Resistências das folhas dos filmes NBCO e YBCO em função da temperatura. A resistência da folha RΩ é representada graficamente como uma função da temperatura para (A) amostra UD60b (espessura:100 nm; depositada nas mesmas condições que a amostra UD60); (B) amostra UD81 (espessura:50 nm); (C) amostra OP90 (espessura:100 nm); (D) amostra OD83 (espessura:50 nm). A temperatura crítica Tc dos filmes foi extraída do máximo da primeira derivada da característica R (T) (inserção nos quatro painéis). O pseudogap de temperatura T * é, em vez disso, inferido pelo afastamento do comportamento linear R (T) em alta temperatura, que é a assinatura da estranha fase metálica dos cupratos (linha tracejada nos quatro painéis). Para a amostra OD83, a temperatura T * não está definida. De fato, a amostra está um pouco superdopada, conforme destacado pela curvatura da característica R (T) na temperatura mais baixa, o que é o oposto em relação ao que caracteriza os filmes pouco dopados. Nesta faixa de dopagem, a temperatura que pode ser inferida pelo afastamento do comportamento linear de R (T) em alta temperatura é a chamada temperatura de coerência Tcoh. Tcoh representa uma temperatura cruzada de um estado de metal coerente para um incoerente, observada por meio de espectroscopia de fotoemissão de ângulo resolvido. Crédito:Ciência, doi:10.1126 / science.aav1315
Flutuações de densidade de carga são observadas em todas as famílias de cupratos supercondutores de alta temperatura crítica (Tc). Embora constantemente encontrado na região subdopada do diagrama de fase em temperaturas relativamente baixas, os físicos não sabem ao certo como os substratos influenciam as propriedades incomuns desses sistemas. Em um novo estudo agora publicado em Ciência , R. Arpaia e colegas de trabalho nos departamentos de microtecnologia e nanociência, o Síncrotron Europeu, e física de dispositivos quânticos na Itália, A Suécia e a França usaram o espalhamento ressonante de raios-X para determinar cuidadosamente as modulações da densidade de carga em óxido de ítrio, bário e cobre (YBa 2 Cu 3 O 7– ẟ ) e óxido de neodímio bário e cobre (Nd 1 + x BA 2 – x Cu 3 O 7 – ẟ ) para vários níveis de dopagem. A equipe de pesquisa isolou flutuações de densidade de carga dinâmica de curto alcance (CDFs), além das ondas de densidade de carga quase críticas (CDW) anteriormente conhecidas. Os resultados persistiram bem acima da temperatura de pseudo-gap T *, que eles caracterizaram por alguns volts mili-elétrons (meV) para se espalhar por uma grande área do diagrama de fase.
Supercondutores de alta temperatura de cuprato (HTS) são diferentes do paradigma líquido de Landau Fermi devido à quase-bidimensionalidade (2-D) de sua estrutura em camadas e grande repulsão elétron-elétron. Durante o doping ideal e o estado de pseudo gap (estados nos quais concentrações de portadores de corrente inferiores às ideais resultam em propriedades eletrônicas anômalas), A ordem de onda de densidade de carga de curto a médio alcance pode emergir para competir fracamente com a supercondutividade. Os físicos primeiro desenvolveram propostas teóricas de CDW e flutuações de carga de baixa energia depois de descobrir o HTS. Subseqüentemente, eles desenvolveram evidências experimentais em materiais seletivos e em todas as famílias de cupratos. Os pesquisadores observaram a ordem de CDW tridimensional de longo alcance (3-D CDW) dentro da cúpula de supercondutividade dentro de campos magnéticos elevados que enfraquecem a supercondutividade ou em amostras de crescimento epitaxial (deposição de uma camada cristalina em um substrato cristalino). Os físicos atualmente debatem a relevância de tais flutuações de densidade de carga (CDFs) no estado normal não convencional e no estado supercondutor de HTS.
Varredura quase elástica ao longo do (H, 0) direção para vários filmes YBa2Cu3O7 – d e Nd1 + xBa2 – xCu3O7 – d com diferentes dopagens de oxigênio. A intensidade quase elástica foi determinada integrando os espectros Cu L3 RIXS medidos em diferentes q || valores no intervalo de energia [–0,2 eV, +0,15 eV]. As medições foram realizadas em diferentes temperaturas nas seguintes amostras:(A) NBCO dopado de maneira ideal, p ≈ 0,17. (B) YBCO subdopado, p ≈ 0,14. (C) NBCO subdopado, p ≈ 0,11. (D) Isolante NBCO, p <0,05. A inserção em (C) mostra a intensidade de pico Ipeak versus T – 1 para as amostras OP90 (círculos) e UD60 (quadrados). A extrapolação para T → ∞ fornece uma estimativa do background intrínseco do sinal (bgr). Crédito:Ciência, doi:10.1126 / science.aav1315
Para estabelecer até que ponto as modulações de densidade de carga flutuante e estática contribuíram para o diagrama de fase no presente trabalho; Arpaia et al. mediu as variáveis em YBa 2 Cu 3 O 7– ẟ (YBCO) e Nd 1 + x BA 2 – x Cu 3 O 7 – ẟ (NBCO) em função da dopagem e da temperatura. Eles descobriram a presença de CDFs (flutuações de densidade de carga) em uma ampla região do diagrama de fase para fortalecer a importância do controle de densidade de carga, que determinou as propriedades de estado normal dos cupratos. As novas descobertas foram consistentes com ordens de curto a médio alcance observadas anteriormente em campos magnéticos altos.
Durante os experimentos, Arpaia et al. mediu o espalhamento de raios-X inelástico ressonante (RIXS) em cinco filmes YBCO e NBCO (que incluiu NBCO:OP90, UD60 e YBCO UD81) abrangendo uma gama de fases de dopagem com oxigênio. Os pesquisadores transferiram o filme da região antiferromagnética (AF) para a região não dopada (UD) e dopada de maneira ideal (OP), até a região ligeiramente overdoped. Os cientistas observaram quase elástico (perda de energia próxima de zero) dos espectros RIXS em diferentes temperaturas para algumas amostras. Em contraste, a amostra antiferromagnética (NBCO AF) não apresentou picos acima do fundo linear. Os pesquisadores resumiram os resultados dos ajustes para várias amostras e observaram especificamente dois picos em baixas temperaturas; um pico largo (BP) e um pico estreito (NP). Eles observaram que o BP compartilha uma posição semelhante ao NP, mas com uma dependência da temperatura muito diferente e quase constante. Como resultado, Arpaia et al. atribuiu o pico amplo a modulações de carga de alcance muito curto, como as flutuações de densidade de carga de interesse.
Dois picos distintos em ajustes para dados NBCO UD60. (A) Varredura quase elástica medida ao longo de (H, 0) na amostra UD60 em T =250 K (círculos vermelhos). (B) Depois de subtrair o fundo linear, dado pela varredura quase elástica medida ao longo da diagonal da zona de Brillouin [quadrados abertos em (A)], um pico claro ainda está presente, que pode ser encaixado por um perfil Lorentziano (linha tracejada). (C) O mesmo que (A), mas em T =60 K (círculos violetas). (D) Depois de subtrair o fundo linear [quadrados abertos em (C)], os dados podem ser ajustados com a soma de dois perfis Lorentzianos (linha sólida):um mais amplo (linha tracejada), semelhante ao medido em 250 K, e a segunda mais estreita e intensa (linha pontilhada). (E) O esboço 3D mostra as varreduras quase elásticas medidas ao longo de H (cubos) e ao longo de K (esferas) em T =60 K na amostra UD60, junto com os perfis Lorentzianos usados para encaixá-los. Um pico estreito (NP, superfície azul) emerge em qNP c =(0,325, 0) de um pico muito mais amplo (BP, superfície vermelha) centrado em qBP c =(0,295, 0). Crédito:Ciência, doi:10.1126 / science.aav1315
A equipe estudou ainda mais a energia associada ao pico amplo para entender o caráter duplo do fenômeno e seu efeito nos CDFs usando instrumentos de alta resolução. Eles mediram os espectros RIXS em amostras específicas em temperaturas selecionadas e no vetor de onda do pico máximo amplo. Em todas as temperaturas, eles notaram que o pico principal é ligeiramente mais amplo do que a resolução do instrumento (40 meV) com um componente inelástico mais forte em temperaturas mais altas. Eles creditaram este pico quase elástico aos fônons (vibrações atômicas) devido ao espalhamento difuso elástico das imperfeições da superfície da amostra e devido às flutuações de carga. Eles observaram que o fenômeno é independente da temperatura ou diminui com o resfriamento.
A equipe então usou as informações para extrair melhor a contribuição da densidade de carga. Após outras interpretações teóricas dos resultados experimentais, Arpaia et al. mostrou o pico amplo resultante de CDFs dinâmicos com caráter 2-D puro em relação ao óxido de cobre individual (CuO 2 ) aviões - caracterizados por comportamento não crítico. Eles também confirmaram a natureza de alcance ultracurto do pico amplo. Em contraste, eles atribuíram o pico estreito a CDWs quase críticos, que apareceu apenas abaixo da temperatura inicial (T QC ) Esses CDWs quase críticos competiam então com a supercondutividade dos cupratos.
Características dos dois picos de modulação da densidade de carga. Os gráficos mostram a dependência da temperatura dos parâmetros dos dois perfis Lorentzianos usados para descrever os picos quase elásticos das amostras UD60 e OP90 (os quadrados referem-se ao pico estreito, círculos até o pico largo). (A e B) Intensidade. (C e D) FWHM. TQC é 175 K para a amostra UD60 e 155 K para a amostra OP90. T3D é 33 K para a amostra UD60 e 24 K para a amostra OP90. (E e F) Volume das modulações da densidade de carga. O volume total (triângulos), dado pela soma dos volumes dos dois picos, é dominado pelo pico largo. Crédito:Ciência, doi:10.1126 / science.aav1315
Depois de coletar os dados experimentais, a equipe visualizou o cenário de um cruzamento contínuo de CDFs dinâmicos puros (flutuações de densidade de carga) em alta temperatura e todos os dopagens para um CDW (onda de densidade de carga) quase crítico abaixo de T QC . Eles então visualizaram um CDW 3-D estático, que é tipicamente impedido na presença de supercondutividade nos materiais de cuprato. O trabalho mostrou que os CDFs dinâmicos até então desconsiderados em cuprates representavam a maior parte do iceberg do fenômeno CDW. Os CDFs dinâmicos permearam uma grande parte do diagrama de fase, onde sua intensidade de espalhamento total dominou em todas as temperaturas. Os CDFs dinâmicos experimentais não competiram com a supercondutividade - consistente com a proposta teórica.
Ordem de carga estática e dinâmica no diagrama de fase dos cupratos HTS. (A) O diagrama de fase T-p de cupratos é tipicamente marcado pelo antiferromagnético, pseudo gap, e regiões supercondutoras (respectivamente caracterizadas pelas temperaturas de início TN, T *, e Tc). Nossos resultados provam que a maioria dessas regiões são permeadas por modulações de densidade de carga de algum tipo. O pico estreito descreve os CDWs, manifestando-se em uma região (azul claro) abaixo do TQC (cruzes). Esses CDWs 2D são quase críticos e são precursores dos CDWs 3D estáticos (região azul). Mesmo que não possamos acessar diretamente esta cúpula sem um campo magnético, as temperaturas T3D (quadrados) que inferimos da dependência T do NP FWHM concordam com aquelas previamente determinadas por NMR e experimentos de espalhamento de raios-x duros. O pico amplo descreve flutuações de densidade de carga de curto alcance (CDFs), que dominam o diagrama de fase (região vermelha), coexistindo com os quase-críticos CDWs 2D e com a supercondutividade, e persistindo mesmo acima de T *. Em contraste, CDFs desaparecem em amostras não dopadas / antiferromagnéticas (região branca), enquanto sua ocorrência entre p ~ 0,05 ep ~ 0,08 ainda não foi determinada. Para avaliar as energias características w0 associadas ao BP, medimos espectros RIXS de alta resolução em várias temperaturas nas amostras OP90 e UD60. (B) Componente quase elástico do espectro (após a subtração da contribuição do fônon) em T =90, 150, e 250 K, medido na amostra OP90 em q || =(0,31, 0). (C e D) Os espectros de diferença experimentais de 150 K-250 K e 90 K-150 K, apresentado em (B), são mostrados (esferas), junto com o cálculo teórico (áreas sólidas). Os dados concordam com a teoria, assumindo w0 ≈ 15 meV a 150 e 250 K e w0 ≈ 7 meV a 90 K [linhas tracejadas em (C) e (D)]. Crédito:Ciência, doi:10.1126 / science.aav1315
Além disso, o fraco acoplamento do CuO 2 aviões nos materiais resultaram em pedidos de CDW exibindo um caractere 2-D marcado. Devido às fortes flutuações dinâmicas térmicas quânticas, tais cupratos só exigiam um caráter verdadeiramente estático abaixo de uma temperatura na qual se formou uma ordem CDW 3-D estática (T 3-D ) . Para suprimir a supercondutividade dos cupratos YBCO e NBCO e obter CDWs 3-D estáticos, os cientistas precisaram de campos magnéticos fortes ou amostras de crescimento epitaxial. O objetivo da equipe de pesquisa é testar outras famílias de cuprato e estender as regiões de dopagem para confirmar a aplicabilidade geral do cenário dinâmico de CDF observado no presente trabalho.
Desta maneira, Arpaia et al. apresentaram as descobertas mais intrigantes do trabalho como a presença abundante de um amplo pico causado por CDFs dinâmicos, com pequenas energias de alguns meV estendendo-se por uma ampla faixa de momentum. O mecanismo de espalhamento de baixa energia das quasipartículas observado no estudo tornou os cupratos um candidato atraente para produzir o fenômeno do líquido de Fermi. As características que foram demonstradas experimentalmente no presente trabalho definiram até agora as peculiaridades mais proeminentes dos supercondutores de cuprato de alta temperatura.
© 2019 Science X Network
