WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     ||
|

-dI/dV ( k ) напряжения смещения dI/dV(V) мезы NbSe3 при температуре T = 1.5 К. На графике видны пики, соответствующие щелям низкотемпературной ВЗП (ВЗП 2) (60 мВ) и высокотемпературной ВЗП (ВЗП 1) (130 мВ) и пик при нулевом смещении (вставка на рис. 2). Пик при нулевом смещении изучался ранее [4], где он связывался с когерентным межслоевым туннелированием носителей, несконденсированных в ВЗП. Найденные из этих измерений значения энергетической щели согласуются с результатами сканирующей туннельной микроскопии (STM) [6], фотоэмиссионной спектроскопии (ARPES) [7], оптических измерений [8], а также с результатами микроконтактной спектроскопии, полученными на контактах NbSe3-NbSe3 в направлении оси a* [4]. Спектры dI/dV(V) o-TaS3 при низких температурах (T

В разделе 3.2. исследовано взаимодействие двух ВЗП, сосуществующих в NbSe3 при температурах ниже второго пайерлсовского перехода. Для этого были проведены детальные измерения туннельных спектров, при фиксированных температурах при последовательном уменьшении температуры с малым шагом 2-5 К в диапазоне от 1.5 – 170 К. Несмотря на то, что форма спектров сильно меняется с изменением температуры, интегральная +Vхарактеристика S = / dV )dV в пределе, когда V0 значительно превышает 21,(dI -Vпрактически не зависит от температуры (рис. 3а). Этот результат подтверждает, что измеряемая зависимость dI/dV(V) соответствует плотности состояний, а ее интеграл соответствует полному числу состояний, которое не зависит от температуры. Температурные зависимости щелей (рис. 3b) в целом соответствуют температурной зависимости, определяемой моделью Бардина, Купера и Шриффера (БКШ), за исключением флуктуационной области выше (b) (a) 2.5 1. 2.1.1.+200mV dI(V ) S(T ) = (T)dV 0. 1.0 BCS БКШ dV -200mV 0.0.0 20 40 60 80 100 120 140 0.T (K) 0 20 40 60 80 100 120 140 T(K) Рис. 3. Температурные зависимости: (a) интегральной характеристики спектров S(T); (b) положения щелевых пиков низкотемпературной и высокотемпературной ВЗП.

Tp1. Из эксперимента видно, что ниже Тр2 наблюдается дополнительное увеличение щели высокотемпературной ВЗП 1. Это указывает на взаимодействие ВЗП 2 и ВЗП 1 в NbSe3. Взаимовлияние сосуществующих в NbSe3 ВЗП было предсказано теоретически [10], где оно связывалось с эффектом взаимной соизмеримости двух ВЗП с вектором обратной решетки 2(q1+q2) (1,1,1), где q1 = (0, 0.241, 0), q2 = (0.5, 0.260, 0.5) – волновые вектора высокотемпературной и низкотемпературной ВЗП.

Теоретически в [10] было показано, что подобное взаимодействие обеспечивает дополнительный член в свободной энергии Гинзбурга-Ландау, обусловленный взаимодействием фаз ВЗП и 1 F2 = F1(1) + A22 + B24 + B+22 cos 2( + ) 2 2 1 2 1 Здесь F1(1) соответствует свободной энергии, связанной с образованием 1, а A2 и В2 стандартные коэффициенты Гинзбурга-Ландау разложения свободной энергии по параметру порядка 2. Четвертый интерференционный член описывает взаимодействие двух ВЗП. Этот дополнительный член описывает взаимное увеличение модуля параметра порядка каждой ВЗП. В частности, 1,S(T)/S(160K) / (T=4.2K) предсказывалось, что при понижении температуры ниже Tp2 можно ожидать небольшого увеличения щели 1.

Ранее этот эффект искался с помощью структурных дифракционных методов, однако в первых работах с имевшейся в то время точностью не было обнаружено изменений ни в положении, ни в интенсивности сателлитного пика высокотемпературной ВЗП при понижении температуры ниже Tp2. В более поздних работах было установлено некоторое взаимодействие двух ВЗП в условиях, когда одна из них или обе переходят в состояния скольжения под действием электрического поля, однако статического эффекта фазовой соизмеримости двух ВЗП до последнего времени не наблюдалось. Высокая чувствительность метода межслоевой туннельной спектроскопии позволила его обнаружить.

В разделе 3.3. изучены особенности межслоевых туннельных спектров NbSe3, обнаруженные при энергиях меньше энергетической щели ВЗП 2.

Одни из них проявляются при энергиях ~ и могут быть идентифицированы как широкие пики на межслоевых туннельных спектрах. Другая особенность проявляется на еще меньшей шкале энергий V = Vt ~ 0.1. и проявляется, как порог увеличения межслоевого туннелирования при V>Vt. Наличиеие этих особенностей указывает на существование характерных низкоэнергетических вобуждений ВЗП с энергиями и kТр (k - константа Больцмана), оказывающих влияние на неупругое межслоевое туннелирование.

Теоретически известные динамические возбуждения ВЗП - амплитудные и фазовые солитоны имеют близкую энергию Eas = 2/ [11,12], Еps kTp [13].

В разделе 3.4. изучены межслоевые туннельные спектры в области флуктуаций ВЗП выше температур пайерлсовских переходов Tp1 и Tp2 в NbSe3.

Показано, что при температуре пайерлсовского перехода щелевые пики сливаются, образуя широкий максимум при нулевом смещении. Наличие этого максимума связывается с избыточной плотностью состояний вблизи уровня Ферми вследствие сильных одномерных флуктуаций ВЗП вдоль цепочек. Этот максимум наблюдается до очень высоких температур, вдвое превышающих Тр, что указывает на широкую температурную область их существования. Это наблюдение подтверждается данными по рентгеновской дифракции на NbSe[14]. Полученные результаты указывают на перспективность межслоевого туннелирования для изучения флуктуаций ВЗП.

В разделе 3.5. проведено сравнение характера межслоевого туннелирования в материалах ВТСП и с ВЗП. Показано, что при низких температурах в обоих материалах оно имеет когерентный характер. Отмечено также, что разрушение фазовой когерентности с ростом тока (ВТСП) или электрического поля (в случае ВЗП) поперек слоев происходит, начиная с наиболее слабого перехода, и имеет пороговый характер.

Глава 4 посвящена межслоевой туннельной спектроскопии ВЗП в NbSeв магнитных полях и состоит из 3 разделов и выводов. Вопрос о возможности стимулирования энергетической щели в NbSe3 возник более 20 лет назад [15] после обнаружения аномально большого магнетосопротивления в этом материале. В [15] было предположено, что дополнительный вклад в магнетосопротивление возникает из-за подавления магнитным полем “карманов” поверхности Ферми с несконденсированными носителями, увеличивая тем самым число носителей сконденсированных в ВЗП. Механизм подавления “карманов” был рассмотрен в работе Горькова и Лебедя [16], где он связывался с улучшением условий нестинга ВЗП в магнитном поле.

Экспериментальных исследований энергетической щели в NbSe3 в сильных магнитных полях до последнего времени не проводилось. В представленной диссертационной работе были проведены исследования туннельных спектров NbSe3 в сильных магнитных полях с помощью метода межслоевого туннелирования.

В разделе 4.1. изложены результаты исследования влияния сильных постоянных магнитных полей (до 28 Тл) на межслоевые туннельные спектры при низких температурах. Наиболее интересным результатом здесь является подавление поперечным магнитным полем пика при нулевом смещении, рис. 4.

Как видно из рисунка, с ростом поля подавляется плотность состояний при NbSe3 T=4.2K 0T H||a*-axis 25T 10T -1.5 -1.0 -0.5 0.0 0.5 1.0 1.V/Рис. 4. Эволюция межслоевых туннельных спектров NbSe3 в магнитном поле H||a*, при T=4.2К.

eV<2, и спектр приобретает характер типичный для туннельной плотности состояний почти полного диэлектрика ВЗП. Результаты подтверждают диэлектризацию спектра в магнитном поле. При этом магнетосопротивление при малых смещениях достигает двух порядков в полях 25 Тл. Тем не менее, слабый пик проводимости при нулевом смещении сохраняется вплоть до самых больших исследованных полей.

Следующим этапом исследований явилась спектроскопия энергетической щели ВЗП при высоких температурах, вблизи температуры пайерлсовского перехода. Эти исследования потребовали использования магнитных полей существенно большей интенсивности, которая к настоящему времени достижима только в импульсном режиме.

В раздел 4.2. описана техника измерений туннельных спектров в сверхсильных (импульсных) магнитных полях до 55 Тл. Эти измерения проводились в национальной лаборатории импульсных магнитных полей (г.

Тулуза, Франция). Импульсное поле получалось разрядом через катушку батареи высоковольтных конденсаторов. Временная развертка импульса -dI/dV (k ) показана на рис. 5. Типичное время нарастания импульса составляло 60 мс, а время спада - ~350 мс. Максимальная скорость изменения поля составляла порядка 1 Тл/мс. Современные измерительные системы, на основе синхродетекторов легко позволяют вести измерения магнетосопротивления образцов на фиксированном токе в таких импульсных полях. В работе была предложена и реализована более сложная методика измерения большой серии ВАХ за время одного импульса поля.

Измерения ВАХ выполнялись по следующей методике: в течение полного времени импульса магнитного поля 500 мс, через образец пропускался пилообразный ток с периодом 0.5 мс (2 кГц), и синхронно производились измерения напряжения V, тока I и поля H (Vполя ~ dH/dt – эдс самоиндукции в калиброванной катушки рядом с образцом) на частоте 2 МГц (рис. 5). За время одного импульса магнитного поля это позволило развернуть 1000 ВАХ (с прямым и обратным ходом) содержащих по 1000 точек каждая, при этом изменение поля на сегмент ВАХ (от -Imax до +Imax) в худшем случае составляло H 55Tл Hmax импульс магнитного поля ~350мс Начало Конец имп. м. ~60мс имп.маг.

поля поля t I Полное время измерений 500мс Старт 0.5мс Стоп 1000 ВАХ ЦАП, +Imax ЦАП, пилообразная развертка тока через образец 3 АЦП 3 АЦП I t dI/dV(H ) k V -Imax ~50мс F =2 МГц k - тр. изм импульс 1000 точек в ВАХ развертки Рис. 5. Временная развертка импульса магнитного поля, совмещенная с разверткой тока через образец. На вставке ВАХ и dI/dV(V) одного периода развертки.

0.5%, обеспечивая квазистатический режим измерения туннельных спектров.

Формирование тока производилось с помощью цифро-аналогового преобразователя (ЦАП), а синхронные измерения параметров спектра dI/dV(V,H) – независимыми аналого-цифровыми преобразователями (АЦП) со специально сконструированными малошумящими дифференциальными усилителями и фильтрами. Система в настроенном состоянии имела шум на входе предусилителей 40 мкВ и шумовой ток 200 нА, на эффективной частоте измерений 2 МГц, что позволило с приемлемой точностью измерять ВАХ образцов с типичным размахом тока в 1-2 мА и напряжения 300 мВ, обеспечивая высокое качество измеряемых спектров, рис. 6.

В разделе 4.3. изложены результаты исследования индуцирования энергетической щели магнитным полем выше температуры пайерлсовского перехода. Методом межслоевой туннельной спектроскопии было исследовано влияние магнитного поля на величину энергетической щели ВЗП в NbSeвблизи температуры нижнего пайерлсовского перехода Тр2. Было обнаружено, 0T NbSe4. 5T 54T T=65K 54T 0T 10T 3. 15T 27T 54T 3.2.2.0T 0T 54T 1.-3-2-V/2 (4.2K) Рис. 6. Эволюция межслоевых туннельных спектров NbSe3 в магнитном поле при температуре Т=65К, на 5 К выше температуры пайерлсовского перехода.

-dI/dV (k ) что энергетическая щель значительно увеличивается под действием магнитного поля при температурах несколько ниже Tp, и что наиболее примечательно, может индуцироваться при температурах выше Tp. Этот эффект проиллюстрирован на рис. 6, где показано, как под действием поля на широком максимуме спектра dI/dV(V), обусловленном флукутациями ВЗП, появляются и развиваются два пика щелевой особенности. Видно также, что в полях больше 30 Тл амплитуда пиков начинает уменьшаться. При более высоких температурах наблюдается полное исчезновение индуцированной щели в сильных полях. Таким образом, индуцированная магнитным полем энергетическая щель ВЗП существует в конечной области магнитных полей и температур выше Тр. Детальные измерения спектров при фиксированных температурах (45 – 83K) и при изменеии магнитных полей от 0 до 55 Тл позволили определить область температур и магнитных полей, в которых наводится щель ВЗП выше температуры пайерлсовского перехода. Эти наблюдения, по сути, характеризуют собой увеличение Tp под действием магнитного поля, поскольку щелевая особенность появляется при температурах выше Тр, при которых она отсутствовала без магнитного поля.

Фазовая диаграмма Т-Н области индуцирования щели магнитным полем показана на рис 7, где она заштрихована, а ее граница представляет собой NbSe # #Field induced CDW 0 10 20 30 40 50 H (T) Рис. 7. Фазовая диаграмма T-H состояния ВЗП, индуцированного магнитным полем (заштрихованная область).

T (K) зависимость Тр(Н). Как видно, она имеет немонотонный характер: Тр сначала увеличивается с ростом Н, достигает максимума при Н ~ 30 Тл, а затем уменьшается при дальнейшем росте Н. Эффект увеличения Тр(Н) связывается с улучшением условия нестинга ВЗП под действием поля, тогда как ее подавление в сильных полях - с разрушением основного состояния в результате его зеемановского расщепления. При H = 0 состояние с ВЗП вырождено относительно ориентации спинов или. Зеемановское расщепление основного состояния ВЗП приводит к увеличению вектора Q и уменьшению Q. Это приводит к ухудшению условий спаривания с исходным вектором ВЗП в нулевом поле. Эксперимент показывает, что падение Tp(H) начинается с 30 Tл, в условиях когда энергия зеемновского расщепления 2µBH (где µB магнетон Бора) превышает энергию kTp. Полученный результат качественно согласуется с теоретическим расчетом для систем с несовершенном нестингом [17].

В заключение приведены основные результаты диссертации.

Основные результаты, полученные в работе:

1. Методом межслоевой туннельной спектроскопии определены энергетические щели волны зарядовой плотности (ВЗП) в NbSeравные 60 мВ для нижней и 120 мВ для верхней ВЗП и o-TaS3 равной 200 мВ, при низких температурах.

2. Определена температурная зависимость положения энергетической щели NbSe3 от температуры, согласующаяся с моделью БКШ.

3. Обнаружен эффект взаимодействия двух ВЗП, сосуществующих в NbSe3 заключающийся в увеличении энергетической щели высокотемпературной ВЗП при образовании низкотемпературной ВЗП.

4. Обнаружены особенности туннельных спектров локализованные внутри энергетической щели. Предложена их интерпретация.

5. Установлен эффект индуцирования энергетической щели ВЗП в NbSeвыше температуры пайерлсовского перехода в сильном магнитном поле.

Pages:     ||
|



© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.