Resistencias laminares de las películas NBCO e YBCO en función de la temperatura. La resistencia de la hoja RΩ se representa gráficamente como una función de la temperatura para (A) muestra UD60b (espesor:100 nm; depositada en las mismas condiciones que la muestra UD60); (B) muestra UD81 (espesor:50 nm); (C) muestra OP90 (espesor:100 nm); (D) muestra OD83 (espesor:50 nm). La temperatura crítica Tc de las películas se ha extraído del máximo de la primera derivada de la característica R (T) (insertada en los cuatro paneles). La temperatura de pseudogap T * se infiere en cambio por la desviación del comportamiento lineal R (T) a alta temperatura, que es una firma de la extraña fase metálica de los cupratos (línea discontinua en los cuatro paneles). Para la muestra OD83, la temperatura T * no está definida. En efecto, la muestra está ligeramente sobredopada, como se destaca por la curvatura de la característica R (T) a una temperatura más baja, lo cual es opuesto con respecto a lo que caracteriza a las películas subdopadas. En este rango de dopaje, la temperatura que se puede inferir por la desviación del comportamiento lineal R (T) a alta temperatura es la llamada temperatura de coherencia Tcoh. Tcoh representa una temperatura de cruce de un estado metálico coherente a uno incoherente, observado mediante espectroscopia de fotoemisión resuelta en ángulo. Crédito:Ciencia, doi:10.1126 / science.aav1315
Se observan fluctuaciones de densidad de carga en todas las familias de cupratos superconductores de alta temperatura crítica (Tc). Aunque se encuentra constantemente en la región subdopada del diagrama de fase a temperaturas relativamente bajas, Los físicos no tienen claro cómo influyen los sustratos en las propiedades inusuales de estos sistemas. En un nuevo estudio ahora publicado en Ciencias , R. Arpaia y colaboradores de los departamentos de microtecnología y nanociencia, el sincrotrón europeo, y física de dispositivos cuánticos en Italia, Suecia y Francia utilizaron la dispersión de rayos X resonantes para determinar cuidadosamente las modulaciones de densidad de carga en óxido de cobre-bario de itrio (YBa 2 Cu 3 O 7– ẟ ) y óxido de cobre, bario y neodimio (Nd 1 + x Licenciado en Letras 2 – x Cu 3 O 7 – ẟ ) para varios niveles de dopaje. El equipo de investigación aisló fluctuaciones de densidad de carga dinámica (CDF) de corto alcance además de las ondas de densidad de carga cuasi-críticas (CDW) previamente conocidas. Los resultados persistieron muy por encima de la temperatura de pseudo-gap T *, que caracterizaron por unos pocos milielectronvoltios (meV) para extenderse a través de un área grande del diagrama de fase.
Los superconductores de cuprato de alta temperatura (HTS) son diferentes del paradigma líquido de Landau Fermi debido a la cuasi-bidimensionalidad (2-D) de su estructura en capas y gran repulsión electrón-electrón. Durante el dopaje óptimo y el estado de pseudo gap (estados en los que concentraciones de portadores de corriente inferiores a las óptimas dan como resultado propiedades electrónicas anómalas), El orden de onda de densidad de carga de corto a medio rango puede surgir para competir débilmente con la superconductividad. Los físicos desarrollaron por primera vez propuestas teóricas de CDW y fluctuaciones de carga de baja energía después de descubrir por primera vez el HTS. Después, desarrollaron evidencia experimental en materiales selectivos y en todas las familias de cupratos. Los investigadores habían observado un orden de CDW tridimensional de largo alcance (CDW 3-D) dentro de la cúpula de superconductividad dentro de campos magnéticos altos que debilitan la superconductividad o en muestras de crecimiento epitaxial (deposición de una capa cristalina sobre un sustrato cristalino). Actualmente, los físicos debaten la relevancia de tales fluctuaciones de densidad de carga (CDF) en el estado normal no convencional y en el estado superconductor de HTS.
Escaneo cuasi elástico a lo largo de (H, 0) para varias películas de YBa2Cu3O7 – d y Nd1 + xBa2 – xCu3O7 – d con diferentes dopaciones de oxígeno. La intensidad cuasi elástica se determinó integrando los espectros de Cu L3 RIXS medidos a diferentes q || valores en el intervalo de energía [–0,2 eV, +0,15 eV]. Las mediciones se realizaron a diferentes temperaturas en las siguientes muestras:(A) NBCO dopado de manera óptima, p ≈ 0,17. (B) YBCO infradopado, p ≈ 0,14. (C) NBCO infradopado, p ≈ 0,11. (D) Aislante NBCO, p <0,05. El recuadro en (C) muestra la intensidad máxima Ipico frente a T – 1 para las muestras OP90 (círculos) y UD60 (cuadrados). La extrapolación a T → ∞ proporciona una estimación del fondo intrínseco de la señal (bgr). Crédito:Ciencia, doi:10.1126 / science.aav1315
Establecer la medida en que las modulaciones de densidad de carga estática y fluctuante contribuyeron al diagrama de fase en el presente trabajo; Arpaia y col. midió las variables en YBa 2 Cu 3 O 7– ẟ (YBCO) y Nd 1 + x Licenciado en Letras 2 – x Cu 3 O 7 – ẟ (NBCO) en función del dopaje y la temperatura. Descubrieron la presencia de CDF (fluctuaciones de la densidad de carga) en una amplia región del diagrama de fase para fortalecer la importancia del control de la densidad de carga. que determinó las propiedades en estado normal de los cupratos. Los nuevos hallazgos fueron consistentes con órdenes de corto a mediano alcance previamente observados en campos magnéticos altos.
Durante los experimentos, Arpaia y col. midió la dispersión de rayos X inelástica resonante (RIXS) en cinco películas YBCO y NBCO (que incluían NBCO:OP90, UD60 y YBCO UD81) que abarcan una gama de fases de dopaje con oxígeno. Los investigadores transfirieron la película de la región antiferromagnética (AF) a la región no dopada (UD) y dopada óptimamente (OP), hasta la región ligeramente sobredopada. Los científicos observaron cuasi-elásticos (pérdida de energía cercana a cero) de los espectros RIXS a diferentes temperaturas para algunas muestras. A diferencia de, la muestra antiferromagnética (NBCO AF) no mostró picos por encima del fondo lineal. Los investigadores sumaron los resultados de los ajustes de varias muestras y observaron específicamente dos picos a bajas temperaturas; un pico ancho (BP) y un pico estrecho (NP). Observaron que el BP compartía una posición similar con el NP pero con una dependencia de la temperatura muy diferente y casi constante. Como resultado, Arpaia y col. atribuyó el pico amplio a modulaciones de carga de muy corto alcance, como las fluctuaciones de densidad de carga de interés.
Dos picos distintos en los ajustes a los datos NBCO UD60. (A) Escaneo cuasielástico medido a lo largo de (H, 0) en la muestra UD60 a T =250 K (círculos rojos). (B) Después de restar el fondo lineal, dado por la exploración cuasi-elástica medida a lo largo de la diagonal de la zona de Brillouin [cuadrados abiertos en (A)], todavía hay un pico claro, que puede ajustarse mediante un perfil lorentziano (línea discontinua). (C) Igual que (A), pero a T =60 K (círculos violetas). (D) Después de restar el fondo lineal [cuadrados abiertos en (C)], los datos se pueden ajustar con una suma de dos perfiles de Lorentzian (línea continua):uno más ancho (línea discontinua), similar al medido a 250 K, y el segundo más estrecho e intenso (línea de puntos). (E) El boceto 3D muestra los escaneos cuasi-elásticos medidos a lo largo de H (cubos) y a lo largo de K (esferas) en T =60 K en la muestra UD60, junto con los perfiles lorentzianos utilizados para encajarlos. Un pico estrecho (NP, superficie azul) emerge en qNP c =(0.325, 0) desde un pico mucho más amplio (BP, superficie roja) centrada en qBP c =(0.295, 0). Crédito:Ciencia, doi:10.1126 / science.aav1315
El equipo estudió más a fondo la energía asociada con el pico ancho para comprender el carácter doble del fenómeno y su efecto en las CDF utilizando instrumentos de alta resolución. Midieron los espectros RIXS en muestras específicas a temperaturas seleccionadas y en el vector de onda del máximo de pico amplio. A todas las temperaturas notaron que el pico principal era ligeramente más ancho que la resolución del instrumento (40 meV) con un componente inelástico más fuerte a una temperatura más alta. Atribuyeron este pico cuasi elástico a fonones (vibraciones atómicas) debido a la dispersión difusa elástica de las imperfecciones de la superficie de la muestra y debido a las fluctuaciones de carga. Observaron que el fenómeno era independiente de la temperatura o disminuía al enfriarse.
Luego, el equipo utilizó la información para extraer mejor la contribución de la densidad de carga. Después de más interpretaciones teóricas de los resultados experimentales, Arpaia y col. mostró que el pico ancho resulta de las CDF dinámicas con carácter bidimensional puro en relación con el óxido de cobre individual (CuO 2 ) planos:caracterizados por un comportamiento no crítico. También confirmaron la naturaleza de rango ultracorto del pico ancho. A diferencia de, atribuyeron el pico estrecho a los CDW cuasi críticos, que apareció solo por debajo de la temperatura de inicio (T Control de calidad ). Estos CDW cuasi críticos compitieron entonces con la superconductividad de los cupratos.
Características de los dos picos de modulación de densidad de carga. Los gráficos muestran la dependencia de la temperatura de los parámetros de los dos perfiles de Lorentzian utilizados para describir los picos cuasi-elásticos de las muestras UD60 y OP90 (los cuadrados se refieren al pico estrecho, círculos hasta el pico ancho). (A y B) Intensidad. (C y D) FWHM. El TQC es 175 K para la muestra UD60 y 155 K para la muestra OP90. T3D es 33 K para la muestra UD60 y 24 K para la muestra OP90. (E y F) Volumen de las modulaciones de densidad de carga. El volumen total (triángulos), dado por la suma de los volúmenes de los dos picos, está dominado por el pico ancho. Crédito:Ciencia, doi:10.1126 / science.aav1315
Después de recopilar los datos experimentales, el equipo visualizó el escenario de un cruce continuo de CDF dinámicos puros (fluctuaciones de densidad de carga) a alta temperatura y todos los dopings a una CDW cuasi crítica (onda de densidad de carga) por debajo de T Control de calidad . Luego visualizaron un CDW 3D estático, que normalmente se obstaculiza en presencia de superconductividad en los materiales de cuprato. El trabajo mostró que los CDF dinámicos hasta ahora ignorados en cupratos representaban la mayor parte del iceberg del fenómeno CDW. Los CDF dinámicos impregnaron gran parte del diagrama de fase, donde su intensidad de dispersión total dominó en todas las temperaturas. Las CDF dinámicas experimentales no compitieron con la superconductividad, de acuerdo con la propuesta teórica.
Orden de carga estática y dinámica en el diagrama de fase de los cupratos HTS. (A) El diagrama de fase T-p de los cupratos suele estar marcado por el antiferromagnético, pseudo brecha, y regiones superconductoras (caracterizadas respectivamente por las temperaturas de inicio TN, T *, y Tc). Nuestros resultados demuestran que la mayoría de estas regiones están invadidas por modulaciones de densidad de carga de algún tipo. El pico estrecho describe los CDW, manifestándose en una región (azul pálido) por debajo de TQC (cruces). Estos CDW 2D son casi críticos y son precursores de los CDW 3D estáticos (región azul). Aunque no podemos acceder directamente a esta cúpula sin un campo magnético, las temperaturas T3D (cuadrados) que inferimos de la dependencia de T del NP FWHM coincidieron con las determinadas previamente por RMN y experimentos de dispersión de rayos X duros. El pico ancho describe las fluctuaciones de densidad de carga de corto alcance (CDF), que dominan el diagrama de fase (región roja), coexistiendo tanto con los CDW 2D cuasi críticos como con la superconductividad, y persistiendo incluso por encima de T *. A diferencia de, Los CDF desaparecen en muestras no dopadas / antiferromagnéticas (región blanca), mientras que su ocurrencia entre p ~ 0.05 yp ~ 0.08 aún no se ha determinado. Para evaluar las energías características w0 asociadas con la PA, medimos espectros RIXS de alta resolución a varias temperaturas en las muestras OP90 y UD60. (B) Componente cuasi-elástico de los espectros (después de restar la contribución del fonón) en T =90, 150, y 250 K, medido en la muestra OP90 en q || =(0.31, 0). (C y D) Los espectros de diferencia experimentales de 150 K – 250 K y 90 K – 150 K, presentado en (B), se muestran (esferas), junto con el cálculo teórico (áreas sólidas). Los datos coincidieron con la teoría, suponiendo w0 ≈ 15 meV a 150 y 250 K y w0 ≈ 7 meV a 90 K [líneas discontinuas en (C) y (D)]. Crédito:Ciencia, doi:10.1126 / science.aav1315
Además, el débil acoplamiento del CuO 2 Los planos en los materiales dieron como resultado pedidos de CDW que mostraban un carácter 2-D marcado. Debido a las fuertes fluctuaciones dinámicas térmicas cuánticas, tales cupratos solo requerían un carácter verdaderamente estático por debajo de una temperatura a la que se formó un orden de CDW 3D estático (T 3-D ) . Por lo tanto, para suprimir la superconductividad de los cupratos YBCO y NBCO y obtener CDW 3D estáticos, los científicos necesitaron campos magnéticos fuertes o muestras cultivadas epitaxialmente. El equipo de investigación tiene como objetivo probar otras familias de cupratos y extender las regiones de dopaje para confirmar la aplicabilidad general del escenario dinámico de CDF observado en el presente trabajo.
De este modo, Arpaia y col. presentó los hallazgos más intrigantes del trabajo como la presencia abundante de un pico amplio causado por CDF dinámicas, con pequeñas energías de unos pocos meV que se extienden a través de un amplio rango de impulso. El mecanismo de dispersión de baja energía de las cuasipartículas observado en el estudio convirtió a los cupratos en un candidato atractivo para producir el fenómeno líquido de Fermi. Las características que se demostraron experimentalmente en el presente trabajo habían definido hasta ahora las peculiaridades más destacadas de los superconductores de cuprato de alta temperatura.
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