Résistances feuilletées des films NBCO et YBCO en fonction de la température. La résistance carrée R' est tracée en fonction de la température pour (A) l'échantillon UD60b (épaisseur :100 nm; déposé dans les mêmes conditions que l'échantillon UD60); (B) échantillon UD81 (épaisseur :50 nm); (C) échantillon OP90 (épaisseur :100 nm); (D) échantillon OD83 (épaisseur :50 nm). La température critique Tc des films a été extraite du maximum de la dérivée première de la caractéristique R(T) (encart dans les quatre panneaux). La température de pseudo-écart T* est plutôt déduite par l'écart par rapport au comportement linéaire R(T) à haute température, qui est une signature de l'étrange phase métallique des cuprates (ligne pointillée dans les quatre panneaux). Pour l'échantillon OD83, la température T* n'est pas définie. En effet, l'échantillon est légèrement surdopé, comme mis en évidence par la courbure de la caractéristique R(T) à plus basse température, ce qui est inverse par rapport à celui caractérisant les films sous-dopés. Dans cette plage de dopage, la température que l'on peut déduire de l'écart par rapport au comportement linéaire R(T) à haute température est la température dite de cohérence Tcoh . Tcoh représente une température de passage d'un état métallique cohérent à un état incohérent, observé par spectroscopie de photoémission à résolution angulaire. Crédit :Sciences, doi:10.1126/science.aav1315
Des fluctuations de densité de charge sont observées dans toutes les familles de cuprates supraconducteurs à haute température critique (Tc). Bien que constamment trouvé dans la région sous-dopée du diagramme de phase à des températures relativement basses, les physiciens ne savent pas comment les substrats influencent les propriétés inhabituelles de ces systèmes. Dans une nouvelle étude maintenant publiée sur Science , R. Arpaia et ses collaborateurs des départements de microtechnique et nanoscience, le synchrotron européen, et la physique des dispositifs quantiques en Italie, La Suède et la France ont utilisé la diffusion résonnante des rayons X pour déterminer avec soin les modulations de densité de charge dans l'oxyde d'yttrium baryum cuivre (YBa
Les supraconducteurs cuprate à haute température (HTS) sont différents du paradigme liquide de Landau Fermi en raison de la quasi-bidimensionnalité (2-D) de leur structure en couches et de leur grande répulsion électron-électron. Pendant le dopage optimal et l'état de pseudo-gap (états auxquels des concentrations de porteurs de courant moins qu'optimales entraînent des propriétés électroniques anormales), Un ordre d'onde de densité de charge à courte et moyenne portée peut émerger pour concurrencer faiblement la supraconductivité. Les physiciens ont d'abord développé des propositions théoriques de CDW et de fluctuations de charge à basse énergie après avoir découvert le HTS. Ensuite, ils ont développé des preuves expérimentales dans des matériaux sélectifs et dans toutes les familles de cuprates. Les chercheurs ont observé un ordre CDW tridimensionnel à longue portée (3-D CDW) à l'intérieur du dôme supraconducteur dans des champs magnétiques élevés qui affaiblissent la supraconductivité ou dans des échantillons épitaxiés (dépôt d'une couche cristalline sur un substrat cristallin). Les physiciens débattent actuellement de la pertinence de telles fluctuations de densité de charge (CDF) sur l'état normal non conventionnel et sur l'état supraconducteur du HTS.
Balayage quasi-élastique le long de (H, 0) direction pour plusieurs films YBa2Cu3O7–d et Nd1+xBa2–xCu3O7–d avec différents dopages en oxygène. L'intensité quasi-élastique a été déterminée en intégrant les spectres Cu L3 RIXS mesurés à différents q|| valeurs dans l'intervalle d'énergie [–0,2 eV, +0,15 eV]. Les mesures ont été effectuées à différentes températures sur les échantillons suivants :(A) NBCO dopé de manière optimale, p 0,17. (B) YBCO sous-dopé, p 0,14. (C) NBCO sous-dopé, p 0,11. (D) Isolant NBCO, p <0,05. L'encart dans (C) montre l'intensité du pic Ipeak par rapport à T–1 pour les échantillons OP90 (cercles) et UD60 (carrés). L'extrapolation à T → ∞ fournit une estimation du fond intrinsèque du signal (bgr). Crédit :Sciences, doi:10.1126/science.aav1315
Établir dans quelle mesure les modulations de densité de charge fluctuante et statique ont contribué au diagramme de phase dans le présent travail ; Arpaia et al. mesuré les variables dans YBa
Lors des expérimentations, Arpaia et al. mesure de la diffusion inélastique résonnante des rayons X (RIXS) sur cinq films YBCO et NBCO (dont NBCO :OP90, UD60 et YBCO UD81) couvrant une gamme de phases de dopage à l'oxygène. Les chercheurs ont transféré le film de la région antiferromagnétique (AF) à la région non dopée (UD) et dopée de manière optimale (OP), jusqu'à la région légèrement surdopée. Les scientifiques ont observé des spectres quasi-élastiques (perte d'énergie proche de zéro) à différentes températures pour certains échantillons. En revanche, l'échantillon antiferromagnétique (NBCO AF) n'a pas montré de pics au-dessus du fond linéaire. Les chercheurs ont additionné les résultats des ajustements pour plusieurs échantillons et ont spécifiquement observé deux pics à basse température; un pic large (BP) et un pic étroit (NP). Ils ont observé que le BP partageait une position similaire avec le NP mais avec une dépendance à la température très différente et presque constante. Par conséquent, Arpaia et al. attribué le large pic à des modulations de charge à très courte portée telles que les fluctuations de densité de charge d'intérêt.
Deux pics distincts dans les ajustements aux données NBCO UD60. (A) Balayage quasi-élastique mesuré le long de (H, 0) sur échantillon UD60 à T =250 K (cercles rouges). (B) Après avoir soustrait le fond linéaire, donnée par le balayage quasi-élastique mesuré le long de la diagonale de la zone de Brillouin [carrés vides en (A)], un pic clair est toujours présent, qui peut être ajusté par un profil lorentzien (ligne pointillée). (C) Identique à (A), mais à T =60 K (cercles violets). (D) Après avoir soustrait le fond linéaire [carrés vides dans (C)], les données peuvent être additionnées d'une somme de deux profils lorentziens (trait plein) :un plus large (trait pointillé), similaire à celle mesurée à 250 K, et la seconde plus étroite et plus intense (ligne pointillée). (E) Le croquis 3D montre les scans quasi-élastiques mesurés selon H (cubes) et selon K (sphères) à T =60 K sur l'échantillon UD60, ainsi que les profils lorentziens utilisés pour les adapter. Un pic étroit (NP, surface bleue) émerge à qNP c =(0,325, 0) à partir d'un pic beaucoup plus large (BP, surface rouge) centrée sur qBP c =(0,295, 0). Crédit :Sciences, doi:10.1126/science.aav1315
L'équipe a ensuite étudié l'énergie associée au pic large pour comprendre le double caractère du phénomène et son effet sur les CDF à l'aide d'instruments à haute résolution. Ils ont mesuré les spectres RIXS sur des échantillons spécifiques à des températures sélectionnées et au vecteur d'onde du maximum de pic large. A toutes les températures, ils ont noté que le pic principal était légèrement plus large que la résolution de l'instrument (40 meV) avec une composante inélastique plus forte à une température plus élevée. Ils ont attribué ce pic quasi-élastique aux phonons (vibrations atomiques) dus à la diffusion diffuse élastique des imperfections de la surface de l'échantillon et aux fluctuations de charge. Ils ont observé que le phénomène était soit indépendant de la température, soit décroissant lors du refroidissement.
L'équipe a ensuite utilisé les informations pour mieux extraire la contribution de la densité de charge. Après d'autres interprétations théoriques des résultats expérimentaux, Arpaia et al. a montré le large pic résultant des CDF dynamiques avec un caractère 2D pur par rapport à l'oxyde de cuivre individuel (CuO
Caractéristiques des deux pics de modulation de densité de charge. Les graphiques montrent la dépendance en température des paramètres des deux profils lorentziens utilisés pour décrire les pics quasi-élastiques des échantillons UD60 et OP90 (les carrés renvoient au pic étroit, cercles jusqu'au large pic). (A et B) Intensité. (C et D) FWHM. Le TQC est de 175 K pour l'échantillon UD60 et de 155 K pour l'échantillon OP90. T3D est de 33 K pour l'échantillon UD60 et de 24 K pour l'échantillon OP90. (E et F) Volume des modulations de densité de charge. Le volume total (triangles), donnée par la somme des volumes des deux pics, est dominé par le large pic. Crédit :Sciences, doi:10.1126/science.aav1315
Après avoir rassemblé les données expérimentales, l'équipe a visualisé le scénario d'un croisement continu des CDF dynamiques pures (fluctuations de densité de charge) à haute température et tous les dopages à une CDW quasi critique (onde de densité de charge) inférieure à T
Ordre de charge statique et dynamique dans le diagramme de phase des cuprates HTS. (A) Le diagramme de phase T-p des cuprates est généralement marqué par l'antiferromagnétique, pseudo-écart, et des régions supraconductrices (respectivement caractérisées par les températures d'apparition TN, T*, et Tc). Nos résultats prouvent que la plupart de ces régions sont envahies par des modulations de densité de charge de quelque sorte. Le pic étroit décrit les CDW, se manifestant dans une région (bleu pâle) en dessous de TQC (croix). Ces CDW 2D sont quasi critiques et sont des précurseurs des CDW 3D statiques (région bleue). Même si nous ne pouvons pas accéder directement à ce dôme sans champ magnétique, les températures T3D (carrés) que nous inférons de la dépendance T du NP FWHM concordent avec celles déterminées précédemment par RMN et les expériences de diffusion des rayons X durs. Le pic large décrit les fluctuations de densité de charge à courte portée (CDF), qui dominent le diagramme de phase (région rouge), coexistant à la fois avec les CDW 2D quasi-critiques et avec la supraconductivité, et persistant même au-dessus de T*. En revanche, Les CDF disparaissent dans les échantillons non dopés/antiferromagnétiques (région blanche), alors que leur occurrence entre p ~ 0,05 et p ~ 0,08 reste à déterminer. Pour évaluer les énergies caractéristiques w0 associées au BP, nous avons mesuré des spectres RIXS haute résolution à différentes températures sur les échantillons OP90 et UD60. (B) Composante quasi-élastique des spectres (après soustraction de la contribution des phonons) à T =90, 150, et 250 K, mesurée sur l'échantillon OP90 à q|| =(0,31, 0). (C et D) Les spectres expérimentaux de différence 150 K-250 K et 90 K-150 K, présenté en (B), sont affichés (sphères), avec le calcul théorique (surfaces pleines). Les données sont en accord avec la théorie, en supposant que w0 15 meV à 150 et 250 K et w0 7 meV à 90 K [lignes pointillées dans (C) et (D)]. Crédit :Sciences, doi:10.1126/science.aav1315
En outre, le couplage faible du CuO
De cette façon, Arpaia et al. a présenté les résultats les plus intrigants du travail comme étant la présence abondante d'un large pic causé par les CDF dynamiques, avec de petites énergies de quelques meV s'étendant sur une large plage de quantité de mouvement. Le mécanisme de diffusion à faible énergie des quasiparticules observé dans l'étude a fait des cuprates un candidat attrayant pour produire le phénomène de liquide de Fermi. Les caractéristiques qui ont été démontrées expérimentalement dans le présent travail avaient jusqu'à présent défini les particularités les plus importantes des supraconducteurs à haute température en cuprate.
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