制御された幾何学的形状を持つ Sr2RuO4 メサ構造における自発エッジ電流の探索

Scientific Reports volume 13、記事番号: 12652 (2023) この記事を引用

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メトリクスの詳細

ファセット配向とバンド充填の関数としてエッジ電流の流れの方向についての最近の理論をテストするために、走査ホール顕微鏡を使用して、Sr2RuO4 単結晶の ab 表面にエッチングされた幾何学的形状のメサ構造内の自発エッジ場を検索しました。我々の実験的ノイズフロアである±25mGを超えるメサ構造では、自発的なエッジフィールドの証拠は見つかりませんでした。しかし、我々は、低い磁場および温度で顕著な渦のクラスタリングを観察しており、これは確立されたセミマイスナーシナリオと一致しており、これにより、例えば超伝導のマルチバンドの性質により、渦間相互作用に対する長距離引力成分が生じる。また、1.3 K を超える方形メサ構造内に方形渦格子が形成されているという明確な証拠も見られます。私たちの結果は、最近の関連する実験結果と理論的予測の観点から議論されています。

1994 年に Sr2RuO4 で超伝導が初めて発見されてすぐ 1,2、Sr2RuO4 は型破りなスピン三重項超伝導の強力な潜在的候補として特定されました。このことの実験的証拠は、面内磁場下での初期の NMR ナイトシフト測定から得られ、温度が超伝導状態に低下してもシフトは変化しないことを示しています。さらに、ミューオンスピン回転 (µSR)4 とポーラーカー測定 5 により、時間反転対称性の破れ (TRSB) の証拠が示され、2 成分のキラル p 波秩序パラメーター \(\hat{\user2{d}} = \Delta_ が特定されました) {0} \left( {{\varvec{k}}_{{\varvec{x}}} \pm {\varvec{ik}}_{{\varvec{y}}} } \right)\hat{ \user2{z}}\) が有力な候補として挙げられます。しかし、この説明は、ノードギャップ構造を示唆する熱伝導率6および比熱測定7からの実験的証拠と矛盾しているように見えますが、一軸ひずみ測定ではキラルp波状態に予想される分割超伝導転移は明らかにされませんでした8。元のナイトシフト測定は最近、高振幅高周波パルスによるサンプルの加熱を避けるように注意して再検討され、実際に臨界温度以下でナイトシフトが減少することが示されました9,10。その後の Sr2RuO411 の 17O NMR ナイトシフト測定と併せて、これらは \(\hat{d}\) ベクトルの向きに関係なく、すべての奇数パリティ次数パラメーターの状態を除外しているようです。最近では、Ghosh ら 12 および Benhabib ら 13 による超音波実験により、Sr2RuO4 が 2 成分秩序パラメータを示すという熱力学的証拠が得られました。これらの著者は、TRSB またはギャップノードの観察を重要な追加情報として、それぞれ時間反転破壊または時間反転不変順序パラメータをさまざまに提案しています。明らかに、この注目すべき材料の超伝導に関する私たちの理解はまだ完全には程遠く、この問題についてより深い洞察を得るにはさらなる実験測定が必要です。

Sr2RuO4 が時間反転対称性を破るキラル超伝導相を示した場合、サンプル表面またはキラルドメイン壁で自発電流が発生すると予測されます。これらの表面電流は、低温走査プローブ技術で検出できるはずの局所的な磁場を生成すると予想されていますが、これまでに報告されたすべての実験はそれらを解決できませんでした14、15、16。この問題、特に表面に微細な円筒柱がエッチングされた Sr2RuO4 単結晶のヌル結果に対処するために、Bouhon ら 18 は、エッジ状態の形状とバンド構造依存性について詳細な理論的研究を行っています。彼らは、Sr2RuO4 γバンドの正方格子の強結合モデルを使用して、キラル p 波超伝導状態を自己矛盾なく仮定して、ボゴリュボフ・ド・ジェンヌ方程式を解きました。彼らの結果は、エッジ状態の分散が表面の向きとバンド充填の両方に強く依存することを明らかにしています。 T = 0 および低バンド充填では、{1,0,0} (θ = 0°) と {1,1,0} (θ = 45°) の両方の結晶表面の電流が同じ方向に流れると予測されます。 k// 方向、一方、高帯域では、{1,1,0} の充填電流は、{1,0,0} 表面の電流とは逆方向に伝播します。 Sr2RuO4 の場合、後者のシナリオが適用される場合、バンド充填はかなり大きくなると予想され、エッジフィールドはロンドン侵入深さの特徴的な長さにわたって表面/ドメイン壁から遮蔽されます。エッジ電流密度がファセット角度にほぼ正弦波状に依存すると仮定して、さまざまなサンプル形状の結果を図 1 に示します。八角形サンプルの場合、エッジ電流の方向は隣接するすべてのファセットで反転し、非常に弱いエッジ磁界が生じます。その符号は構造の周囲で周期的に反転し、正五角形または正三角形は弱い双極子場の分布を示すことが予想されます。実験的な観点から見ると、最も興味深い幾何学形状は正方形です。θ = 0° および θ = 45° の正方形では、周囲に沿って反対方向に伝播するエッジ電流があると予想されますが、θ = 22.5° の正方形では、エッジ電流がほぼ伝播するはずです。表面におけるゼロエッジ電流密度。これらの結果に動機付けられて、我々はここで、下にある結晶軸に対して明確な角度のファセットを備えたSr2RuO4単結晶の表面にエッチングされたさまざまな幾何学的形状を持つメサ周囲のエッジ電流の系統的な探索を報告する。

Tc) from an image at 0.3 K at Heff = 0. This shows that the black gating artefact above the mesa is very effectively removed by constructing the difference image. Indeed, apart from the partial black vortex in the top right hand corner there appears to be no magnetic contrast in this image above the noise level of our measurement of approximately ± 0.025 G. Figure 4 shows difference images produced using this procedure for three square mesas with different orientations, a triangle, a pentagon and an octagon. Although a partial black vortex appears in several images, we find no credible evidence for additional fields due to spontaneous edge currents in any of the mesas and nothing corresponding to our expectations from Fig. 1. Any residual dark contrast is almost certainly due to imperfect subtraction of the normal state reference image. Figure 5 plots linescans across the images of Fig. 4 along the indicated directions. For comparison, in the inset we also show a calculation of the expected edge field profile for an infinite straight mesa edge following the fitting approach of Bluhm22 to approximate numerical solutions of the inhomogeneous London equation for spontaneous currents at the edge of a single domain sample given by Matsumoto and Sigrist23. We have used the same fit parameters (λ = 150 nm, ξ = 66 nm, \(\widetilde{\uplambda }\) = 2.2ξ, \(\widetilde{\upxi }\) = 1.5ξ and B0 = 87 G) assumed by Bluhm, an active Hall probe width of 0.5 μm and a scan height of 1.23 μm. This is plotted in the lower right inset of Fig. 5 and shows that we expect these fields to be peaked just inside of the mesa with a magnitude up to ~ 0.25 G and a full width at half maximum of ~ 1.5 µm. Moreover, the fields should reverse sign as one traverses around the perimeter of the triangle, pentagon and octagon. Although the traces in Fig. 5 are not completely featureless due to imperfect background subtraction, none of them show structures consistent with the presence of spontaneous edge currents above our ± 0.025 G noise floor./p>