专利名称：具有作为耗尽声子的激发的Bogoliubov准粒子的超导体系的制作方法
技术领域：
本发明涉及具有作为竞争优胜格波模的激发的Bogoliubov准粒子的超导体系。
背景技术：
在本发明人的文章[1]“Explaining cuprates 1 anti-nodal kink features on the basis of a model of electron pairing”( “基于一种电子配对模型对铜氧化物反节点折弯特征的解释”)中，结合Gromko等人角分辨光电子谱(Angle-resolved photoemission spectroscopy, ARPES)结果[2],并根据本发明提出的一种电子配对模型[3]， 对Bi2212的反节点能隙特征进行了一些解释。根据上述配对模型，如果被占据的两个电子定态(E1, Ii1)和(E2, k2)与一个格波/声子模(hv, q)匹配，即有with hv = E2-E1和q =k2-k1；则在这两个态上的电子被该声子模所调谐并被置于一种非定态的稳态(NSS态)， 其中该两个电子中的任一个的测得能量的几率分布取决于该声子模的平均声子数η;且当 η — O时，测得该两个电子中的任一个的能量为E2的几率趋于零。因此，如图I (它取自Gromko等人的上述文献)所示，在反结合带(Α带， antibonding band)从态104到105的部分上的态与结合带(B带，bonding band)上从态 101至102的部分上的态分别与它们的对应格波模(声子模)相匹配，从而在足够低的温度下(对这些格波模η — O)与态104至105的A带部分上的态相联系的电子中的每一个的测得能量(以及波矢)基本上就是B带从态101至102的部分上的对应下态的能量(以及波矢)。该机制对于从态102至103的B带部分上的态与从态101至102的B带部分上的态也同样适用。换言之，对从态104至105的A带部分上的态和从态102至103的B带部分上的态上的电子的测量结果，就如同这些电子分别“下沉”到了它们在从态101至102的 B带部分上的对应态一样。(注意，从102至103的B带部分不一定是直线状的。)然而，对于已经报告的双层Bi2Sr2CaCu2O8+s (Β 2212)的节点区的ARPES测试结果_m，依据上述电子配对模型进行解释的尝试遇到了困难。这种Bi2212样品的节点区有一个折弯(kink)和几乎平行延伸到费米能级(FL)的A带和B带。在这样的节点双带构造中，如图2所示意显示的，在费米能级附近的态203和204应当倾向于下沉到它们匹配的态201，因而在超导转变温度Tc以下，在费米能级下应该有显著的能隙，但已有的节点区 ARPES结果并不是这种情况。
发明内容
根据本发明的一个方面，提供了一种具有作为耗尽声子的激发的Bogoliubov准粒子的超导体系，其中视在能隙的幅度是其所在处的电子配对的相对不稳定性的量度，因为较大的能隙意味着稳定的电子配对只能在更高的结合能下实现，在低温下，超导体系的化学势由其中最稳定的电子配对决定，在配对足够稳定时的化学势比自由电子的情况下降约中介格波模的能量，其特征在于Bogoliubov准粒子是耗尽声子的激发，这些耗尽声子是中介配对的格波模的竞争中所产生的，并富集到所述竞争中的优胜格波模；传统上的超导能隙是一个弯折的能带部分；BQP峰的能量是所述优胜模所中介的电子对的上态的能量；在所述竞争中被耗尽的格波模是与高温超导有关的格波模；所述弯折的能带部分是反节点能隙的起始阶段，且在其转变过程中在所述弯折的能带部分底部的下FL折弯逐渐消失。
图I用于说明Bi2212体系反节点的能带结构和相关参数。图2示意显示了 Bi2212体系节点的能带结构和相关参数。图3显示了 Bi2212体系反节点的能带结构在不同样品中的现有技术测试结果。图4显示了 Bi2212体系反节点的能带结构在k空间中不同位置处的现有技术测
试结果。图5(a)_5(c)显示了与图4类似的现有技术测试结果。图6与图2类似，但其中中介格波模的能量有所不同。图7显示了已有的Bogoliubov准粒子的测试结果。图8(a)和(b)分别显示了与图7同样的结果的ARPES谱和相应的位置。图9用于说明图8 (b)中的凹陷特征的强度。图10是示意图，显示了根据本发明的配对模型的近节点区的配对格局。
具体实施例方式能隙作为配对的不稳定性的量度按照现有技术的记载M，用ARPES确定费米能级的方法是通过把被测样品的光电子能量与一块基准金属的光电子能量进行比对，其中该基准金属与样品电连接。本发明人认为，这种方法的适用性取决于所采用的电子配对模型。对于其中超导能隙或赝能隙相对于费米能级保持对称的一个电子配对模型，应用该方法是没有问题的。 但是，对于上述基于NSS态的电子配对模型，该方法不适用。如图2所示意显示的，如果处于“原始”费米能级FL’处的态203和204上的电子下沉到态201，且态201和203之间的态上的电子下沉到态201以下的对应电子态上，态201将变为能隙的下缘(为简洁我们在此忽略热激发的影响)，且与图2的体系电连接的基准金属的电子化学势(CP)将下降到态 201的水平而被测量为下降之后的能级FL，S卩，测得的化学势将与能隙的下缘持平。就图2 的体系代表了 Bi2212的已有典型ARPES数据中的节点双带构造而言，上述分析可说明为什么在超导Bi2212样品的ARPES测量中没有显著的视在节点能隙。反节点折弯能量的确定那么，为什么Bi2212的ARPES结果中又存在反节点视在能隙呢？在表面上看，是能带的拓扑特性决定了反节点能隙的下缘。如图I所示，在态104与105之间的A带部分上的电子和在态102与103之间的B带部分上的电子下沉到了态101与102之间的B带部分的相应态上，因而态104与费米能级(能量零值)之间的A带部分上的态和态102与费米能级之间的B带上的态都不能作为电子对中的下态，因为这些态已经是与从态101至102 的B带部分上的对应下态进行配对的上态。因此，可以说反节点能隙的大小AaS反节点折弯的能量EkA(即图I中态101的能量)决定，SP I ΔΑ| = EkA|-hv, (I)其中V是态101与102之间的配对中介声子模的频率。至此，又是什么决定着反节点折弯能量Ett呢？本发明人提出，是节点处的电子配对与反节点处的电子配对之间的竞争，这种竞争可被表征为这两处的电子配对的稳定性的差异。在图I的反节点场景下，态102关联着态103与102之间和态105与102之间的双重配对，类似地，在图2的节点场景中，态201关联着态203与201之间和态204与201之间的双重配对。由于节点与反节点处的配对彼此竞争，稳定性较差的配对只能在比体系的化学势低得更多的能量处实现。这种理解与Gromko等人的反节点能隙测量结果一致，该结果如图3所示，其中在相同温度下，0D58、0D75、和0P91的Bi2212样品的反节点能隙依次加大。态101与102之间的能量间隔对应于B带的带内配对的中介格波模的能量hv ( 30-35meV)，这显然是一个非常强的限制，但我们可以说明对折弯上方的视在B带部分的长度的这种约束与已有的试验结果符合得非常好。首先看图4所示的Gromko等人的结果，其中包括了沿着k值分别为(JI，0)、(0.9ji，0)、(0.8ji，0)、(O. 7ji，0)的四个动量切面的数据。显然，即使在(0.7π，0)处，折弯上方的视在B带部分的长度仍然被约束得非常好。虽然Gromko等人的结果没有包括更靠近节点的动量切面的数据，Lee等人对Bi2212的测试结果[9]使我们能够进一步认识如图I的反节点能带构造向节点折弯上方的双平行能带构造(诸如文献7的图I (a)-(c)所示)的过渡过程。图5是文献9的图1(a)，从中可以大致确定与图4中的反节点A带和B带的特征相对应的特征。在图5中，至少直到切面C4(T =IOK的)，折弯上方的视在B带的能量范围依然基本上得到约束，而视在A带的范围则显著加大了。再回来看图4，我们可以看到(0.7π，0)处的视在A带范围的确是显著加大了。 折弯上方的视在B带所受到的约束的这种广泛性，支持了本发明人提出的基于NSS态的电子配对模型。与本发明人的配对模型一致的另一个特征，是AA<hv，或EkA<2hv。这些关系的正确可以从图3、4、5所示的结果中得到证实。与有关反节点和节点的能隙/配对特征的转变有关的更为细节的理解将在下午给出，特别是在6和10节的说明中给出。如此，由于反节点折弯上方的视在B带所受到的这种约束，如果反节点电子配对更弱，则反节点折弯以及如图I所示的整个B带构造都将相对于测得的化学势(费米能级) 向下沉降，以使反节点配对能在更低的能量处实现，且下降的态105和103上方的态上的多余电子将跃迁到节点区去提升节点能隙的下缘(其约等于测得的化学势)，导致了反节点视在能隙加大的总体效果。对节点和反节点配对之间的相互作用和其导致的测得化学势的移动的这种理解， 也符合D. S. Dessau等人[1°]的结果“我们数据的另一个非常有意思的情况是，我们在峰中获得的谱成分(weight)与我们在其他区(能隙和凹坑)失去的成分似乎不等。沿着Γ-X我们在峰中获得了更多的成分，而沿着Γ-斤我们获得的成分较少。”在节点处，如图2所示，在
5没有配对时，测得的化学势处于FL’(这里为了简洁再次忽略热激发的影响)；但在T —0， 由于完全的配对，测得的化学势下降了中介格波模的能量而变成FL。对于Tc附近的有限温度，可以预期随着体系温度的下降，测得的化学势移向FL，且与测得的化学势上方的态相关联的电子的数目加大。但在已有的报告中，这些与测得的化学势上方的态相关联的电子对节点处的峰的贡献是未被确认的，所以随着温度下降，节点峰中越来越多的成分失去了其来源。至于反节点的情况，首先，从“凹坑”流失的成分对反节点峰没有贡献，因为按照上述基于NSS态的电子配对模型，配对导致的成分转移总是向下的。其次，如图2所示，与从态 105至测得的费米能级的A带部分上的态和从态103至测得的费米能级的B带部分上的态相关联的电子是对反节点峰有贡献的，但它们的贡献在已有的报告中未被认可，这样，当来自与这些态的电子的成分小于从凹坑失去的成分时，就出现了“沿着r-i我们获得的成分较(我们从能隙和凹坑中失去的成分)少”的情况。从凹坑流失的成分对反节点峰没有贡献这一点，表明了反节点和节点折弯的一个首要物理意义把折弯上方的配对与折弯下方的过程相互隔离。折弯使得其上方的反节点 B带的带内配对的中介格波模与折弯下方的中介格波模保持不同，而节点折弯上、下方的带内和带间配对也是如此(实际上尚无结果显示节点折弯下方有足够稳定的双带结构)。可以理解，这样的隔离有助于折弯上方的带结构的稳定。基于NSS态的电子配对模型的物理涵义如文献I和3中说明的，本发明人的电子配对模型完全建立在传统的电子-格波散射的时变微扰方程的基础上。但散射的解读注重的是定态之间的跃迁。而在基于NSS态的电子配对模型中，由于导致哈米顿量中的时变散射项的格波模是晶体所固有的，时变微扰对电子-晶格作用的应用被理解为用定态(En，kn)来表达晶体的非定态电子态。每一个这种非定态电子态一般与两个定态(E1, Ic1)和(E2, k2)相关联，这两个定态(E1, Ic1)和(E2, k2)与一个中介格波/声子模(hv, q)匹配，即hv = E2-E1和q = Ii2-Ii1成立,且一个这样的非定态电子态能否“实现”取决于其与其他可能的非定态电子态的竞争。该非定态电子态是一个稳态。处于这样的非定态电子态的电子的能量E和动量k的测量结果是(Epk1)与 (E2，k2)之一。当中介格波/声子模的(实)声子数趋于零时，该电子被测得为处于(E2，k2) 的几率趋于零。由于一个这样的非定态电子态与两个定态相关联，它是二重“简并”的。这种二重简并导致了“配对”，而该电子被测量为(E2，k2)的趋于零的几率则导致了“结合能”。更强的配对vs.更稳定的配对，以及结合能当两个候选配对(如图2中的态201与204和201与202之间的配对)彼此竞争时，较强的一个候选配对有较大的概率得到实现。根据时变微扰公式，跃迁矩阵元的幅度和中介格波的幅度成正比，故跃迁的概率与中介格波模的强度即(n+1/2)成正比。即，η越大，配对越强。但如上所述，当η变大时，配对越不稳定，并且只能在结合能更大的地方实现。当η大时，配对的上能态E2将只略高于化学势，即FL — Ε2。最稳定的配对也是最弱的配对。对于如 30-70meV的中介格波模声子能量和 100K或更低的温度，对于电子气体来说格波模的平均声子数远远小于I，因而η的变化对配对竞争几乎没有影响。但是，如果存在如下讨论的格波模的模式竞争，则η会变得很大且对配对竞争有至关重要的影响，如在参考文献3和以下的7和9节中所说明的。在非零温度下，即使在费米能级FL之下也有未占据的态，从被破坏的电子配对出来的电子可以跃迁到这些未占据的态上。所以在有限的温度下，即使在传统的配对模型中，电子对的结合能也有一定的不确定性。在本发明的配对模型下，因为能量范围O < E < 70meV中的态是不完全被占据的，所以结合能更加的不确定。因此，结合能作为确定配对竞争的结果的因素，是不可靠的。然而，在双能带结构的场合，对于在FL之下附近的态，向上的配对是特别有利的。在考虑 35meV和 70meV格波模的情况下，O < E < 35meV能量范围内的态有多至四个向上的候选配对一个70meV的带间配对，一个70meV的带内配对， 一个35meV的带间配对,和一个35meV的带内配对；这四个配对可同时实现。而向下的候选配对却只能实现一个。这可以解释为什么在Bi2212中O < E < 30meV能量范围内的节点 BB上的态上的配对特别有利。反节点配对特征向节点配对特征的过渡转变在图5的数据(特别是IOK的切面C2-C5中的数据)中可以看到反节点配对向节点配对的一些过渡细节。被约束的视在反节点部分(对应于图I中从态101至102的部分)甚至在C2切面中依然能够依稀看到痕迹，但越来越大的成分以被约束的视在反节点部分的下方的附加延伸部分的形式出现，且最终这些附加延伸部分变得与反节点B带部分无法区分，并与反节点B带部分一起变成了节点折弯上方的B带部分；也就是说，这个约束始终没有崩溃，而只是在测量移向节点的过程中淡出了。此外，上述过渡可能表示了中介电子配对的优势格波模从结合图I所确定的反节点格波模向一个节点中介格波模的切换(有关这种切换的细节和节点区能隙的开始出现， 将在下文中进一步讨论)。视在A带和B带部分并置的情况已经出现在图3的0P91和图4 的(0.7π，0)切面的结果中，在那些场合中，配对都被确定为“基于”视在B带部分，虽然它们都不算“平行”。另一个实验证据是一个节点峰，其宽度大致相当于反节点峰(如图I所示为30-35meV) _，表明这个能量级别的一个格波模参与了节点处的配对(要注意的是，该峰是一定范围的节点数据积分的结果)。这样，我们可以预期如图6所示意显示的节点配对的情况，其中一些“主要的”带间配对发生在测得的化学势FL以下的B带(BB)部分上的态与FL以上的A带(AB)部分上的态之间，这些配对的中介格波模具有较大的能量(诸如 70meV[n][12])从而“基于”B带的带间配对中的所有A带上的态都位于FL上方；诸如态601与602之间的带内配对由诸如 30-35meV的格波模中介并导致了节点峰[1°];基于FL下方距离FL不远处的A带态607可能实现了一些带间配对(与态608)。这样的场景可以符合图4和5以及文献5-7和10的结果。在图6的场景中，态603以下的态中并不是都被占据。如态601和603或604和 605之间的配对必须足够稳定，才能使态603或605成为被占据的态。因此，“基于”FL附近的态(如态601)的配对不保证有对应于其中介格波模的能量(hv)的结合能；但在足够低的温度下，基于FL之下的态(如604)的配对的结合能应该大体上不小于这个下态(604) 的结合能且不大于这个下态的结合能加hv。作为耗尽声子的激发的Bogoliubov准粒子(BQP)ARPES探测到的Bogoliubov准粒子(BQP)值得特别注意。BQP以往被解释为一个超导能带的上分支上的热激发电子。[9][13][14]但本发明人提出，BQP是由于其中介格波模中声子的富集所导致的激发而被测量为处于配对的上态(E2，k2)的配对电子。在本发明人所作的参考文献中[3][15]，提出了超导铜氧化物中从中介节点区的格波模被耗尽声子的机制。 一般地，基于NSS态的电子对不一定要局限于如图6所示的切面，但由于对称性的限制，节点处的稳定配对只能沿着Γ-X方向实现。因此，对于中介节点处的配对的被耗尽的格波模，声子耗尽/转移的目的格波模相对于Γ-X方向不应有明显的偏离。以往报告的Bi2212中的BQP是处于接近节点的区域。本发明提出，Bi2212中的 BQP是由于这样一些格波模所遭受的声子耗尽中的目的格波模的声子激发，即，这些格波模是中介“基于”节点处的B带能态的带间配对的格波模，且这些带间配对如图6中示意显示的态604与605之间和601与603之间的配对。一种考虑是，在能带的斜率在移向反节点时减小的同时，双能带结构的间距加大[6]。因而不同斜率的双能带结构之间的配对可以被相同的格波模所中介，只要该双能带的间隔有相应的变化。根据时变微扰，一个格波模中介的电子对越多，这个格波模的模式竞争力就越强。这种模式竞争与激光器中的模式竞争本质上相同，且优胜的模对应于发出辐射输出的激光模式。虽然集中到优胜格波模的声子不能从超导铜氧化物的晶体输出，但它们确实能够把配对中的电子从它们的“基”态(如图6 中示意显示的态604)激发到它们的“上”态(如图6中示意显示的605)，在这样的上态605 上这些被激发电子被ARPES检测为BQP。如上所述，在FL至BQP的分布上限之间的某些态是未被占据的，故BQP向这些未占据态的跃迁能够耗散声子。在有限的温度下，诸如格波间的耦合作用的过程会造成向被耗尽的格波模的声子注入流，故上述的声子耗散或“声子漏”将维持一个对应的耗尽声子流，从而平衡上述声子注入流。中介节点处的基于B带的带间配对的格波模所遭受的声子耗尽，使这些配对的稳定性得到了极大的提升，因为这些配对中的电子更不可能被“测量” 在它们的上态(E2，k2)。这些竞争失利的格波模应该是引起高温超导的格波模。Β 2223的ARPES中与BQP峰对应的一个凹陷Matsui等人的结果是关于三层构造的Bi2223的[13]，其一个特点是BQP出现在更接近反节点而非节点的位置，如取自参考文献13的图7所示。但三层体系的配对匹配更为灵活，因为可能出现不同层对之间的切换。例如，在节点区中介上和中带的某个格波模在反节点区可能切换成中介中带和下带。这样的切换可使声子漏位于远离节点处，并可实现更多的节点耗散区。三层的Bi2223中的配对机制的细节仍然有待研究。在取自参考文献13的图8中，在点B和C处的谱中，在能量略小于50meV处出现了一个凹陷，而BQP峰位于约-ISmeV处。另外，甚至在点A处的谱中也能辨认出一个凹陷和相应的BQP峰。在BQP峰由C点向A点呈现出向着一侧的偏移的同时，这个凹陷呈现出基本相同的偏移，从而使凹陷与BQP峰之间的间隔在A、B、C三个点都被有效地保持在约68meV。 在C点的凹陷的强度似乎比其BQP峰的强度弱很多。但这种失配可以在本发明人的配对模型的框架内得到解释，如图9所示。图9是按照取自参考文献13的图7中的小图绘制的， 其中，线901表示被探测区中的费米弧的中线，(0，0)-(31，π)方向如箭头所示，且被探测区可用标为902的水平带示意表示；如此，点A、B、C被示意表示为与线901上的点1、2、3 分别对应的3个位置。根据上述配对机制，C点出的BQP是“基于”标号903C所示意表示的一个区域的，该区域903C在点3的正上方，且在点B和A处的BQP分别基于区域903B和 903A。在中心线901上的点1、2、3被表示被测区的带902充分覆盖的同时，区域903C的一部分则处于带902之外，从而导致了点C处的谱中的凹陷的减弱。
BQP峰的能量的起源在费米能级处能带的弯折一个重要的问题是，在节点附近，BQP的峰为什么出现在FL之上的某个能量处。首先，在如图I所示的反节点场景下，反节点折弯的能量EkA由反节点能隙下缘的能量八4和中介格波模的能量hv确定，如公式(I)所示，因为BB带上的带内配对(如图I中的态101 与102之间的配对)对折弯能量的确定至关重要。确定节点折弯能量的机制基本上相同， 所以在节点处能隙为零的情况下，我们得到|EkN| =hv，其中EkN是节点折弯的能量，hv是中介格波模的能量。(应当注意，在本发明的配对模型下，折弯从Em = -hv向下的任何移动都是无意义的，因为这样的移动将会破坏刚好在FL下的配对，从而造成FL的相应下移。) 当发生声子耗尽时，声子转移必须是向下的，如从中介图6所示的态601和603的格波模向中介态604和605的格波模转移，因为在模式竞争中获胜的格波模具有大的声子数，而按照以上对于化学势(FL)的确定的说明，这些获胜的格波所中介的配对是极其不稳定的且其上能态只能刚好位于FL上方附近，S卩，它们只能“基于”位于或略高于节点折弯的态。应当注意的是，作为一个普遍的规律，模式竞争中的优胜格波模所中介的电子对， 在参予该竞争的所有格波模所中介的电子对中，总是出现在ARPES谱中结合能最大(最低) 的位置，尤其是节点区折弯的底部，因为优胜格波模所中介的电子对是最不稳定的。在现有技术中已知“电子与其他激发的强耦合......会使电子表现为更重和更
慢的准粒子”，m且这些相互作用或关联效应给予电子“加大的质量或更平缓的E vs.k色散”。[2]现有技术中还记载了，“准粒子峰从I ω I 70meV(折弯)到费米能级变得特别锐利”，而在T > Tc这种锐利不复存在，虽然节点折弯依然存在。[6]因此，就“电子与其他激发的强耦合”基本上就是格波模所中介的电子-电子相互作用而言(这种相互作用将电子置于NSS态)，则折弯下方的电子所收到的相互作用或关联效应与折弯上方的电子不同，特别是在考虑到折弯处有声子数很大的获胜格波模进行作用的情况下；换言之，节点折弯是在声子耗尽的获胜格波模所中介的电子对的下能态处形成的。在离开节点处，由于能带拓扑形状，与获胜格波模匹配的电子对的态(以及BB上的折弯)逐渐上移，因而这些电子对的上能态从FL上移到一个能量Λ’ > O;同时，由于上述的配对竞争，基于BB能态的带间配对的上限从FL下移到-I Λ |，如图10所示意显示。同样，Λ’( >0)和-I Λ I两个能级之间的电子所受到的相互作用或关联效应不同于Λ ’之上或-I Δ I之下的电子所受到的，因为它们只能与节点折弯下方的电子进行配对。因此，Λ’和-I Λ I之间的能带是又一个弯折的能带部分，其上限是在Λ’(>0)处的一个上FL折弯，其下限是在-I Δ I处的一个下 FL折弯，该上限和下限分别对应于传统上所说的“超导能隙”的上、下缘。由此可见，在离开节点时，配对竞争使配对的上限(即传统的超导能隙的下缘)下移，而中介格波模的模式竞争则使配对的下限(即节点区折弯)上移。这样，我们不仅解释了 BQP峰在离开节点时的能量变化，还解释了超导能隙的起源和结构，即该能隙是在FL处的一个能带弯折部分。该能带弯折部分的下缘-I Δ I取决于此处的配对相对于节点处的配对的不稳定性，而该能带弯折部分的上缘△’取决于获胜格波模所中介的配对的上态的能量，所以有|△| ≠△’ ；即，该能带弯折部分的上、下缘相对于FL是不对称的。如图10所示，在存在上、下FL折弯的情况下，可以实现与节点处类似的配对关系， 中介格波模也基本相同( 70meV)，其中在Λ处的BB态1001与AB态1005配对，在下折弯的BB态1004与AB态1006配对从而产生BQP。因此，由于能隙(能带弯折部分)上方的AB态与能隙下方的BB态进行带间配对，能隙上方的能带应该具有与能隙下方的能带大致相同的斜率。在态1001与1003之间可能存在 70meV的格波模所中介的带内配对，在态1004和1002之间可能存在类似的配对。上、下FL折弯可能导致了测量到的BQP的似乎的色散。还应注意的是，BQP 带部分的斜率应当更接近刚好在传统节点折弯上方的BB部分(图10中所示的态1004处的BB部分)的斜率，而不是刚好在“超导能隙”之下的能带部分的斜率。另一个可能的因素是，由于在Β 2212中BQP是在AB上，当用能够同时测量AB和BB的光子能量(如22. 7eV) 进行测量时，BQP会显得偏向AB侧。节点区弯折的能带部分是反节点能隙的起始阶段与FL处的弯折能带部分相关的能隙是反节点能隙的起始阶段，它在移向反节点的过程中逐渐加大，如图5(a)所显示。如结合图I解释的，反节点能隙相对于FL是不对称的，这与Λ Φ Λ’相一致。应当注意的是，在该能隙中有“正常”的能级密度，但能隙中有些态上的电子进行向下的配对并被测量为处于其相应的配对下态上。随着该能隙的加大， 70meV格波模所中介的配对逐渐丧失相对 30meV格波模中介的配对的优势。由于Λ ’随着离开节点而加大，优胜格波模所中介的配对迅速消失，故即使在离节点不远处(BB上的) 节点折弯也变得很不确定，如图5 (a)中的切面C2和C3中所能看到的，且与 30meV格波模有关的反节点特征即使在C3切面所在的节点位置就已经开始取代相应的节点特征。结论在Bi2212(及Bi2223)体系中，视在能隙的幅度是该能隙所在处的电子配对的相对不稳定性的量度，因为一个较大的能隙意味着稳定的电子配对(NSS态)只能在一个更高的结合能下实现。在低温下，如Bi2212的体系的化学势由其中最稳定的电子配对决定，在配对足够稳定时化学势比自由电子的情况下降约中介格波模的能量。Bogoliubov准粒子是起耗尽声子的耗散作用的格波模的激发，这些耗尽声子是中介配对的格波模的竞争所产生的。传统上的超导能隙是一个弯折的能带部分。BQP峰的能量是模竞争中的优胜模所中介的电子对的上态的能量。被耗尽的格波模是与高温超导有关的格波模。所述弯折的能带部分是反节点能隙的起始阶段，且在其转变过程中在所述弯折的能带部分底部的下FL折弯逐渐消失。参考文献[I]Qiang Li ,Explaining cuprates ' anti-nodal kink features on the basis of a model of electron pairing，，，http: //www. paper, edu. cn/index, php/ default/en releasepaper/content/4449070[2] A. D. Gromko, A. V. Fedorov, Y. _D. Chuang, J. D. Koralek, Y. Aiura, Y.Yamaguchi, K. Oka, Yoichi Ando, and D. S. Dessau PHYSICAL REVIEW B 68，174520 2003.[3]TIAN, Duoxian PCT/CN2010/075071.[4] Y. -D. Chuang, A. D. Gromko, A. Fedorov, Y. Aiura, K. Oka, Yoichi Ando, H. Eisaki, S. I. Uchida, and D. S. Dessau Phys. Rev. Lett. 87,117002 (2001). DOI :10. 1103/ PhysRevLett. 87. 117002.
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权利要求
1.具有作为耗尽声子的激发的Bogoliubov准粒子的超导体系，其中视在能隙的幅度是其所在处的电子配对的相对不稳定性的量度，因为较大的能隙意味着稳定的电子配对只能在更高的结合能下实现，在低温下，超导体系的化学势由其中最稳定的电子配对决定，在配对足够稳定时的化学势比自由电子的情况下降约中介格波模的能量，其特征在于Bogoliubov准粒子是耗尽声子的激发，这些耗尽声子是中介配对的格波模的竞争中所产生的，并富集到所述竞争中的优胜格波模；传统上的超导能隙是一个弯折的能带部分；BQP峰的能量是所述优胜模所中介的电子对的上态的能量；在所述竞争中被耗尽的格波模是与高温超导有关的格波模；所述弯折的能带部分是反节点能隙的起始阶段，且在其转变过程中在所述弯折的能带部分底部的下FL折弯逐渐消失。
全文摘要
在超导Bi2212(及Bi2223)体系中，视在能隙的幅度是其所在处的电子配对的相对不稳定性的量度，因为较大的能隙意味着稳定的电子配对(NSS态)只能在更高结合能下实现。在低温下，如Bi2212的体系的化学势由其中最稳定的电子配对决定，在配对足够稳定时的化学势比自由电子的情况降低约中介格波模的能量。Bogoliubov准粒子对耗尽声子进行耗散的格波模的激发，该耗尽声子是中介配对的格波模的竞争所产生的。传统上的超导能隙是一个弯折的能带部分。BQP峰的能量是模竞争中的优胜模所中介的电子对的上态的能量。被耗尽的格波模是与高温超导有关的格波模。所述弯折的能带部分是反节点能隙的起始阶段，且在其转变过程中在所述弯折的能带部分底部的下FL折弯逐渐消失。
文档编号H01L39/12GK102593344SQ20121006406
公开日2012年7月18日 申请日期2012年3月12日 优先权日2012年3月12日
发明者李强 申请人:田多贤