- Oporność elektryczna i anomalne rozpraszanie elektronów Kolorowa mapa konturowa w Rys. 1a opisuje...
Oporność elektryczna i anomalne rozpraszanie elektronów
Kolorowa mapa konturowa w Rys. 1a opisuje ewolucję bezwzględnych wartości rezystywności elektrycznej osi c (ρc) 4,4% domieszkowanego Sn CeRhIn5 przy 5 Tesli, pola nieco wyższego niż SC górnego pola krytycznego w całym badanym zakresie ciśnienia. Silne wzmocnienie ρc jest wyśrodkowane wokół 1,3 GPa, pokazując topologię w kształcie lejka. Rezystywność izotermiczna przy temperaturze podstawowej 0,3 K jest również zwiększona w pobliżu 1,3 GPa, co stanowi współczynnik 1,7 razy większy niż przy 2,46 GPa (patrz Uzupełniające rys. 2 i Uwaga dodatkowa 2 ). W przypadku braku pola magnetycznego, jak pokazano na Rys. 1b , pojawia się indukowana ciśnieniem faza SC oraz porządek magnetyczny. W tym limicie T N stopniowo zmniejsza się wraz z ciśnieniem i znika, gdy staje się mniejsza niż T c; podczas gdy T c ( P ) ma kształt kopuły z maksymalnym Tc przy 1,3 GPa (przejścia fazowe w rezystywności są pokazane w Uzupełniające rys. 3b dla reprezentatywnych ciśnień). Chociaż kontur ρc zależy od obecności nowych złamanych symetrii w niskich temperaturach, pokazuje podobne wzmocnienie ρc powyżej Tc przy optymalnym ciśnieniu ( P c). Całkowite tłumienie T N w pobliżu P c dostarcza przekonujących dowodów na to, że anomalne wzmocnienie ρc w płaszczyźnie ciśnienie-temperatura jest konsekwencją krytycznych fluktuacji z AFM QCP pod kopułą SC domieszkowanego Sn CeRhIn5.
Rysunek 1: Oporność elektryczna 4,4% CeRhIn5 domieszkowanego Sn pod ciśnieniem.
( a ) Mapa konturowa oporności elektrycznej osi c ( ρc ) jest wykreślona w płaszczyźnie ciśnienie-temperatura dla pola magnetycznego 5 Tesla, które jest nieco większe niż μ 0 H c 2 (0). Kolory reprezentują wartości bezwzględne ρc , gdzie lejek o zwiększonym rozproszeniu elektronowym pojawia się w pobliżu 1,3 GPa. ( b ) Mapa konturowa ρc jest wykreślona dla pola magnetycznego 0 Tesli. Przejście antyferromagnetyczne i temperatury przejścia nadprzewodzącego są wykreślone odpowiednio w symbolach kwadratu i okręgu. Tc jest przypisany jako punkt początkowy przejścia fazowego. Dane reprezentatywne dla tych, z których zbudowano tę mapę, są pokazane w Uzupełnienie Rys. 3 .
QCP i rezystywność liniowa sub- T
Lokalny wykładnik temperatury n ρc przy 5 Tesla, gdzie n = nlnΔ ρ / θln T i Δ ρ = ρ c− ρ 0 = AT n , również jest anomalny w pobliżu 1,3 GPa, jak pokazano na Rys. 2a . Rezystywność resztkowa ρ 0 odzwierciedla rozpraszanie zanieczyszczeń, które zależy zarówno od ilości zaburzeń, jak i od potencjału skutecznego zanieczyszczenia, które samo w sobie jest zwiększone przez krytyczne fluktuacje 14 . Kontur koloru, który opisuje lokalny wykładnik n, ujawnia sub-liniową zależność temperaturową w wąskiej płaszczyźnie ciśnienie-temperatura około 1,3 GPa i niskich temperaturach, cechę charakterystyczną krytycznego zachowania kwantowego, a rezystywność podąża za zależnością T- 2 Fermiego w innym miejscu. Rysunek 2b – d reprezentatywnie pokazują niską temperaturę ρc (T) przy 5 Tesli dla ciśnień 100 kPa (< P c), 1,3 GPa (= P c) i 1,92 GPa (> P c) odpowiednio w górnym, środkowym i dolnym panelu. Przy ciśnieniu otoczenia obserwuje się zależność Landaua-Fermiego T2 poniżej 2,3 K, a rezystywność resztkowa wynosi 30,2 µΩ cm, co jest około 300 razy większe niż oporność czystego CeRhIn5 (= 0,1 µΩ cm) z powodu potencjalnego rozpraszania przez zanieczyszczenia. Współczynnik T2 A wynosi 1,98 μΩ cm K − 2, co odpowiada współczynnikowi ciepła Sommerfelda γ = 445 mJ mol − 1 K − 2 z relacji Kadowaki – Woods 15 , potwierdzając, że CeRhIn5 domieszkowany Sn jest ciężkim układem elektronowym. Przy 1,38 GPa ciśnienie, w którym Tc jest maksymalne przy zerowym polu magnetycznym, ρc (T) odbiega od zależności T2 , po liniowej zależności T-T w rozszerzonym zakresie temperatur od temperatury podstawowej (= 0,3 K) do 7 K, to znaczy ρ c = ρ 0+ AT n przy n = 0,69 i ρ0 = 78,5 μΩ cm. Zauważamy, że parametry dopasowania to n = 0,71 i ρ 0 = 5,2 μΩ cm dla czystego CeRhIn5 przy 2,35 GPa, QCP, a także optymalne ciśnienie dla nadprzewodnictwa 16 .
Figura 2: Rezystywność elektryczna niezwiązana z płynnością (ρc) 4,4% CeRhIn5 domieszkowanego Sn pod ciśnieniem.
( a ) Kolory reprezentują lokalny wykładnik, n = θlnΔ ρ / θln T , przy 5 Tesla, gdzie Δ ρ = ρ c− ρ ( T = 0 K) = AT n . Rezystywność ρc mierzono wzdłuż krystalicznej osi c . Pod liniowa zależność ρc przy 1,3 GPa jest cechą charakterystyczną niekonwencjonalnych cieczy innych niż Fermi. ( b ) Niskotemperaturową rezystywność ρc wykreślono przy ciśnieniach odpowiednio 0,001, 1,3 i 1,92 GPa w ( b ), ( c ) i ( d ). Linie ciągłe są dopasowaniami najmniejszych kwadratów ρc = ρ ( T = 0 K) + AT n . Rezystywność odbiega od zachowania Landau – Fermi T2 na QCP (= 1,3 GPa), ale podąża za zależnością T2 przy ciśnieniach oddalonych od QCP. Strzałki oznaczają temperaturę cieczy Fermiego T FL poniżej której pokazane są wyniki ρ c ∝ T 2 i inne ciśnienia Uzupełnienie Rys. 4 .
Rezystywność resztkowa ρ 0 jest znacznie większa w CeRhIn5 domieszkowanym Sn niż w czystym CeRhIn5 przy ich odpowiednich ciśnieniach krytycznych, ale wykładnik n w QCP jest niezależny od zaburzenia, co wskazuje, że rozpraszanie niesprężyste, które rządzi zależnością temperaturową, jest tego samego pochodzenia i jest z kwantowych fluktuacji krytycznych. W konwencjonalnych modelach krytyczności nie przewiduje się subliniowej zależności temperaturowej, która uwzględnia jedynie rozpraszanie elektronów na skutek krytycznych wahań magnetyzacji 4 . Z drugiej strony podobne nieliniowe zachowanie liniowe w ρ opisano w niezwykłym metalu krytycznym kwantowo YbRh2Si2 (ref. 17 ), którego rezystywność T 3/4 jest interpretowana w kontekście krytycznej teorii quasi-cząstek, która obejmuje oddziaływanie ciężkich kwazicząstek z trójwymiarowymi fluktuacjami AFM w nie-Gaussowskim regionie krytycznym 18 . W tym kontekście dla CeRhIn5 domieszkowanego Sn, ρc ( T ) powinien odzyskać normalną metaliczną zależność temperatury do kwadratu przy ciśnieniach wyższych niż Pc , co robi. Jak pokazano na ilustracji Rys. 2d , ρ0 spada do 47,2 μΩ cm i A wynosi 0,56 μΩ cm K − 2, co odpowiada współczynnikowi Sommerfelda 236 mJ mol − 1 K − 2. Anomalna zależność temperaturowa rezystywności i silnego wzmocnienia ρ 0 i A w P c oznacza, że domniemany QCP leży przy P c, przy czym ciśnienie, gdzie T c ( P ) jest najwyższe (patrz Rys. 3b i Uwaga dodatkowa 3 ).
Rysunek 3: Przypinanie maksimum T c przez QCP.
( a ) Rezystancyjnie określone diagramy fazowe ciśnienie-temperatura są wykreślane przy zerowym polu magnetycznym dla CeRhIn5 (kwadraty) i 4,4% domieszkowanego Sn-CeRhIn5 (koła). Symbole stałe oznaczają temperaturę przejścia antyferromagnetycznego (AFM) ( T N), a symbole otwarte opisują temperaturę przejścia nadprzewodzącego ( T c). Maksymalna Tc jest niższa w CeRhIn5 domieszkowanym Sn ze względu na rozerwanie pary wynikające z silnego rozpraszania zanieczyszczeń. Strzałki na osi x wskazują QCP AFM przy 1,3 GPa odpowiednio dla 4,4% Sn-domieszkowanego i 2,3 GPa dla czystego CeRhIn5. ( b ) Zależność rezystywności resztkowej ρ0 (koła) od ciśnienia i współczynnik T2 (trójkąty) ρc dla 4,4% domieszkowanego Sn CeRhIn5 wykreślono odpowiednio na rzędnych lewej i prawej. Parametry te uzyskano przez dopasowanie najmniejszych kwadratów oporności elektrycznej osi c przy 5 Tesli przy użyciu ρc = ρ 0+ AT 2 (patrz Uwaga dodatkowa 4 ).
