H. Sasakura, S. Minamigawa, K. Nakahigashi, M. Kogachi,
S. Nakanishi, N. Fukuoka, M. Yoshikawa, S. Noguchi,
K. Okuda, and A. Yanase, Jpn. J. Appl. Phys. 28, №7, 1163
(1989).
33. Y. Iwai, M. Takata, T. Yamashita, M. Ishii, and H. Koinuma,
Jpn. J. Appl. Phys. 28, 1518 (1989).
34. В.M. Локтев, ФНТ 22, 490 (1996) [Low Temp. Phys. 22,
376 (1996)].
35. R. Haussmann, Phys. Rev. B 49, 12975 (1994).
36. J.R. Engelbrecht, A. Nazarenko, M. Randeria, and E. Dagotto,
Phys. Rev. B 57, 13406 (1998).
37. S. Hikami and A.I. Larkin, Mod. Phys. Lett. B 2, 693 (1988).
38. W. Lang, G. Heine, W. Kula, and R. Sobolewski, Phys. Rev.
B 51, 9180 (1995).
39. 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).
40. P. Villers, R.A. Doyle, and V.V. Griidin, J. Phys.: Condens.
Matter 4, 9401 (1992).
41. P.G. De Gennes, Superconductivity of Metals and Alloys,
W.A. Benjamin, Inc., New York–Amsterdam (1966), p. 280.
42. T. Ito, K. Takenaka, and S. Uchida, Phys. Rev. Lett. 70 (25),
3995 (1993).
43. The Physics of Superconductors. Vol. 1: Conventional and
High-Tc Superconductors, K.H. Bennemann and J.B.
Katterson (eds.), Springer, Berlin (2003).
44. B. Leridon, A. Défossez, J. Dumont, J. Lesueur, and J.P.
Contour, Phys. Rev. Lett. 87, 197007 (2001).
45. Д.Д. Прокофьев, М.П. Волков, Ю.А. Бойков, ФТТ 45,
1168 (2003).
Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2017, т. 43, № 12 1713
В.М. Алиев, Дж.А. Рагимов, Р.И. Селим-заде, С.З. Дамирова, Б.А. Таиров
46. В.В. Флорентьев, А.В. Инющкин, А.И. Талденков, О.К.
Мельников, А.Б. Быков, СФХТ 3, 2303 (1990).
47. Ya. Ponomarev, M. Mikheev, M. Sudakova, S. Tchesnokov,
and S. Kuzmichev, Phys. Status Solidi C 6, 2072 (2009).
48. А.И. Дьяченко, В.Ю. Таренков, ФТВД 24, № 2, 52 (2014).
49. J. Stajic, A. Iyengar, K. Levin, B.R. Boyce, and T.R.
Lemberger, Phys. Rev. B 68, 024520 (2003).
Fluctuation conductivity in the superconducting
compound Bi1.7Pb0.3Sr2Ca2Cu3Oy
V.M. Aliev, J.A. Ragimov, R.I. Selim-zade,
S.Z. Damirova, and B.A. Tairov
The influence of the partial substitution of Bi by Pb
on the mechanism of excess conductivity in the Bi–Sr–
Ca–Cu–O system is studied. It was found that partial
substitution of Bi for Pb leads to an increase in the criti-
cal temperatures of the sample Bi1.7Pb0.3Sr2Ca2Cu3Oу
(B2) in comparison with Bi2Sr2CaCu2Ox (B1) (Tc(B2) =
= 100.09 K and Tc (B1) = 90,5 K, respectively). Simul-
taneously, the resistivity ρ of Bi1.7Pb0.3Sr2Ca2Cu3Oу in
the normal state decreases and is a factor of ≈ 1.5 smaller
than that found for Bi2Sr2CaCu2Ox. The mechanism of
formation of excess conductivity in cuprate HTSC
Bi2Sr2CaCu2Ox and Bi1.7Pb0.3Sr2Ca2Cu3Oу was con-
sidered within the framework of the local pair model
with allowance for the Aslamazov–Larkin theory near
Tc. The temperature T0 of the transition from the 2D
fluctuation region to the 3D region (i.e., the temperature
of the 2D–3D crossover) is determined. The values of
the coherence length ξс(0) along the c axis of the fluctu-
ating cooper pairs are calculated. It is shown that the par-
tial substitution of Bi for Pb in the Bi–Sr–Ca–Cu–O sys-
tem leads to a 1,3-fold decrease in ξс(0) (4.205 and
3.254 Å, respectively), and also to shrinking of both the
region of the pseudogap existence, and the region of su-
perconducting fluctuations near Tc. The temperature de-
pendence of the pseudogap Δ*(Т) and the value of
Δ*(Tc) are determined, and the temperatures Тm, corre-
sponding to the maximum on temperature dependences
of pseudogap in these materials, are estimated. The max-
imum value of the pseudogap in the samples
Bi2Sr2CaCu2Ox and Bi1.7Pb0.3Sr2Ca2Cu3Oу is found to
be 61.06 and 38.18 meV, respectively.
PACS: 74.20.Mn Nonconventional mechanisms;
74.72.–h Cuprate superconductors;
74.25.–q Properties of superconductors;
74.25.Jb Electronic structure.
Keywords: superconductivity, pseudogap, excess con-
ductivity, coherence length, Bi1.7Pb0.3Sr2Ca2Cu3Oу.
1714 Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2017, т. 43, № 12
Введение
Экспериментальные результаты и их обсуждение
Флуктуационная проводимость
Анализ величины и температурной зависимости псевдощели
Заключение
|
| id | nasplib_isofts_kiev_ua-123456789-175362 |
| institution | Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine |
| issn | 0132-6414 |
| language | Russian |
| last_indexed | 2025-12-07T18:43:05Z |
| publishDate | 2017 |
| publisher | Фізико-технічний інститут низьких температур ім. Б.І. Вєркіна НАН України |
| record_format | dspace |
| spelling | Алиев, В.М. Рагимов, Дж.А. Селим-заде, Р.И. Дамирова, С.З. Таиров, Б.А. 2021-01-31T20:38:16Z 2021-01-31T20:38:16Z 2017 Флуктуационная проводимость в сверхпроводящем соединении Bi₁,₇Pb₀,₃Sr₂Ca₂Cu₃Oy / В.М. Алиев, Дж.А. Рагимов, Р.И. Селим-заде, С.З. Дамирова, Б.А.Таиров // Физика низких температур. — 2017. — Т. 43, № 12. — С. 1707-1714. — Бібліогр.: 49 назв. — рос. 0132-6414 PACS: 74.20.Mn, 74.72.–h, 74.25.–q, 74.25.Jb https://nasplib.isofts.kiev.ua/handle/123456789/175362 Проведено исследование влияния частичного замещения Bi на Pb на механизм избыточной проводимости в поликристаллах Bi–Sr–Ca–Cu–O. Установлено, что частичное замещение Bi на Pb приводит к повышению критической температуры образца Bi₁,₇Pb₀,₃Sr₂Ca₂Cu₃Oy (В2) по сравнению с Bi₂Sr₂Ca₂Cu₃Ox (В1)
 (соответственно Тс (В2) = 100,09 К и Тс (В1) = 90,5 К). При этом удельное сопротивление ρ образца В2 в
 нормальной фазе по сравнению с В1 уменьшается почти в 1,5 раза. Механизм образования избыточной
 проводимости в купратных ВТСП Bi₂Sr₂Ca₂Cu₃Ox и Bi₁,₇Pb₀,₃Sr₂Ca₂Cu₃Oy рассмотрен в рамках модели локальных пар 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 значения длины
 когерентности ξс(0) вдоль оси с флуктуационных куперовских пар. Показано, что частичное замещение Bi
 на Pb в системе Bi–Sr–Ca–Cu–O приводит к уменьшению ξс(0) в 1,3 раза (соответственно 4,205 и 3,254 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), а также оценены
 температуры Тm, отвечающие максимуму температурной зависимости псевдощели в этих материалах. Максимальные значения величины псевдощели в образцах В1 и В2 составляют соответственно 61,06 и 38,18 мэВ. Проведено дослідження впливу часткового заміщення Bi на Pb на механізм надлишкової провідності в
 полікристалах Bi–Sr–Ca–Cu–O. Встановлено, що часткове заміщення Bi на Pb призводить до підвищення
 критичної температури зразка Bi₁,₇Pb₀,₃Sr₂Ca₂Cu₃Oy (В2) в порівнянні з Bi₂Sr₂Ca₂Cu₃Ox (В1) (відповідно
 Тс (В2) = 100,09 К і Тс (В1) = 90,5 К). При цьому питомий опір ρ зразка В2 в нормальній фазі в порівнянні з
 В1 зменшується майже в 1,5 рази. Механізм утворення надлишкової провідності в купратних ВТНП
 Bi₂Sr₂Ca₂Cu₃Ox та Bi₁,₇Pb₀,₃Sr₂Ca₂Cu₃Oy був розглянутий в рамках моделі локальних пар з урахуванням теорії
 Асламазова–Ларкіна поблизу Тс. Визначено температуру Т0 переходу від 2D флуктуаційної області до 3D області (тобто температура 2D–3D кросовера). Розраховано значення довжини когерентності ξс(0) уздовж осі с
 флуктуаційних куперівських пар. Показано, що часткове заміщення Bi на Pb в системі Bi–Sr–Ca–Cu–O призводить до зменшення ξс(0) в 1,3 рази (відповідно 4,205 та 3,254 Å), а також до звуження як області існування
 псевдощілини, так і області надпровідних флуктуацій поблизу Тс. Визначено температурну залежність псевдощілини Δ*(Т) і значення Δ*(Тс), а також оцінено температури Тm, що відповідають максимуму температурної залежності псевдощілини в цих матеріалах. Максимальні значення величини псевдощілини в зразках В1
 та В2 складають відповідно 61,06 та 38,18 меВ. A study of how the partial substitution of Bi with Pb impacts the mechanism of excess conductivity in a Bi-Sr-Ca-Cu-O system. It is found that such a substitution leads to an increase in the critical temperature of the Bi₁,₇Pb₀,₃Sr₂Ca₂Cu₃Oy(B2) sample, in comparison to Bi₂Sr₂Ca₂Cu₃Ox (B1) [Tc (B2) = 100.09 K and Tc (B1) = 90.5 K, respectively]. At the same time, the resistivity ρ of the sample B2 in the normal phase decreases by almost 1.5 times in comparison to B1. The mechanism responsible for the generation of excess conductivity in cuprate HTSCs Bi₂Sr₂Ca₂Cu₂Ox and Bi₁,₇Pb₀,₃Sr₂Ca₂Cu₃Oy is examined using the local pair model with consideration of the Aslamazov-Larkin theory, near Tc. The temperature T0 of the transition from the 2D fluctuation region to the 3D (i.e., the temperature of the 2D-3D crossover), is also determined. The coherence length ξc(0) along the c axis of fluctuation Cooper pairs is calculated. It is shown that the partial substitution of Bi with Pb in the Bi-Sr-Ca-Cu-O system leads to a decrease in ξc(0) by a factor of 1.3 (4.205 and 3.254 Å, respectively), and that there is a narrowing of both the region of pseudogap existence and the region of superconducting fluctuations near Tc. The temperature dependence of the pseudogap Δ*(T) and the value Δ*(Tc) are determined, and the temperatures Tm, which correspond to the maximum of the pseudogap as a function of temperature in these materials, are estimated. The pseudogap maxima in samples B1 and B2 are found to be 61.06 and 38.18 meV, respectively. Авторы статьи выражает благодарность профессору
 А.Л. Соловьеву за активное участие в обсуждении результатов, позволившее осветить многие аспекты исследуемой проблемы. ru Фізико-технічний інститут низьких температур ім. Б.І. Вєркіна НАН України Физика низких температур Свеpхпpоводимость, в том числе высокотемпеpатуpная Флуктуационная проводимость в сверхпроводящем соединении Bi₁,₇Pb₀,₃Sr₂Ca₂Cu₃Oy Fluctuation conductivity in the superconducting compound Bi₁,₇Pb₀,₃Sr₂Ca₂Cu₃Oy Article published earlier |
| spellingShingle | Флуктуационная проводимость в сверхпроводящем соединении Bi₁,₇Pb₀,₃Sr₂Ca₂Cu₃Oy Алиев, В.М. Рагимов, Дж.А. Селим-заде, Р.И. Дамирова, С.З. Таиров, Б.А. Свеpхпpоводимость, в том числе высокотемпеpатуpная |
| title | Флуктуационная проводимость в сверхпроводящем соединении Bi₁,₇Pb₀,₃Sr₂Ca₂Cu₃Oy |
| title_alt | Fluctuation conductivity in the superconducting compound Bi₁,₇Pb₀,₃Sr₂Ca₂Cu₃Oy |
| title_full | Флуктуационная проводимость в сверхпроводящем соединении Bi₁,₇Pb₀,₃Sr₂Ca₂Cu₃Oy |
| title_fullStr | Флуктуационная проводимость в сверхпроводящем соединении Bi₁,₇Pb₀,₃Sr₂Ca₂Cu₃Oy |
| title_full_unstemmed | Флуктуационная проводимость в сверхпроводящем соединении Bi₁,₇Pb₀,₃Sr₂Ca₂Cu₃Oy |
| title_short | Флуктуационная проводимость в сверхпроводящем соединении Bi₁,₇Pb₀,₃Sr₂Ca₂Cu₃Oy |
| title_sort | флуктуационная проводимость в сверхпроводящем соединении bi₁,₇pb₀,₃sr₂ca₂cu₃oy |
| topic | Свеpхпpоводимость, в том числе высокотемпеpатуpная |
| topic_facet | Свеpхпpоводимость, в том числе высокотемпеpатуpная |
| url | https://nasplib.isofts.kiev.ua/handle/123456789/175362 |
| work_keys_str_mv | AT alievvm fluktuacionnaâprovodimostʹvsverhprovodâŝemsoedineniibi17pb03sr2ca2cu3oy AT ragimovdža fluktuacionnaâprovodimostʹvsverhprovodâŝemsoedineniibi17pb03sr2ca2cu3oy AT selimzaderi fluktuacionnaâprovodimostʹvsverhprovodâŝemsoedineniibi17pb03sr2ca2cu3oy AT damirovasz fluktuacionnaâprovodimostʹvsverhprovodâŝemsoedineniibi17pb03sr2ca2cu3oy AT tairovba fluktuacionnaâprovodimostʹvsverhprovodâŝemsoedineniibi17pb03sr2ca2cu3oy AT alievvm fluctuationconductivityinthesuperconductingcompoundbi17pb03sr2ca2cu3oy AT ragimovdža fluctuationconductivityinthesuperconductingcompoundbi17pb03sr2ca2cu3oy AT selimzaderi fluctuationconductivityinthesuperconductingcompoundbi17pb03sr2ca2cu3oy AT damirovasz fluctuationconductivityinthesuperconductingcompoundbi17pb03sr2ca2cu3oy AT tairovba fluctuationconductivityinthesuperconductingcompoundbi17pb03sr2ca2cu3oy |