Электронное комбинационное рассеяние света в кристаллах ВТСП тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.07 ВАК РФ

РОССИЙСКАЯ АКАДЕМИЯ НАУК ИНСТИТУТ ФИЗИКИ ТВЕРДОГО ТЕЛА

1 1 V

На правах рукописи

1 з:.;/,!! т

ЗАЙЦЕВ Сергей Владимирович

ЭЛЕКТРОННОЕ КОМБИНАЦИОННОЕ РАССЕЯНИЕ СВЕТА В КРИСТАЛЛАХ ВТСП

Специальность 01.04.07. — физика твердого тела

Автореферат диссертации на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук

Черноголовка 1997

Работа выполнена в Институте физики тведого тела РАН.

Научный руководитель: доктор физико-математических наук И.И.Тартаковский

Официальные оппоненты: доктор физико-математических наук В.В.Рязанов кандидат физико-математических наук Е.Ж.Мищенко

Ведущая организация: Институт проблем технологии микроэлектроники и особочистых материалов РАН

Защита состоится " _ 1997 года в 40 часов на

заседании специализированного совета Д 003.12.01 в Институте физики твердого тела РАН (142432, Московская область, п. Черноголовка).

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке Института физики тведого тела РАН.

Автореферат разослан " Симфе^Ж 1997 года.

Ученый секретарь специализированного совета

доктор Зверев В. Н.

физико-математических наук

Общая характеристика работы.

Актуальность темы. Открытие высокотемпературной сверхпроводимости

(ВТСП) сразу привлекло к себе пристальный интерес и стало одним из актуальных разделов физики твердого тела. Этот интерес объясняется, прежде всего, теми перспективами, которые открываются при практическом применении сверхпроводящих устройств, работающих при азотных температурах. С точки зрения фундаментальной физики ВТСП явились качественно новыми объектами, исследование которых дало мощный импульс к развитию новых идей и представлений.

Несмотря на несомненный успех экспериментальных и теоретических исследований, само явление ВТСП не получило до сих пор однозначного объяснения. Главная причина - это многообразие и неординарность физических свойств ВТСП -материалов. Существующие теоретические модели предлагают объяснение различных свойств новых сверхпроводников, но они не дают всестороннего описания физической картины, которая, кроме того, в каждом соединении имеет свои отличительные особенности.

Например, известно, что изменение содержания кислорода в ВТСП -соединениях приводит к значительному изменению Тс- Однако однозначного понимания этого факта до сих нет, хотя несомненно, этот вопрос может оказаться ключевым для установления природы высокотемпературной сверхпроводимости.

Другим общим свойством ВТСП-материалов является наличие сильных антиферромагнитных корреляций в плоскостях СиОг- Как показывают исследования, спиновые магнитные возбуждения продолжают существовать и в сверхпроводящей фазе, что проявляется, например, в виде пика двухмагнонного рассеяния света в спектрах комбинационного рассеяния сверхпроводящих кристаллов УВагСизОб+г ■ Наличие спиновых корреляций сверхпроводящем состоянии служит источником идеи об экзотическом механизме <1 - волнового спаривания. В то же время предлагаются объяснения необычных свойств ВТСП в рамках усложненной модели Вар дина-Купера-Шриффера (БКШ). Поэтому детальные и надежные экспериментальные данные о физических свойствах этих соединений в нормальном и сверхпроводящем состоянии играют важную роль в установлении природы ВТСП.

Исследование комбинационного рассеяния (КР) света в кристаллах

ВТСП в сверхпроводящем и нормальном состояниях позволяет получить информацию о природе элементарных возбуждений в этих материалах, в том числе электронных и магнитных, а в сверхпроводниках изучать при Т < Тс характерные особенности сверхпроводящей щели, такие кале ее величина 2Д и симметрия. Достоинством экспериментов по КР является простота определения энергии и свойств симметрии элементарных возбуждений.

Целью работы бцло экспериментальное исследование методом КР:

- характерных особенностей сверхпроводящей щели в ВТСП и ее симметрии, величины щели и отношения 2Д[Тс в недодопированных кристаллах УВагСизОб+д; и передопированных кристаллах Т^ВагСиОб-ц;

- антиферромагнитного упорядочения в сверхпроводящих кристаллах УВагСизОб+ж с неоптимальным стехиометрическим составом;

- детальное изучение кинетики электронного континуума и двухмаг-нонной полосы рассеяния, оптической проводимости, Тс при упорядочении подвижного кислорода в УВа2СизОб+1 при комнатной температуре после кратковременного отжига и ее связи с характерными пространственными масштабами физических величин.

Научную новизну работы составляют следующие результаты, выносимые на защиту:

«

1. В УВагСизОб+х в недодопированном состоянии сверхпроводящая щель в значительной степени изотропна и сверхпроводимость отвечает пределу сильной связи. Анизотропия щели возникает только вблизи оптимального уровня допирования, соответствующего максимальному значению температуры сверхпроводящего перехода Тс-

2. Сверхпроводящая щель в Т^ВагСиОб+а; анизотропна как в оптимально допированных кристаллах с.высокими Тс, так и в передопированных кристаллах с низкими Тс- При понижении Тс происходит переход от режима сильной связи к режиму слабой связи. В кристаллах с низкими Тс изменение спектров КР в различных поляризациях указывают на заметные изменения поверхности Ферми.

3. В сверхпроводящей фазе в УВагСизОе+х существует антиферромагнитные корреляции, которые экспериментально наблюдаются в виде двухмагнонного рассеяния в кристаллах с содержанием подвижного кислорода вплоть до х « 0.7 и соответственно с Тс & 75К.

4. Двухмагнонное рассеяние и протяженный бесструктурный электронный континуум в спектрах КР, а также полоса с переносом заряда в оптической проводимости зависят в основном от ближнего порядка подвижного кислорода в системе УВа2СизО{;+х . Увеличение содержания нестехиометрического (цепочечного) кислорода приводит к росту вклада в электронный континуум рассеяния света свободными носителями.

5. Поведение широкой полосы в области частот « 0.1 -т-1.0 эВ в спектрах оптической проводимости и температура сверхпроводящего перехода Тс определяются дальним порядком упорядочения подвижного цепочечного кислорода и обусловлены формированием длинных цепочек кислорода в УВа2СизОб+1.

Научная и практическая ценность работы определяется теми новыми экспериментальными данными о свойствах электронной системы в сверхпроводящем и нормальном состоянии в недодопированных и пе-редопированных образцах УВа2СизОб+ги ТЬВагСиОб+г при различных концентрациях локирующего кислорода. Это дает базис для теоретического понимания явления ВТСП, в частности, зависимости Д от Тс и от содержания допирующего кислорода.

Применение нового подхода в КР исследованиях — изучение кинетики физических величин в процессе упорядочения подвижного кислорода в УВагСизОб+х после отжига при температуре Т « 150°С. позволило изучить и связать скорость релаксации с пространственным масштабом различных физических величин. Эти исследования, в частности, позволили установить составную природу протяженного бесструктурного континуума в спектрах КР ВТСП: рассеяние как локализованными состояниями, так и свободными носителями.

Апробация работы. Результаты работы докладывались на конференциях Американского Физического Общества (March Meeteing of The American Physical Society) в 1995 и 1996 гг., конференции OE/LASE'96 -Spectroscopic Studies of Superconductors (San Jose,США,1996), совещании руководителей проектов ВТСП (Черноголовка,1996).

Структура диссертации. Диссертация состоит из введения, четырех глав, заключенйя и списка литературы.

Содержание диссертации.

Введение. Во введении объясняется выбор темы диссертации, обосновывается ее актуальность, сформулированы цели и результаты, выносимые на защиту. Описана структура диссертации и ее содержание.

Глава первая представляет собой обзор основных результатов исследований ВТСП оптическими и другими методами. Изложены принципы электронного КР света, связи его характеристик с физическими параметрами состояния твердого тела.

Общим для структур всех ВТСП является большой размер примитивной ячейки, резко выраженное слоистое строение и способность в больших пределах варьировать содержание кислорода, что определяет концентрацию носителей и другие основные свойства. Характерным для всех соединений ВТСП является присутствие одиночных или собраных в блоки плоскостей СиОг, которые являются токонесущими и которые с читаются ответственными за возникновение сверхпроводимости. Связь между купратными плоскостями достаточно слаба, что проявляется в большой анизотропии проводимости, прямо указывающей на квазидвумерный характер электронных свойств ВТСП. Зонные расчеты показывают, что основной вклад в плотность состояний на поверхности Ферми (ПФ) дают состояния ионов меди и кислорода именно этих плоскостей.

Антиферромагнетизм (АФ) также возникает в СиОг плоскостях. Анализ спектров ЯМР указывает, что магнитные моменты локализованы на атомах меди в плоскостях СиОг- Непроводящая фаза ВТСП ведет себя как обычный АФ диэлектрик. Ей, в частности, свойственно двухмагнон-ное рассеяние света.

Сильные антиферромагнитные корреляции наблюдаются в ряде экспериментов и в сверхпроводящей области фазовой диаграммы в УВагСизОе+г [1]. При увеличении содержания кислорода АФ корреляции ослабляются.

Данные о поведении спиновых флуктуации в сверхпроводящем состоянии несколько противоречивы. Однако несомненно, что сверхпроводимость обусловлена той же электронной системой, которая в нормальном состоянии характеризуется АФ корреляциями. По-видимому, они являются неотъемлемым свойством ВТСП.

Исследования КР наряду с этой характерной полосой двухмагнонного рассеяния света обнаружили весьма уникальную, общую для всех купра-тов, черту: присутствие в спектрах КР широкого континуума, интенсивность которого немонотонно зависит от допинга [2]. Он наблюдается как

в сверхпроводящих, так и в диэлектрических кристаллах в виде плоского бесструктурного фона значительной интенсивности с энергией вплоть до ~ 1 эВ. Можно утверждать то, что континуум возникает в плоскостях СиОг, т;.к. его основные свойства похожи в различных ВТСП. Природа этого рассеяния до сих пор не ясна.

К настоящему времени подробно исследовано электронное КР света в основных семействах ВТСП. В основном исследованные образцы имели оптимальный уровень допирования и Тс, близкую к максимальной [3-5]. Основные характеристики КР во всех системах очень похожи: в спектрах рассеяного света отчетливо наблюдается 2Д-пик при Т < Тс, спектральная позиция которого различна при измерениях в различных поляризациях, что указывает на значительную анизотропию сверхпроводящей щели. Значения 2А/Тс меняются в пределах 5 8 для различных сверхпроводников и поляризаций, что означает сильную связь в оптимально допиро-ванных ВТСП.

Для построения адекватной теории ВТСП несомненный интерес представляют детальные экспериментальные данные о величине и симметрии сверхпроводящей щели при различных уровнях допирования.

К моменту выполнения работы данные об электронном КР в кристаллах с неоптимальным содержанием кислорода и, соответственно, более низкими значениями Тс, практически отсутствовали.

Во второй главе кратко описаны технология приготовления образцов, методика исследования неупругого рассеяния света, аппаратура для регистрации КР света с использованием многоканального оптического детектора.

Исследовались недодопированные монокристаллы УВа2СизОд+х со стехиометрией х = 0.5 -г- 0.7 и температурой сверхпроводящего перехода Тс « 50 -г 75К. Однородность содержания кислорода в образцах была не хуже х & 0.05.

В системе ТЬВагСиОб+г исследовались как оптимально допированные монокристаллы, так и передопированные, с Тс « 35 — Э0К. Для экспериментов отбирались кристаллы с зеркальной поверхностью и наиболее узкими сверхпроводящими переходами Д Тс ^ 2 — ЗК, что указывает на высокую однородность содержания кислорода в исследованных образцах.

Измерения спектров электронного КР света проводились в оптическом гелиевом термостате с регулируемой температурой Т = 1.5--300А' в геометрии псевдообратного рассеяния света с фиксированного участка поверхности аЬ-плоскости кристаллов. Возбуждение КР осуществлялось

УВ.,О.,0„ \BajCUjO,,

Рис. 1: Отношения Я"(ш, Т)/В,"(и>, 100 А") спектров в разных поляризациях в кристаллах УВа2СизОб+г. измеренных при температурах ниже и выше Тс. а) - Тс = 53К; Ь) -Тс = Т4К .

с помощью линии Л = 4880А Аг+ лазера. Все спектры КР регистрировались на тройном спектрографе БНог ХУ-500 с многоканальным оптическим детектором. Измерения отражения света в оптическом диапазоне ш = 0.03-2.25 эВ при почти нормальном падении света проводились на интерферометре Майкельсона в режиме быстрого сканирования.

В третьей главе обсуждаются результаты электронного рассеяния света в монокристаллах недодопированной УВагСизОб+г и передопиро-ванной ТЬВаэСиОб+г ВТСП-систем. Были проведены детальные исследования электронного КР в различных поляризациях, при температурах ниже и выше Тс при различных концентрациях допирующего кислорода.

На основе полученных данных произведена оценка сверхпроводящей щели, отношения 2Д/Тс и проанализирована симметрия параметра порядка в этих ВТСП-системах при неоптимальном стехиометрическом составе. Предложено объяснение изменения формы спектров и симметрии 2Д-пика в кристаллах с низкими Тс, базирующееся на модельных расчетах электронного рассеяния в сверхпроводящем состоянии.

В первом разделе главы 3 анализируются результаты измерений электронного КР в недодопированных монокристаллах УВагСизОе+х с Тс от 50К до 75К (х = 0.5 -г 0.7) .

Помимо узких линий, отвечающих оптическим фононам, в спектрах КР наблюдается широкий электронный континуум. При температурах ниже Тс происходит Перераспределение интенсивности континуума в спектрах КР, как и в оптимально допированном УВагСизОв+х. Однако область этих изменений сдвигается в сторону более низких частот, а сам эффект значительно меньше.

Чтобы детально проследить за температурными изменениями в спектрах КР, вычислялись отношения г(ш,Т) = Н"(ш,Т)/Г1"(ш, 10(Ж). Л"(ш,Т) - мнимая часть функции электронного отклика, которая связана с экспериментальным спектром КР 3(ы, Т) в силу флуктуационно-диссипативной теоремы соотношением:

5(Ш|Г) = --[1 + п(чГ)]Л"(ы,Г), (1)

7Г

где 1 + п (ш, Т) = [1 — ехр (—о>/Т)]-1 — фактор Бозе. По спектрам КР в стоксовой и антистоксовой области оценивался перегрев образца в пятне возбуждения. Его величина составляла в ДТ & 30К ± 5К. Были проведены измерения в сверхтекучем Не при пониженной мощности лазерного возбуждения, так чтобы температура в пятне заведомо не превышала Т£4К.

На рис.1 приведены данные измерений, представленные в виде отношения г(и,Т), для образцов с Тс = 53К и 74К в поляризациях (х'х') и {х'у'). Ось поляризации падающего света направлена вдоль х', а рассея-ного - вдоль х' и у' соответственно. 1.

Ниже Тс происходит перераспределение интенсивности в поляризации {х'х'), характерные для возникновения сверхпроводящей щели:

• г(ш, Т) < 1 в области низких частот, и г(и>, Т) « 1 (т.е. изменения в спектрах очень незначительные) в более высокочастотной области;

• образуется 2Д-пик (г(ш,Т) > 1), спектральное положение которого при низкой температуре и 200 см-1 для кристаллов с Тс ~ 50К. Для образца с Тс = 74К 2Д-пик не выражен, происходит только падение рассеяния ниже порогового значения « 270 см-1 (отмечено стрелкой);

• при приближении температуры к Тс 2Д-пик уменьшается по величине и сдвигается в область более низких частот и полностью отсутствует при температурах выше Тс-

По максимуму 2Д-пика получаем оценку сверхпроводящей щели 2Д « 200 см-1 и отношение 2Д/Тс » 5.5 в кристаллах УВагСизОб.б, как и в УВа^СизОо [5].

1х/ и - оси, повернутые на 45* по отношению к кристаллографическим осям а и Ь

При х ~ 0.7 сильно выражены запрещенные в КР фононы 230 см-1 и 600 см-1,, появление которых в спектрах КР вызвано структурным беспорядком. Эти данные указывают на значительный беспорядок в таких образцах, который размывает щелевые особенности. Принимая за 2Д пороговое значение, получаем в кристалле УВагСизОб/г 2А/Тс » 5.3.

В поляризации (х'у1) во всех исследованных образцах заметных спектральных изменений в Я"(ш,Т) не наблюдается.

Полученные данные свидетельствуют, что величина отношения 2Д/Тс & 5-6, измеренная по спектрам электронного КР света, остается неизменной в кристаллах УВагСизОд+г со значением х « 0.5 -г 0.9 при изменении Тс в пределах от ~ 50 до 92К. Такое значение отношения говорит о сильной сверхпроводящей связи в этом ВТСП-соединении. Отсутствие проявлений щели в поляризации (х'у') указывают, что в недодопирован-ном УВа2СизОб+г сверхпроводящая щель изотропна.

Во втором разделе главы 3 рассматриваются данные измерений электронного КР в кристаллах Т^ВагСиОб+г с высокими и низкими значениями Тс от 35К до 90К.

Рис. 2: Отношения й,"(ш,Т)/И"(ш\ 100К) в кристаллах ТЬВа2СиОб+х при различных поляризациях и температурах.

Ниже Тс в спектрах электронного КР ТЬВагСиОб+г также образуется 2Д-пик (рис.2).

В образце с высокой Тс « 90А' 2Д-пик появляется в обеих поляризациях с максимумами « 380 и 450см-1 соответственно в (х'х') и (х'у'), откуда 2А/Тс « 6 и 7. Это указывает как на значительную анизотропию щели, так и на сильный характер связи в оптимально допированном

Т12Ва2СиОб+:с.

При уменьшении Тс 2Д-иик полностью отсутствует в {х'х') поляризации. В (х'у1) поляризации он отчетливо виден и сдвинут в область существенно меньших частот со значениями « 90см-1 и 80см-1 соответственно в кристаллах с Тс — 40К и 35К. Отношение 2 А/Тс « 3.2, что близко к значению 3.5 в пределе слабой связи БКШ.

Причиной уменьшения силы связи могут быть локализованные парамагнитные центры, концентрация которых в Т12Ва2СиОб+г растет по мере допирования кислородом [б]. При этом уменьшение 2А/Тс при допировании может быть связано с тем, что, как известно, величина сверхпроводящей щели подавляется магнитными примесями сильнее, чем Тс-

Таким образом, установлено, что в Т^ВагСиОе+г сверхпроводящая щель анизотропна во всех исследованных образцах с высокими и низкими Тс в отличие от недодопированного УВа2СизОб+1. При приближении к металлическому состоянию одновременно с понижением Тс происходит переход от режима сильной связи к режиму слабой связи.

В третьем разделе главы приведены результаты модельных расчетов для выяснения влияния различных факторов на КР в сверхпроводящем состоянии.

Электронное рассеяние при Т = 0 в сверхпроводнике имеет вид [7]:

4ЛГ(0)/ 1Ы21Ак12 ,,,

где ]У(0)-плотнрсть состояний, к-волновой вектор зоны Бриллюэна, 8-ук = 7к — (7к} ~ отклонение от среднего по поверхности Ферми (ПФ) величины ть = Еа>/9 7а/з(к) = т0Угловые скобки означают усреднение по ПФ при таких к, для которых и>2 > 4|Дь|2, е' и е5 - вектора поляризации падающего и рассеяного света.

Из формулы видно, что электронное рассеяние в сверхпроводящем состоянии определяется формой ПФ и отражает симметрию сверхпроводящей щели. ПФ выбиралась в виде, отвечающим t — 1/- модели:

е(к) = — И • [сов^а) + соз^а)] + И' • соз(&га) сов(куа) — ц = 0, (4)

(а-постоянная решетки). Значения параметров 2<'/£ = 1-3 и ц/21 = —0.5 выбраны так, что модельная ПФ (жирная линия на вставке) хорошо совпадает с экспериментально определенной в УВагСизОб+г • С целью проследить за изменением спектров при изменении симметрии щели, была выбрана сверхпроводящая щель со смешанной 5 + ¿-симметрией:

Расчетные спектры 3(и) электронного КР при Т= О и различной анизотропии сверхпроводящей щели.

Жирная линия - поляризация х'х', тонкая - х'у'.

Данные приведены в относительных по энергии единицах Д^ - максимальному значению Д (к) на ПФ.

Спектры а-ф и е) отвечают двум разным ПФ в М1- модели, показанным на вставке: а-<1) 21'Л=1.3 и цЛ=-0.5 (жирная линия ПФ на вставке),

е) 2М=0.65 и цЛ=-0.5 (тонкая линия ПФ на вставке).

Д(к) = А, + г • Д</[со8(кха) - соз(куа)]. (5)

На рис.3(а-с!) приведены расчетные спектры в (х'х1) и (х'у') поляризациях при различных Д8 и Д^. Спектральная позиция 2Д-пика в расчетном спектре (х'х') поляризации находится ниже по частоте, чем в (х'у') поляризации, а сам пик сильно сглажен, что отражает кулоновское экранирование, а также несовпадение симметрии щели и тензора обратных масс в (х'х') поляризации.

При уменьшении анизотропии щели (росте Д4 относительно Д^) относительная интенсивность в (х'х1) поляризации растет, а форма пика изменяется: из сильно размытого и сглаженного он становится четко выраженным и острым. Сравнение этих расчетов с экспериментальными данными дают основание считать, что анизотропная часть сверхпроводящей щели в УВагСизОе+х мала в недодопированных кристаллах.

Наблюдаемое в эксперименте исчезновение 2Д-пика в (х'х') поляризации для передопированного ТЬВа^СиОб+х также может быть объяснено в рамках этих расчетов. Как следует из имеющихся в литературе расчетных данных, ПФ в Т12Ва2СиОв+х подобна ПФ в УВагСизОв+х, но имеет более скругленную форму. На вставке рис.3 тонкой линией показана

О 4

II 4

3

а А, = 0.1

Л,-0.9

С

ъ Л, = 0.5

А,= 0.5

*

2«/й

д,=о.о А," 10

е II Д,= 0.0

\ л„=1-о

Л

Рис. 3:

форма ПФ, использованная для расчетов спектров на рис.Зе. Сравнение с рис.3(1 подтверждает, что при такой ПФ рассеяние в (х'х') поляризации сильно подавляется. Таким образом, мы можем объяснить изменение спектров в ТЬВагСиОб+г при уменьшении Тс заметным изменением ПФ.

Следует отметить, однако, что КР света чувствительно только к модулю щелевой функции в к-пространстве и поэтому не позволяет сделать однозначного вывода о симметрии параметра порядка.

В четвертой главе рассматриваются результаты исследования кинетики двухмагнонного рассеяния и протяженного континуума в спектрах КР, оптической проводимости, Тс в процессе упорядочения подвижного кислорода в недодопированных кристаллах УВагСпцОб+г после кратковременного отжига при температуре Т « 150"С. Измерения были выполнены на образцах УВа2СизОб+г с Тс = 18 -г 75К и содержанием кислорода соответственно х « 0.4 -г- 0.7.

Отжиг приводит к беспорядку подвижного кислорода в цепочках. Затем кристалл быстро замораживается в жидком азоте и исследуется кинетика упорядочения кислорода при комнатной температуре. При упорядочении понижается средняя валентность атомов меди в цепочках и поставляются дырки в плоскость СиОг-

Ранее было продемонстрировано влияние упорядочения на Тс, оптические свойства, структурные параметры, КР [8-10]. Эти исследования однозначно подтвердили решающее влияние упорядочения подвижного кислорода на физические свойства и, в первую очередь, на сверхпроводимость в УВа2СизОб+г. Например, Тс определяется дальним порядком цепочечного кислорода (> 4 постоянных решетки), приводящему к переносу заряда из цепочек в плоскость [11].

Однако к моменту выполнения работы не было подробных данных о кинетике упорядочения. Эксперимент показал, что все физические величины могут быть условно разбиты на две группы: с "медленной" кинетикой и "быстрой". Проведенное численное моделирование релаксации неупорядоченного состояния методом Монте-Карло позволило объяснить разницу в кинетике различных физических величин различием масштабов корреляционных длин, определяющих пространственный масштаб этих величин.

Изучение кинетики упорядочения в КР-исследованиях явилось новым методом, позволяющим прояснить вопрос о происхождении протяженного электронного континуума в спектрах КР УВагСизОб+х. Наиболее обсуждаемыми на сегодняшний день являются два альтернативных объяс-

нения электронного континуума [2]: рассеяние свободными носителями и рассеяние локализованными состояниями с вкладом свободных носителей при низких энергиях. Проведенные исследования указывают на составную природу электронного континуума: рассеяние как локализованными состояниями, так и свободными носителями.

В первой части главы рассматриваются данные измерений КР до значений переданной частоты (< 5000см-1).

В поляризации (х'у1) спектры состоят из протяженного бесструктурного фона - электронного континуума и широкой линии двухмагнонного рассеяния с максимумом при 2000 -г 3000см""1. При переходе в сверхпроводящее состояние спектры КР практически не изменяются.

Наблюдается уменьшение положения максимума двухмагнонного рассеяния до значения и 2000сл«~1 при х и 0.7. При этом пик остается четко выраженным.

Допирование кислородом в УВагСизОо+г увеличивает плотность носителей и разрушает АФ порядок [12]. Эксперимент свидетельствует, что при х ~ 0.7 корреляционная длина АФ корреляций становится меньше трех постоянных решетки - размера минимального кластера, необходимого для двухмагнонного рассеяния, что и приводит к " смягчению" двухмагнонного пика.

Вторая часть главы посвящена детальному исследованию кинетики КР при упорядочении подвижного кислорода после отжига.

В эксперименте эффект проявляется во временной зависимости физических величин после отжига, в частности, Тс релаксирует в течение нескольких суток.

На образце с Тс = 18К (х ~ 0.4) было проведено совместное изучение кинетики КР и оптической проводимости сг(1;,и>) после отжига.

После отжига наблюдаются изменения для "эффективного" числа носителей N1^) ~ /1,2 '¿)с1ш, в низкочастотном диапазоне (^'(1) и 01.0 эВ) и в полосе переноса заряда (ПЗ) (^(2) » 1.5-2.5 эВ).

Экспериментальные зависимости для УВа2СизОд.4 представлены в виде = 1п [■ на рис.4, где А(^) - первое измеренное значение величины сразу после отжига (для экспоненциального релаксационного процесса Ьа({) в таком представлении будет прямой линией). Из них следует, что:

1. Тс и ¿\М\{1) (НП) имеют длинные времена начальной релаксации т > 200 минут;

0.0

-1.0,

J

-2.0

0 50 100 150 200 0 10 20 30

Время после отжига, мин. Время, шаги Мойте Карло

Рис. 4: а) - £д(2) для экспериментально измеренных величин в кристалле YB?.2('u30<3.4. Прямые линии - наилучшая подгонка на начальном этапе релаксации. Крестики - Тс, т кз 340 минут; квадраты - AiV](i), г « 220 минут; закрашенные кружки - A/V2(t), г Rí 59 минут; треугольники - электронный континуум, т га 51 минут; незакрашенные кружки - двухмагнонное рассеяние, т a¡ 36 минут.

Ь) - временные зависимости La(t) расчетного параметра порядка упорядочения цепочечного кислорода О) при х = 0.4 для различных корреляционных длин г ~ 1 — fia.

2. 2-х магнонное рассеяние, электронный континуум и полоса ПЗ (ДЛ^г)) характеризуются быстрой кинетикой (т « 50 min), за которой следует гораздо более медленное изменение при больших временах.

На образцах с разным стехиометрическим составом х и 0.4-г 0.7 было проведено подробное изучение кинетики KP при упорядочении цепочечного кислорода.

После отжига происходит возрастание интенсивностей двухмагнонно-го рассеяния и протяженного электронного континуума, причем континуум изменяется сильнее. Основное изменение для обеих величин происходит на протяжении первых 50-100 минут, т.е. они являются "быстрыми". Кинетика электронного континуума становится все более медленной при увеличении содержания цепочечного кислорода (т ~ 100 min при а: = 0.7).

Быстрые времена релаксации указывают на основной вклад локализованных состояний в протяженный электронный континуум. Из увеличения времени релаксации при увеличении х следует, что вклад свободных носителей в электронный континуум возрастает при увеличении количества цепочечного кислорода.

"Быстрая" кинетика двухмагнонного рассеяния, которое происходит в купратных плоскостях, указывает, что изменение ближнего порядка подвижного цепочечного кислорода после отжига приводит к изменению ближнего порядка электронной и спиновой систем в плоскостях СиОг-Этот быстрый процесс идет при более медленном упорядочении кислородных цепочек, вызывающем перенос заряда (дырок) в плоскость СиСЬ, о чем свидетельствуют медленная релаксация Тс и ДЛ7!.

Из исследований кинетики упорядочения подвижного кислорода следует вывод, что локальный беспорядок цепочечного кислорода отражается в плоскостях СиОг. УВагСизОб^ при 0 < х < 1 является нестехиометри-ческим по своему составу и обладает беспорядком в системе цепочечного кислорода как до, так и после упорядочения. А это значит, что плоскость Си02 изначально локально неоднородна.

Таким образом, эксперименты с отжигом указывают на неоднородность плоскости СиОг на микроскопическом (атомарном) пространственном масштабе, например, вследствие эффектов сильной корреляции в УВагСизОб+х, приводящих к локализации носителей с масштабом в несколько постоянных решетки [13].

Третья часть главы 4 посвящена численному моделированию и изучению кинетики упорядочения подвижного кислорода методом Монте-Карло. Для расчетов использовалась асимметричная модель с парным взаимодействием соседних атомов кислорода.

Для каждой концентрации х, после каждого шага расчета, вычислялись параметры порядка а](г,£) и (г> отвечающие средней по структуре скоррелированности окружения на расстоянии г = 1,2,3... 6а атомов кислорода с ожидаемой для орто-1 и орто-И фаз (а-расстояние между ближайшими позициями). В начальный момент времени сч^г, ^ = 0) = 0, что отвечает хаотичному распределению после отжига.

На рис.4Ь приведены в виде зависимости ац(г, ¿) на начальном этапе упорядочения для различных г при х = 0.4. В качестве с*) (г, принимались конечные значения а^г, 5000). Видно, что расчетные зависимости выглядят подобно экспериментальным.

Расчет также показывает происхождение различных релаксационных времен. При больших значениях г > 3 происходит медленное упорядочение. Для коротких корреляционных расстояний (г = 14-3) можно условно выделить две стадии с разной кинетикой: стадию с быстрой кинетикой на начальном этапе и более медленное изменение на больших временах.

Такое поведение для малых г (< 3) объясняется тем, что на начальном

этапе происходит только локальное упорядочение, п возникает множество малых двойников размером в несколько постоянных решетки. Этот процесс протекает в течение первых 5-10 шагов Монте Карло и приводит к ближнему порядку. Следующая, более медленная релаксация соответствует образованию протяженных цепочек и движению границ двойников, которое приводит к поглощению меньших двойников более крупными. Медленная кинетика при больших корреляционных расстояниях описывает возникновение дальнего порядка. Для такого упорядочения требуются большие времена, что и наблюдается в эксперименте для Тс и проводимости на постоянном токе.

Таким образом, расчет позволяет объяснить наблюдаемую в эксперименте разницу скоростей релаксации различных физических величин различием характерных длин, определяющих пространственный масштаб этих величин.

В заключении работы сформулированы основные результаты работы, которые состоят в следующем :

1. В недодопированном УВагСизОб+я сверхпроводящая щель в значительной степени изотропна и сверхпроводимость в интервале х = 0.5 -г 0.7 концентраций кислорода отвечает пределу сильной связи 2А/Тс ~ 5-6. Анизотропия щели возникает только вблизи оптимального уровня допирования, отвечающего максимальным значениям Тс-

2. В соединении Т^ВагСиОб+х сверхпроводящая щель анизотропна как при высоких, так и при низких значениях Тс — 35 — 90К. При приближении к границе сверхпроводник-металл одновременно с понижением Тс происходит переход от режима сильной связи к режиму слабой связи. Изменение спектров КР в кристаллах с низкими Тс в различных поляризациях свидетельствуют об изменениях поверхности Ферми в передопированном Т12Ва2СгдОб+1.

3. Коротковолновые антиферромагнитные корреляции в УВагСизОб+х продолжают существовать и в сверхпроводящей фазе при содержании подвижного кислорода вплоть х 0.7. Переход в сверхпроводящее состояние не влияет на коротковолновые антиферромагнитные корреляции.

4. Поведение широкой полосы в области частот 0.1 -г 1.0 эВ в спектрах оптической проводимости и критическая температура в

УВагСизОб+я зависят от дальнего порядка в системе подвижного цепочечного кислорода и обусловлены формированием длинных цепочек кислорода.

5. Полоса с переносом заряда в оптической проводимости, как и двух-магнонное рассеяние света, имеют локальную природу и определяются ближним порядком упорядочения подвижного кислорода.

6. Протяженный бесструктурный электронный континуум в спектрах KP

УВагСизОб+х имеет составную природу и обусловлен рассеянием как локализованными состояниями, так и свободными носителями. При увеличении содержания цепочечного кислорода в УВагСизОб+г возрастает вклад в электронный континуум рассеяния свободными носителями.

7. Нарушения локального порядка в кислородных цепочках УВагСизОв+г приводят к возникновению локальных неоднородностей электронной и спиновой систем в плоскостях Си О 2 с пространственным масштабом в несколько постоянных решетки.

Основные материалы диссертации опубликованы в следующих работах:

1. С.В.Зайцев, А.А.Максимов, И.И.Тартаковский, M.V.Klein, B.W.Veal, Электронное комбинационное рассеяние света в кристаллах УВагСизОб.5, Письма в ЖЭГФ 61, 842-846 (1995).

2. С.В.Зайцев, А.А.Максимов, И.И.Тартаковский, Электронное комбинационное рассеяние света в кристаллах Т^ВагСиОб+г. Письма в ЖЭТФ 64, 760-765 (1996).

3. A.A.Maksimov, D.A.Pronin, S.V.Zaitsev, and I.I.Tartakovskii, G.Blumberg, M.V.Klein, M.Carlow, S.L.Cooper, A.P.Paulikas, and B.W.Veal, Influence of oxygen ordering kinetics on Raman and optical response in YBa2Cu306.4-, Physical Review В v.54 (1996), 6901-6904.

Цитированная литература:

1] M.Horvatic, T.Auler, C.Bertier et al, Phys. Rev. В 47, 3461-3464 (1993).

2] D.Reznik, S.L.Cooper, M.V.Klein, et al., Phys. Rev. В 48, 7624-7635 (1993).

3] M.Boekholt, M.HofFmann, G.Guntherodt, Physica С 175,127-135 (1991).

4] R.Nemetschek, O.V.Misochko, B.Stadlober, andR.Hackl, Phys. Rev.B47, 3450-3453 (1993).

5] А.А.Максимов, A.В.Пучков, И.И.Тартаковский и др., Письма в ЖЭТФ 56, 587-590 (1992).

6] I.F.Schegolev, N.N.Kolesnikov, V.N.Kopylov et al., J. de Physique I, 6, 2265-2275 (1996).

7] M.V.Klein and S.B.Dierker, Phys. Rev. В 29, 4976-4991 (1984).

8] B.W.Veal, A.V.Paulikas, Hoydoo You et al, Phys. Rev. В 42, 6305-6316 (1990)

9] J.Kircher, M.Cardona, A.Zibold et ai, Phys. Rev. В 48,9684-9688 (1993).

10] A.A.Maksimov, I.I.Tartakovskii, M.V.Klein and B.W.Veal Phys. Rev. В 49, 15385-1538 (1994).

11] G.V.Uimin, V.F.Gantmakher, A.M.Neminsky et al., Physica С 192, 481490 (1992).

12] A.J.Millis and H.Monien, Phys. Rev. В 45, 3059-3076 (1992).

13] V.J.Emery and S.A.Kivelson, Physica С 209, 597-623 (1993).

Отпечатано TOO «Принт» г. Ногине* Тел. (8-251) 5-29-51