Исследовано распределение магнитного поля вихревой решетки оптимально легированных тонких пленок La1,84Sr0,16CuO4

разделенные на коэффициент
10 (черные квадраты). Сплошные линии направляют глаза.
094514-7
НЕОЖИДАННОЕ ВЛИЯНИЕ ТОЛЩИНЫ И НАПРЯЖЕНИЯ НА…
ИНЖИР. 7. Полевая эволюция σVL для деформированной при сжатии тонкой
пленки LSCO толщиной 40 нм на LSAO. Линиями показаны расчеты в рамках
численной модели Лондона с учетом различной толщины сверхпроводящих
материалов, т. е. с несверхпроводящими слоями δ или без них на интерфейсах.
Глубина магнитного проникновения регулируется для каждой толщины, чтобы
получить наилучшее соответствие. Распределение вероятности глубины
имплантации показано на врезке вместе с толщиной сверхпроводника,
используемой для различных моделей.
ИНЖИР. 8. Зависимость σVL(Bµ) от магнитного поля для пленок LSCO различной
толщины d, выращенных на LSAO: d = 30 нм (синие кружки), d = 40 нм (фиолетовые
ромбы), d = 80 нм (зеленые треугольники). Кроме того, измеренная на поверхности
монокристалла σVL(Bµ) представлена в виде пустых красных кружков. Сплошные
и штриховые линии — описанная в тексте модель для различных значений
глубины магнитного проникновения λ и мертвого слоя δ.
2. Глубина магнитного проникновения в пленках LSCO,
выращенных на подложках LSAO
обработка, безусловно, может объяснить большое значение δ, наблюдаемое
в мозаичном образце монокристалла, поскольку поверхность определенно
неупорядочена из-за шероховатости поверхности и химической
модификации, такой как изменение концентрации кислорода и локальная
деформация.
Зависимость σVL(Bµ) от магнитного поля для всех различных пленок,
исследованных в данной работе, показана на рис. 8.
На рис. 7 представлена полевая зависимость второго момента
распределения поля, измеренного в ТФ µSR в 40-нм пленке . поймать с
симуляцией, представленной здесь. Действительно, уменьшение
сверхпроводящей толщины за счет введения несверхпроводящих слоев на
интерфейсах приводит к лучшему согласию. Изображения АСМ (см.
Приложение B) показывают, что тонкие пленки LSCO при деформации сжатия
имеют особый режим роста со столбчатой структурой на первых ~7 нм.
Напротив, это, безусловно, более простой лондоновский подход со
ступенчатым изменением концентрации носителей на границе раздела и
дельтовидным ядром, который не подходит, и необходимы дополнительные
теоретические исследования, чтобы полностью понять физику этих пленок.
Тем не менее, простой лондонский подход позволяет оценить значение
фундаментального свойства сверхпроводника, а именно собственной
глубины магнитного проникновения.
имеют низкую плотность носителей и повышенную эффективную массу,
которая согласно уравнению
(1)
приводит к большой глубине проникновения.
Такая структура может быть вредна для сверхпроводимости и оправдывает
наличие большого несверхпроводящего слоя. Однако гораздо большие
несверхпроводящие слои привели бы к очень малой глубине проникновения
магнитного поля, что неожиданно для купратов.
Температурная эволюция σVL(T ) для двух тонких пленок LSCO,
выращенных на подложках LSAO, представлена на рис. 6 в сравнении с
объемными данными [2].
[16].
Температурная зависимость σVL(T ) в пленках
очень похожа на объемную. Уменьшение σVL между пленками и
монокристаллом примерно в 10 раз частично объясняется увеличением
эффективной глубины магнитного проникновения в пленки. Для пленки
толщиной 40 нм с глубиной магнитного проникновения λ > 200 нм можно
было бы ожидать из уравнений
(12)
и
(14)
снижение σVL в пленке по
сравнению с объемом в σV L(Bulk)/σV L(Film) (λ/d) > 25 раз, что значительно
больше наблюдаемого в эксперименте. Это указывает на то, что для лучшего
количественного описания σVL(Bm) в тонких пленках необходимо применять
определенную модель,
такую как численная модель Лондона . Связь между σVL и вторым моментом
распределения магнитного поля, обусловленного вихревой решеткой,
изложена в Приложении А.
Machine Translated by Google

---

ФИЗИЧЕСКИЙ ОБЗОР Б 97, 094514 (2018)
А. Магнетизм
094514-8
Л. ХОВАЛД и соавт.
IV. ОБСУЖДЕНИЕ
Б. Сверхпроводимость
Магнитный порядок в приложенном магнитном поле 7,5 Тл, возникающий в
вихрях оптимально легированного LSCO, был подтвержден экспериментами
по рассеянию нейтронов
[39].
Обратите внимание, что такое приложенное
магнитное поле намного выше, чем те, которые использовались в этом
исследовании. Поскольку вихри распространяются к поверхности
сверхпроводника, такой магнитный порядок также в основном присутствует
на поверхности. Позднее о поверхностном ферромагнетизме, индуцированном
полем, сообщалось с помощью рентгеновского магнитного циркулярного
дихроизма и объяснялось наклоном спинов Cu2+ , взаимодействующих
антиферромагнитно через искажение октаэдров CuO6 (взаимодействие
Дзялошинского-Мория)
[40].
Численная модель Лондона показывает, что начальный наклон определяется
толщиной сверхпроводящей пленки, и мы действительно наблюдаем, что
dσVL/dBµ увеличивается с толщиной пленки. Мы ожидаем, что при заданном
магнитном поле значение σVL(Bµ) будет увеличиваться с увеличением
толщины пленки из-за уменьшения эффективной глубины магнитного
проникновения λeff, если собственная глубина магнитного проникновения λ
не изменяется или изменяется слабо. Неожиданно наблюдается кроссовер
между σVL(Bµ) пленки толщиной 80 и 40 нм при Bµ 70 мТл. Кроссовер уже
виден на голых экспериментальных результатах (см. Приложение C).
Несмотря на то, что численная модель Лондона имеет свои недостатки,
она позволяет выявить следующее: во-первых, она указывает на особенности
поверхностей. Действительно, потребность в большом «мертвом слое»
заставляет нас пересмотреть граничные условия сверхпроводящего
состояния и, в частности, то, как концентрация сверхпроводящих носителей
изменяется по направлению к границам раздела. Во-вторых, это позволило нам
оценить эволюцию глубины магнитного проникновения при двухосной
деформации.
По форме полевой зависимости σVL(Bµ) мы также сделали вывод, что
двухосная деформация уменьшает λ. Мы могли бы понять большее значение
λ для этой конкретной пленки следующим образом: в тонких пленках
уменьшение размерности вредно для сверхпроводимости и приводит к общему
увеличению глубины магнитного проникновения, вероятно, за счет
уменьшения плотности числа nS. Двухосная деформация сжатия, напротив,
благоприятствует сверхпроводимости, как сообщается в нескольких
транспортных исследованиях [5,9–11]. В таком случае совпадением является
то, что одно и то же значение получается в пленках, деформированных при
сжатии, и в объеме, что приводит к почти одинаковому Tc. Большое значение
Tc , наблюдаемое в 80-нм LSCO, выращенном на LSAO, может быть связано с
некоторыми
Это свидетельствует о том, что собственная глубина магнитного
проникновения в пленке толщиной 40 нм меньше, чем в пленке толщиной 80
нм. Между этими пленками есть два основных отличия: толщина и двухосная
деформация. Пленка толщиной 40 нм полностью деформирована сжатием, а
пленка толщиной 80 нм частично релаксирована. Влияние толщины отражается
на начальном наклоне, поэтому делаем вывод, что двухосная деформация
сжатия уменьшает значение собственной глубины магнитного проникновения.
Как обсуждалось ранее, зависимость распределения магнитного поля от
магнитного поля, измеренная с помощью µSR в объеме монокристалла, лучше
всего описывается с помощью многощелевой модели сверхпроводимости.
Это неудивительно, поскольку многощелевые свойства, по-видимому,
являются систематической характеристикой нетрадиционных
сверхпроводников, о чем в недавней литературе сообщается во множестве сообщений.
Используя численную модель Лондона, можно количественно оценить
изменение собственной глубины магнитного проникновения, предполагая
фиксированный мертвый слой. Мы ожидаем, что для атомарно гладких
тонких пленок шероховатость поверхности и химические изменения
поверхности приведут к небольшому значению δ. С другой стороны, 30- и
40-нм пленки имеют одинаковую деформацию сжатия, и поэтому их
собственная глубина магнитного проникновения должна совпадать. Это
говорит о том, что мертвый слой наших атомарно-гладких пленок находится
в диапазоне 7,5–10 нм. Даже если модель не является точной, такое большое
значение ясно указывает на то, что сверхпроводимость на поверхности
сильно изменена по сравнению с объемом. При использовании мертвого слоя
δ = 7,5 нм собственная глубина проникновения магнитного поля для пленок по
сравнению с объемом представлена в таблице I.
Эксперименты μSR в нулевом поле показывают наличие
«квазистатического» магнетизма в оптимально легированных тонких
пленках LSCO толщиной 40 нм, выращенных на STO. В оптимально
легированных пленках LSCO, выращенных на LSAO, признаков магнетизма
обнаружено не было. То же самое верно и для приповерхностных измерений
( 100 нм) на оптимально легированных монокристаллах LSCO. Магнитная
фаза, обнаруженная в LSCO/STO, скорее напоминает фазу канонических
спиновых стекол, чем кластерную фазу спинового стекла, обнаруженную
в недостаточно легированном LSCO. Это указывает на динамический ближний магнитный порядок.
При введении соответствующего «мертвого слоя» получаем, что все
образцы, кроме 80-нм LSCO на LSAO, имеют собственную глубину
магнитного проникновения λ 275 нм.
Многощелевая сверхпроводимость обнаружена в системах с тяжелыми
фермионами
[41],
системах на основе урана
[42],
пниктидах
[43–45]
и купратах
[16,46,47].
Интересно, что на поверхности сверхпроводника исчезает
многощелевая особенность. Это согласуется с вариантами электронной
зонной структуры, предложенными в литературе. Действительно,
эксперименты с поверхностной чувствительностью обнаруживают полосу
с одной дыркой (например, ARPES [48]), в то время как множественные полосы
обнаруживаются с помощью методов объемной чувствительности, таких как эффект Нернста
[49] .
Настоящий эксперимент полностью совместим с существующей
литературой, однако мы можем быть более точными, поскольку наблюдаемый
магнитный порядок кажется «квазистатическим» только на шкале времени
мюона, на поверхности пленки и при температурах ниже сверхпроводящего
фазового перехода. Это может быть связано с различными структурными или
химическими свойствами поверхности по сравнению с объемом. Это также
может указывать на конкурирующий порядок между магнетизмом и
сверхпроводящей фазой, ослабленной на поверхности пленки.
Исследуемая пленка LSCO/STO не имеет биаксиальной деформации, однако
несовпадение кристаллографических осей пленки и подложки будет
генерировать дислокации. Можно с полным основанием предположить, что
такие дефекты способствуют замедлению высокочастотных магнитных
флуктуаций и тем самым стабилизируют магнитный порядок.
(Дырочная и электронная зоны) или квантовые осцилляции де-Гааза-ван
Альфена
[50]
(Две частоты для двух электронных зон с разными
эффективными массами). Остается сложной задачей понять полную
зависимость σVL(Bμ) , которая, как мы обнаружили, оказалась более сложной,
чем ожидалось в результате расчета, в рамках Лондона. Решение уравнений
Гинзбурга-Ландау для сверхпроводящих пленок рассматривал Брандт
[51].
К
сожалению, в численной формулировке решения, представленного в этой
статье, должна присутствовать ошибка. Действительно, несмотря на
несколько реализаций кода, мы не смогли воспроизвести результаты
статьи.
Machine Translated by Google

---

н
B¯ = bz 1 + λ2 K2
к
к
у
(х, у)
К
к
0
Бз =
дз2
d2bz
bz λ2 + λ2 k2 + k2 dz2
0
d2
к
н
Икс
у
d2
бз
К
Икс
.
(А1)
уравнение
(A1)
читается как
+ К2
быть представлен. Это прямое расширение Ref.
[52].
(А4)
d2bz
(k,z) exp(+ik · r), dz2
δ(r rn) zˆ = N0
Предполагается, что вихревая решетка геометрически не
изменена по сравнению с объемом, поэтому xy-компоненты расчета
будут равны объему. Кроме того, поскольку нас интересует
уширение линии µSR из-за вихревой решетки в вышеупомянутой
геометрии, необходимо вычислить только Bz(x,y,z). К счастью,
это как раз та составляющая, которая непрерывна на границе пленка/
вакуум (см. [53]).
неоднородность, при этом часть пленки, полностью сжатая на
границе подложки, дает большое значение Tc, тогда как значение
λ в основном определяется частично релаксированной объемной