Superconductividad a alta temperatura

Una muestra de óxido de cobre de calcio de estroncio de bismuto (BSCCO) que actualmente es uno de los superconductores de alta temperatura más prácticos. Notablemente, no contiene tierras raras. BSCCO es un superconductor de copas basado en bismuto y estroncio. Gracias a su mayor temperatura de funcionamiento, los cuprates se están convirtiendo ahora en competidores para superconductores basados en niobios más comunes, así como superconductores de diboride de magnesio.

Superconductores de alta temperatura (abreviado high-T_c o HTS) se definen como materiales que se comportan como superconductores a temperaturas superiores a 77 K (−196,2 °C; −321,1 °F), el punto de ebullición del nitrógeno líquido. El adjetivo "alta temperatura" es solo con respecto a los superconductores previamente conocidos, que funcionan a temperaturas aún más frías cercanas al cero absoluto. En términos absolutos, estas "altas temperaturas" todavía están muy por debajo de la temperatura ambiente y, por lo tanto, requieren refrigeración. El primer superconductor de alta temperatura fue descubierto en 1986 por los investigadores de IBM Bednorz y Müller, quienes recibieron el Premio Nobel de Física en 1987 "por su importante avance en el descubrimiento de la superconductividad en materiales cerámicos". La mayoría de los materiales de alta T_c son superconductores de tipo II.

La principal ventaja de los superconductores de alta temperatura es que se pueden enfriar con nitrógeno líquido, a diferencia de los superconductores conocidos anteriormente que requieren refrigerantes costosos y difíciles de manejar, principalmente helio líquido. Una segunda ventaja de los materiales de alta T_c es que retienen su superconductividad en campos magnéticos más altos que los anteriores. materiales Esto es importante cuando se construyen imanes superconductores, una aplicación principal de materiales de alta T_c.

La mayoría de los superconductores de alta temperatura son materiales cerámicos, a diferencia de los materiales metálicos conocidos anteriormente. Los superconductores cerámicos son adecuados para algunos usos prácticos, pero aún presentan muchos problemas de fabricación. Por ejemplo, la mayoría de las cerámicas son quebradizas, lo que hace que la fabricación de alambres a partir de ellas sea muy problemática. Sin embargo, la superación de estos inconvenientes es objeto de una investigación considerable y el progreso es continuo.

La principal clase de superconductores de alta temperatura son los óxidos de cobre combinados con otros metales, especialmente los óxidos de cobre y bario de tierras raras (REBCO), como el óxido de cobre y bario itrio (YBCO). La segunda clase de superconductores de alta temperatura en la clasificación práctica son los compuestos a base de hierro. El diboruro de magnesio a veces se incluye en superconductores de alta temperatura: es relativamente simple de fabricar, pero superconduce solo por debajo de 43 K, lo que lo hace inadecuado para el enfriamiento con nitrógeno líquido (aproximadamente 30 K por debajo de la temperatura del punto triple del nitrógeno). Algunos compuestos de superhidruro de presión extremadamente alta generalmente se clasifican como superconductores de alta temperatura. De hecho, se pueden encontrar muchos artículos sobre superconductores de alta temperatura en esta investigación sobre gases de alta presión, que no son adecuados para aplicaciones prácticas. El actual poseedor del récord T_c es el hidruro de azufre carbónico, superando el récord anterior que ostentaba el decahídrido de lantano por casi 30 K. Sin embargo, recientemente se ha cuestionado la superconductividad de estos compuestos.

Historia

Línea de tiempo de descubrimientos superconductores. A la derecha se puede ver la temperatura del nitrógeno líquido, que generalmente divide superconductores a altas temperaturas de superconductores. Los cuprates se muestran como diamantes azules, y los superconductores de hierro como cuadrados amarillos. Diboride de magnesio y otros superconductores BCS metálicos de baja temperatura o alta presión se muestran para referencia como círculos verdes.

La superconductividad fue descubierta por Kamerlingh Onnes en 1911, en un metal sólido. Desde entonces, los investigadores han intentado observar la superconductividad a temperaturas crecientes con el objetivo de encontrar un superconductor a temperatura ambiente. A fines de la década de 1970, se observó superconductividad en varios compuestos metálicos (en particular, a base de Nb, como NbTi, Nb3Sn y Nb3Ge) a temperaturas mucho más altas que las de los metales elementales y que incluso podrían superar los 20 K (−253,2 ° C). En 1986, en el laboratorio de investigación de IBM cerca de Zúrich, en Suiza, Bednorz y Müller buscaban superconductividad en una nueva clase de cerámicas: los óxidos de cobre, o cupratos. Bednorz encontró un óxido de cobre en particular cuya resistencia se redujo a cero a una temperatura de alrededor de −238 °C (35,1 K). Sus resultados pronto fueron confirmados por muchos grupos, en particular Paul Chu en la Universidad de Houston y Shoji Tanaka en la Universidad de Tokio.

En 1987, Anderson dio la primera descripción teórica de estos materiales, basada en la teoría del enlace de valencia resonante, pero todavía se está desarrollando una comprensión completa de estos materiales en la actualidad. Ahora se sabe que estos superconductores poseen una simetría de par de ondas d. Bickers, Scalapino y Scalettar hicieron en 1987 la primera propuesta de que la superconductividad de cuprato a alta temperatura implica el emparejamiento de ondas d, seguida de tres teorías posteriores en 1988 por Inui, Doniach, Hirschfeld y Ruckenstein, utilizando spin -teoría de la fluctuación, y por Gros, Poilblanc, Rice y Zhang, y por Kotliar y Liu identificando el emparejamiento de ondas d como una consecuencia natural de la teoría RVB. La confirmación de la naturaleza de la onda d de los superconductores de cuprato se realizó mediante una variedad de experimentos, incluida la observación directa de los nodos de onda d en el espectro de excitación a través de Angle Espectroscopía de fotoemisión resuelta, la observación de un flujo de medio entero en experimentos de túneles, e indirectamente de la dependencia de la temperatura de la profundidad de penetración, el calor específico y la conductividad térmica.

A partir del 2021, el superconductor con la temperatura de transición más alta a presión ambiental es el cuprato de mercurio, bario y calcio, con alrededor de 133 K. Hay otros superconductores con temperaturas de transición registradas más altas, por ejemplo, el superhidruro de lantano a 250 K., pero estos solo ocurren a presiones muy altas.

El origen de la superconductividad a alta temperatura aún no está claro, pero parece que en lugar de mecanismos de atracción electrón-fonón, como en la superconductividad convencional, se trata de mecanismos electrónicos genuinos. i> mecanismos (por ejemplo, por correlaciones antiferromagnéticas), y en lugar del emparejamiento convencional de ondas s puras, se cree que están involucradas simetrías de emparejamiento más exóticas (ondas d en el caso de los cupratos; onda s, pero ocasionalmente onda d, en el caso de los superconductores a base de hierro). En 2014, los científicos de la EPFL encontraron pruebas que mostraban que las partículas fraccionarias pueden ocurrir en materiales magnéticos casi bidimensionales y respaldaron la teoría de la superconductividad a alta temperatura de Anderson.

Lista seleccionada de superconductores

Propiedades

Desafortunadamente, la "Alta temperatura" La clase de superconductor ha tenido muchas definiciones en el contexto de la superconductividad.

La etiqueta high-T_c debe reservarse para materiales con temperaturas críticas superiores a la punto de ebullición del nitrógeno líquido. Sin embargo, una serie de materiales, incluido el descubrimiento original y los superconductores de pnictide descubiertos recientemente, tienen temperaturas críticas por debajo de los 77 K, pero, no obstante, se los denomina comúnmente en las publicaciones como alta T_c clase.

Una sustancia con una temperatura crítica por encima del punto de ebullición del nitrógeno líquido, junto con un campo magnético crítico elevado y una densidad de corriente crítica (por encima de la cual se destruye la superconductividad), beneficiaría enormemente a las aplicaciones tecnológicas. En aplicaciones magnéticas, el campo magnético crítico alto puede resultar más valioso que la propia T_c alta. Algunos cupratos tienen un campo crítico superior de unos 100 tesla. Sin embargo, los materiales de cuprato son cerámicas quebradizas que son costosas de fabricar y no se convierten fácilmente en alambres u otras formas útiles. Además, los superconductores de alta temperatura no forman grandes dominios superconductores continuos, sino grupos de microdominios dentro de los cuales se produce la superconductividad. Por lo tanto, no son adecuados para aplicaciones que requieren corrientes superconductoras reales, como imanes para espectrómetros de resonancia magnética. Para una solución a esto (polvos), vea HTS_wire.

Ha habido un debate considerable sobre la coexistencia de la superconductividad a alta temperatura con la ordenación magnética en YBCO, superconductores a base de hierro, varios rutenocupratos y otros superconductores exóticos, y continúa la búsqueda de otras familias de materiales. Los HTS son superconductores de tipo II, que permiten que los campos magnéticos penetren en su interior en unidades de flujo cuantificadas, lo que significa que se requieren campos magnéticos mucho más altos para suprimir la superconductividad. La estructura en capas también da una dependencia direccional a la respuesta del campo magnético.

Todos los superconductores de alta T_c conocidos son superconductores de tipo II. A diferencia de los superconductores de Tipo I, que expulsan todos los campos magnéticos debido al efecto Meissner, los superconductores de Tipo II permiten que los campos magnéticos penetren en su interior en unidades cuantificadas de flujo, creando 'agujeros'. o "tubos" de regiones metálicas normales en la masa superconductora llamadas vórtices. En consecuencia, los superconductores de alta T_c pueden soportar campos magnéticos mucho más altos.

Cuprates

Diagrama de fase de superconductores de cuprate: Se pueden dividir básicamente en electrones (n) y agujero (p) vasos dopados, como para los modelos básicos que describen semiconductores. Ambos superconductores estándar, YBCO y BSCCO, son notablemente agujero dopado.

Los cupratos son materiales en capas que consisten en capas superconductoras de óxido de cobre, separadas por capas espaciadoras. Los cupratos generalmente tienen una estructura cercana a la de un material bidimensional. Sus propiedades superconductoras están determinadas por electrones que se mueven dentro de capas de óxido de cobre (CuO₂) débilmente acopladas. Las capas vecinas contienen iones como lantano, bario, estroncio u otros átomos que actúan para estabilizar la estructura y dopar los electrones o los huecos en las capas de óxido de cobre. El "padre" no dopado o "madre" Los compuestos son aislantes de Mott con orden antiferromagnético de largo alcance a temperaturas suficientemente bajas. Los modelos de banda única generalmente se consideran suficientes para describir las propiedades electrónicas.

Los superconductores de cuprato adoptan una estructura de perovskita. Los planos de óxido de cobre son redes de tablero de ajedrez con cuadrados de iones O²⁻ con un ion Cu²⁺ en el centro de cada cuadrado. La celda unitaria se gira 45° desde estos cuadrados. Las fórmulas químicas de los materiales superconductores generalmente contienen números fraccionarios para describir el dopaje requerido para la superconductividad. Hay varias familias de superconductores de cuprato y se pueden clasificar por los elementos que contienen y el número de capas de óxido de cobre adyacentes en cada bloque superconductor. Por ejemplo, YBCO y BSCCO también pueden denominarse "Y123" y Bi2201/Bi2212/Bi2223 dependiendo del número de capas en cada bloque superconductor (n). Se ha encontrado que la temperatura de transición superconductora alcanza su punto máximo en un valor de dopaje óptimo (p=0.16) y una cantidad óptima de capas en cada bloque superconductor, normalmente n=3.

Los posibles mecanismos de superconductividad en los cupratos continúan siendo objeto de un debate considerable y de más investigaciones. Se han identificado ciertos aspectos comunes a todos los materiales. Similitudes entre el antiferromagnético, el estado de baja temperatura de los materiales no dopados y el estado superconductor que emerge al dopar, principalmente el d _x²-y² estado orbital de los iones Cu²⁺, sugieren que las interacciones electrón-electrón son más significativas que las interacciones electrón -Interacciones de fonones en cupratos, lo que hace que la superconductividad no sea convencional. Trabajos recientes en la superficie de Fermi han demostrado que el anidamiento se produce en cuatro puntos de la zona antiferromagnética de Brillouin donde existen ondas de espín y que la brecha de energía superconductora es mayor en estos puntos. Los efectos de isótopos débiles observados para la mayoría de los cupratos contrastan con los superconductores convencionales que están bien descritos por la teoría BCS.

Similitudes y diferencias en las propiedades de los cupratos dopados con huecos y con electrones:

• Presencia de una fase de pseudogap hasta un dopaje al menos óptimo.
• Diferentes tendencias en la trama Uemura relacionan la temperatura de transición a la densidad superfluida. La inversa plaza de la profundidad de penetración de Londres parece ser proporcional a la temperatura crítica para un gran número de superconductores de copatos mal dotados, pero la constante de proporcionalidad es diferente para los vasos de agujero y electrones. La tendencia lineal implica que la física de estos materiales es fuertemente bidimensional.
• Función en forma de reloj de hora universal en las excitaciones de giro de los vasos medidos mediante la difracción inelástica de neutrones.
• Efecto nervioso evidente en las fases de superconducción y pseudogap.

Fig. 1. La superficie fermi de BSCCO bicapa, calculada (izquierda) y medida por ARPES (derecha). El rectángulo destrozado representa la primera zona de Brillouin.

La estructura electrónica de los cupratos superconductores es altamente anisotrópica (ver la estructura cristalina de YBCO o BSCCO). Por lo tanto, la superficie de Fermi de HTSC está muy cerca de la superficie de Fermi del plano CuO₂ dopado (o multiplanos, en el caso de cupratos multicapa) y se puede presentar en 2-D espacio recíproco (o espacio de momento) de la red de CuO₂. La superficie típica de Fermi dentro de la primera zona de CuO₂ Brillouin se muestra en la Fig. 1 (izquierda). Puede derivarse de los cálculos de la estructura de la banda o medirse mediante espectroscopia de fotoemisión resuelta en ángulo (ARPES). La Fig. 1 (derecha) muestra la superficie de Fermi de BSCCO medida por ARPES. En un amplio rango de concentración de portadores de carga (nivel de dopaje), en el que los HTSC dopados con agujeros son superconductores, la superficie de Fermi es similar a un agujero (es decir, abierta, como se muestra en la Fig. 1). Esto da como resultado una anisotropía inherente en el plano de las propiedades electrónicas de HTSC. En 2018, la estructura tridimensional completa de la superficie de Fermi se derivó de ARPES de rayos X blandos.

A base de hierro

Diagrama de fase para superconductores de alta temperatura basados en hierro.

Los superconductores a base de hierro contienen capas de hierro y un pnictógeno, como el arsénico o el fósforo, o un calcógeno. Esta es actualmente la familia con la segunda temperatura crítica más alta, detrás de los cupratos. El interés en sus propiedades superconductoras comenzó en 2006 con el descubrimiento de la superconductividad en LaFePO a 4 K y ganó mucha más atención en 2008 después de que se descubriera que el material análogo LaFeAs(O,F) superconducía a hasta 43 K bajo presión. Las temperaturas críticas más altas en la familia de superconductores a base de hierro existen en películas delgadas de FeSe, donde se informó una temperatura crítica superior a 100 K en 2014.

Desde los descubrimientos originales, han surgido varias familias de superconductores a base de hierro:

• LnFeAs(O,F) o LnFeAsO_{1 x} (Ln=lantanoide) con T_c hasta 56 K, referidos como 1111 materiales. Posteriormente se encontró una variante de fluoruro de estos materiales con similares T_c valores.
• (Ba,K)Fe₂As₂ y materiales relacionados con pares de capas de hierro grueso, denominados 122 compuestos. T_c valores rango de hasta 38 K. Estos materiales también superconducen cuando el hierro es reemplazado por cobalto.
• LiFeAs y NaFeAs con T_c hasta alrededor de 20 K. Estos materiales superconductos cerca de la composición estequiométrica y se denominan 111 compuestos.
• FeSe con pequeñas salchiometrías o dopaje de dicurium.

La mayoría de los superconductores a base de hierro sin dopar muestran una transición de fase estructural tetragonal-ortorrómbica seguida a una temperatura más baja por un ordenamiento magnético, similar a los superconductores de cuprato. Sin embargo, son metales pobres en lugar de aislantes de Mott y tienen cinco bandas en la superficie de Fermi en lugar de una. El diagrama de fase que emerge a medida que se dopan las capas de arseniuro de hierro es notablemente similar, con la fase superconductora cerca o superpuesta a la fase magnética. Ya ha surgido una fuerte evidencia de que el valor de T_c varía con los ángulos de enlace As-Fe-As y muestra que el valor T_c óptimo se obtiene con FeAs₄ tetraedros. La simetría de la función de onda de emparejamiento todavía se debate ampliamente, pero actualmente se prefiere un escenario de onda s extendida.

Diboruro de magnesio

El diboruro de magnesio en ocasiones se denomina superconductor de alta temperatura debido a su valor T_c de 39 K está por encima de lo esperado históricamente para los superconductores BCS. Sin embargo, generalmente se lo considera el superconductor convencional T_c más alto, el T_c como resultado de la presencia de dos bandas separadas en el nivel de Fermi.

Basado en carbono

En 1991, Hebard y otros descubrieron los superconductores Fulleride, en los que los átomos de metales alcalinos se intercalan en moléculas de C₆₀.

En 2008, Ganin et al demostraron superconductividad a temperaturas de hasta 38 K para Cs₃C₆₀.

El grafeno dopado con P se propuso en 2010 para ser capaz de mantener la superconductividad a alta temperatura.

Niquelatos

En 1999, Anisimov et al. superconductividad conjeturada en niquelatos, proponiendo óxidos de níquel como análogos directos a los superconductores de cuprato. La superconductividad en un niquelado de capa infinita, Nd_0.8Sr_0.2NiO₂, se informó a fines de 2019 con una temperatura de transición superconductora entre 9 y 15 K. Esta fase superconductora se observa en películas delgadas reducidas en oxígeno creadas por la deposición láser pulsada de Nd_0.8Sr_0.2NiO₃ sobre Sustratos de SrTiO₃ que luego se reducen a Nd_0.8Sr_0.2NiO₂ recociendo las películas delgadas a 260– 280 °C en presencia de CaH₂. La fase superconductora solo se observa en la película reducida en oxígeno y no se ve en el material a granel reducido en oxígeno de la misma estequiometría, lo que sugiere que la tensión inducida por la reducción de oxígeno del Nd_0.8Sr_{0.2 La película delgada de} NiO₂ cambia el espacio de fase para permitir la superconductividad. Es importante extraer además el hidrógeno de acceso de la reducción con CaH₂, de lo contrario, el hidrógeno topotáctico puede evitar la superconductividad.

Cuprates

La estructura de los cupratos, que son superconductores, suele estar estrechamente relacionada con la estructura de la perovskita, y la estructura de estos compuestos se ha descrito como una estructura de perovskita multicapa distorsionada y deficiente en oxígeno. Una de las propiedades de la estructura cristalina de los superconductores de óxido es una multicapa alternante de planos de CuO₂ con superconductividad entre estas capas. Cuantas más capas de CuO₂, mayor T_c. Esta estructura provoca una gran anisotropía en las propiedades conductoras y superconductoras normales, ya que las corrientes eléctricas son transportadas por agujeros inducidos en los sitios de oxígeno de las láminas de CuO₂. La conducción eléctrica es altamente anisotrópica, con una conductividad mucho mayor paralela al plano CuO₂ que en la dirección perpendicular. Generalmente, las temperaturas críticas dependen de las composiciones químicas, las sustituciones de cationes y el contenido de oxígeno. Se pueden clasificar como superrayas; es decir, realizaciones particulares de superredes en el límite atómico hechas de capas atómicas superconductoras, alambres, puntos separados por capas espaciadoras, que dan superconductividad multibanda y multigap.

Cuprato de itrio-bario

Celda unitaria para el Cupato de Barium y Yttrium (YBCO)

Un cuprato de itrio-bario, YBa₂Cu₃O_7−x (o Y123), fue el primer superconductor encontrado sobre líquido punto de ebullición del nitrógeno. Hay dos átomos de Bario por cada átomo de Itrio. Las proporciones de los tres metales diferentes en el superconductor YBa₂Cu₃O₇ están en la relación molar de 1 a 2 a 3 para itrio al bario al cobre, respectivamente: este superconductor en particular también se ha referido a menudo como el superconductor 123.

La celda unitaria de YBa₂Cu₃O₇ consta de tres celdas unitarias de perovskita, que es pseudocúbica, casi ortorrómbica. Los otros cupratos superconductores tienen otra estructura: tienen una celda tetragonal. Cada celda de perovskita contiene un átomo Y o Ba en el centro: Ba en la celda unitaria inferior, Y en la del medio y Ba en la celda unitaria superior. Por lo tanto, Y y Ba se apilan en la secuencia [Ba–Y–Ba] a lo largo del eje c. Todos los sitios de las esquinas de la celda unitaria están ocupados por Cu, que tiene dos coordinaciones diferentes, Cu(1) y Cu(2), con respecto al oxígeno. Hay cuatro sitios cristalográficos posibles para el oxígeno: O(1), O(2), O(3) y O(4). Los poliedros de coordinación de Y y Ba con respecto al oxígeno son diferentes. La triplicación de la celda unitaria de perovskita conduce a nueve átomos de oxígeno, mientras que YBa₂Cu₃O₇ tiene siete átomos de oxígeno y, por lo tanto, es denominada estructura de perovskita deficiente en oxígeno. La estructura tiene un apilamiento de diferentes capas: (CuO)(BaO)(CuO₂)(Y)(CuO₂)(BaO)(CuO). Una de las características clave de la celda unitaria de YBa₂Cu₃O_7−x (YBCO) es la presencia de dos capas de CuO ₂. El papel del plano Y es servir como espaciador entre dos planos de CuO₂. En YBCO, se sabe que las cadenas de Cu-O desempeñan un papel importante en la superconductividad. T_c es máximo cerca de 92 K cuando x ≈ 0,15 y el la estructura es ortorrómbica. La superconductividad desaparece en x ≈ 0,6, donde se produce la transformación estructural de YBCO de ortorrómbico a tetragonal.

Otros cupratos

Lattiza de cristal de Cuprate de Bismuth y Strontium (BSCCO)

La preparación de otros cupratos es más difícil que la preparación de YBCO. También tienen una estructura cristalina diferente: son tetragonales donde YBCO es ortorrómbico. Los problemas en estos superconductores surgen debido a la existencia de tres o más fases que tienen una estructura en capas similar. Además, la estructura cristalina de otros superconductores de cuprato probados es muy similar. Al igual que YBCO, la característica de tipo perovskita y la presencia de capas simples de óxido de cobre (CuO₂) también existen en estos superconductores. Sin embargo, a diferencia de YBCO, las cadenas de Cu-O no están presentes en estos superconductores. El superconductor YBCO tiene una estructura ortorrómbica, mientras que los otros superconductores de alta T_c tienen una estructura tetragonal..

Hay tres clases principales de cupratos superconductores: a base de bismuto, a base de talio y a base de mercurio.

El segundo cuprato por importancia práctica actualmente es el BSCCO, un compuesto de Bi–Sr–Ca-Cu-O. El contenido de bismuto y estroncio crea algunos problemas químicos. Tiene tres fases superconductoras que forman una serie homóloga como Bi₂Sr₂Ca_n−1Cu _nO_4+2n+x (n= 1, 2 y 3). Estas tres fases son Bi-2201, Bi-2212 y Bi-2223, con temperaturas de transición de 20, 85 y 110 K, respectivamente, donde el sistema de numeración representa el número de átomos para Bi Sr, Ca y Cu respectivamente. Las dos fases tienen una estructura tetragonal que consta de dos celdas unitarias cristalográficas cortadas. La celda unitaria de estas fases tiene planos dobles de Bi-O que se apilan de manera que el átomo de Bi de un plano se encuentra debajo del átomo de oxígeno del siguiente plano consecutivo. El átomo de Ca forma una capa en el interior de las capas de CuO₂ tanto en Bi-2212 como en Bi-2223; no hay capa de Ca en la fase Bi-2201. Las tres fases difieren entre sí en el número de planos de cuprato; Las fases Bi-2201, Bi-2212 y Bi-2223 tienen uno, dos y tres planos CuO₂, respectivamente. Las constantes de red del eje c de estas fases aumentan con el número de planos de cuprato (consulte la tabla a continuación). La coordinación del átomo de Cu es diferente en las tres fases. El átomo de Cu forma una coordinación octaédrica con respecto a los átomos de oxígeno en la fase 2201, mientras que en la 2212, el átomo de Cu está rodeado por cinco átomos de oxígeno en una disposición piramidal. En la estructura 2223, Cu tiene dos coordinaciones con respecto al oxígeno: un átomo de Cu está enlazado con cuatro átomos de oxígeno en configuración plana cuadrada y otro átomo de Cu está coordinado con cinco átomos de oxígeno en una disposición piramidal.

Cuprato de Tl–Ba–Ca: La primera serie del superconductor basado en Tl que contiene una capa de Tl–O tiene la fórmula general TlBa₂Ca _n-1Cu_nO_2n+3, mientras que la segunda serie que contiene dos capas de Tl–O tiene una fórmula de Tl₂Ba₂Ca_n-1 Cu_nO_2n+4 con n =1, 2 y 3 En la estructura de Tl₂Ba₂CuO₆ (Tl-2201), hay un CuO₂ capa con la secuencia de apilamiento (Tl–O) (Tl–O) (Ba–O) (Cu–O) (Ba–O) (Tl–O) (Tl–O). En Tl₂Ba₂CaCu₂O₈ (Tl-2212), hay dos capas Cu–O con una capa de Ca en el medio. Similar a la estructura Tl₂Ba₂CuO₆, las capas Tl–O están presentes fuera de las capas Ba–O. En Tl₂Ba₂Ca₂Cu₃O₁₀ (Tl-2223), hay tres capas de CuO2 que encierran capas de Ca entre cada una de ellas. En los superconductores basados en Tl, se encuentra que T_c aumenta con el aumento de CuO ₂ capas. Sin embargo, el valor de T_c disminuye después de cuatro capas de CuO₂ en TlBa₂Ca_n-1Cu_nO_2n+3, y en el Tl₂Ba₂Ca_n-1Cu_nO_2n+4 compuesto, disminuye después de tres CuO₂ capas.

Cuprato de Hg–Ba–Ca La estructura cristalina de HgBa₂CuO₄ (Hg-1201), HgBa₂ CaCu₂O₆ (Hg-1212) y HgBa₂Ca₂Cu ₃O₈ (Hg-1223) es similar al de Tl-1201, Tl-1212 y Tl-1223, con Hg en lugar de Tl. Cabe señalar que la T_c del compuesto de Hg (Hg-1201) que contiene un CuO2 es mucho más grande en comparación con el compuesto de talio de una capa de CuO₂ (Tl-1201). En el superconductor basado en Hg, también se encuentra que T_c aumenta a medida que CuO ₂ capa aumenta. Para Hg-1201, Hg-1212 y Hg-1223, los valores de T_c son 94, 128 y el valor de registro a una presión ambiental de 134 K, respectivamente, como se muestra en la siguiente tabla. La observación de que la T_c de Hg-1223 aumenta a 153 K bajo alta presión indica que la T_c de este compuesto es muy sensible a la estructura del compuesto.

Preparación y fabricación

El método más simple para preparar superconductores cerámicos es una reacción termoquímica de estado sólido que involucra mezcla, calcinación y sinterización. Las cantidades apropiadas de polvos precursores, generalmente óxidos y carbonatos, se mezclan completamente usando un molino de bolas. Los procesos de química de soluciones como la coprecipitación, la liofilización y los métodos sol-gel son formas alternativas para preparar una mezcla homogénea. Estos polvos se calcinan en el rango de temperatura de 800 a 950 °C durante varias horas. Los polvos se enfrían, se vuelven a moler y se calcinan de nuevo. Este proceso se repite varias veces hasta obtener un material homogéneo. Posteriormente, los polvos se compactan en gránulos y se sinterizan. El entorno de sinterización, como la temperatura, el tiempo de recocido, la atmósfera y la velocidad de enfriamiento, juegan un papel muy importante para obtener una buena T_c materiales superconductores. El compuesto YBa₂Cu₃O_7−x se prepara por calcinación y sinterización de una mezcla homogénea de Y ₂O₃, BaCO₃ y CuO en la proporción atómica adecuada. La calcinación se realiza a 900–950 °C, mientras que la sinterización se realiza a 950 °C en una atmósfera de oxígeno. La estequiometría del oxígeno en este material es muy importante para obtener un compuesto superconductor YBa₂Cu₃O_7−x. En el momento de la sinterización, se forma el compuesto semiconductor tetragonal YBa₂Cu₃O₆ que, al enfriarse lentamente en una atmósfera de oxígeno, se convierte en en superconductor YBa₂Cu₃O_7−x. El consumo y la pérdida de oxígeno son reversibles en YBa₂Cu₃O_7−x. Una muestra YBa₂Cu₃O_7−x ortorrómbica completamente oxigenada se puede transformar en YBa _{tetragonal 2}Cu₃O₆ por calentamiento en vacío a una temperatura superior a 700 °C.

La preparación de superconductores de alta T_c basados en Bi, Tl y Hg es más difícil que la preparación de YBCO. Los problemas en estos superconductores surgen debido a la existencia de tres o más fases que tienen una estructura en capas similar. Por lo tanto, el intercrecimiento sintáctico y los defectos, como fallas de apilamiento, ocurren durante la síntesis y se vuelve difícil aislar una sola fase superconductora. Para Bi–Sr–Ca–Cu–O, es relativamente simple preparar el Bi-2212 (T_c ≈ 85 K), mientras que es muy difícil preparar una sola fase de Bi-2223 (T_c ≈ 110 K). La fase Bi-2212 aparece solo después de unas pocas horas de sinterización a 860–870 °C, pero la fracción más grande de la fase Bi-2223 se forma después de un largo tiempo de reacción de más de una semana a 870 °C. Aunque se ha encontrado que la sustitución de Pb en el compuesto Bi–Sr–Ca–Cu–O promueve el crecimiento de la alta T_c, todavía se requiere un largo tiempo de sinterización.

Investigación en curso

La cuestión de cómo surge la superconductividad en los superconductores de alta temperatura es uno de los principales problemas sin resolver de la física teórica de la materia condensada. Se desconoce el mecanismo que hace que los electrones de estos cristales formen pares. A pesar de la intensa investigación y muchas pistas prometedoras, hasta ahora los científicos han eludido una explicación. Una razón para esto es que los materiales en cuestión son generalmente cristales multicapa muy complejos (por ejemplo, BSCCO), lo que dificulta el modelado teórico.

Mejorar la calidad y variedad de las muestras también da lugar a una investigación considerable, tanto con el objetivo de mejorar la caracterización de las propiedades físicas de los compuestos existentes como de sintetizar nuevos materiales, a menudo con la esperanza de aumentar T_c. La investigación tecnológica se centra en fabricar materiales HTS en cantidades suficientes para que su uso sea económicamente viable, así como en optimizar sus propiedades en relación con las aplicaciones. El hidrógeno metálico ha sido propuesto como un superconductor a temperatura ambiente, algunas observaciones experimentales han detectado la aparición del efecto Meissner.

Modelos teóricos

Ha habido dos teorías representativas de la superconductividad no convencional o de alta temperatura. En primer lugar, la teoría del acoplamiento débil sugiere que la superconductividad surge de las fluctuaciones del espín antiferromagnético en un sistema dopado. De acuerdo con esta teoría, la función de onda de emparejamiento del cuprato HTS debería tener un d_x²-y² simetría. Por lo tanto, determinar si la función de onda de emparejamiento tiene simetría de onda d es esencial para probar el mecanismo de fluctuación de espín. Es decir, si el parámetro de orden HTS (una función de onda de emparejamiento como en la teoría de Ginzburg-Landau) no tiene simetría de onda d, entonces se puede descartar un mecanismo de emparejamiento relacionado con las fluctuaciones de espín. (Se pueden hacer argumentos similares para los superconductores a base de hierro, pero las diferentes propiedades del material permiten una simetría de emparejamiento diferente). En segundo lugar, estaba el modelo de acoplamiento entre capas, según el cual una estructura en capas que consiste en tipo BCS (simetría de onda s) los superconductores pueden mejorar la superconductividad por sí mismos. Al introducir una interacción de túnel adicional entre cada capa, este modelo explicó con éxito la simetría anisotrópica del parámetro de orden, así como la aparición del HTS. Por lo tanto, para resolver este problema no resuelto, se han realizado numerosos experimentos como espectroscopia de fotoemisión, RMN, medidas de calor específico, etc. Hasta la fecha, los resultados eran ambiguos, algunos informes respaldaban la simetría d para el HTS mientras que otros apoyaron la simetría s. Esta situación turbia posiblemente se originó por la naturaleza indirecta de la evidencia experimental, así como por problemas experimentales como la calidad de la muestra, la dispersión de impurezas, el hermanamiento, etc.

Este resumen hace una suposición implícita: las propiedades superconductoras pueden tratarse mediante la teoría del campo medio. Tampoco menciona que además de la brecha superconductora, existe una segunda brecha, la pseudobrecha. Las capas de cuprato son aislantes y los superconductores están dopados con impurezas entre capas para hacerlos metálicos. La temperatura de transición superconductora se puede maximizar variando la concentración de dopante. El ejemplo más simple es La₂CuO₄, que consiste en capas alternas de CuO₂ y LaO que son aislantes cuando están puras. Cuando el 8% del La se reemplaza por Sr, estos últimos actúan como dopantes, contribuyendo con agujeros a las capas de CuO₂ y haciendo que la muestra sea metálica. Las impurezas Sr también actúan como puentes electrónicos, permitiendo el acoplamiento entre capas. Partiendo de esta imagen, algunas teorías argumentan que la interacción de emparejamiento básica sigue siendo la interacción con fonones, como en los superconductores convencionales con pares de Cooper. Si bien los materiales no dopados son antiferromagnéticos, incluso un pequeño porcentaje de dopantes de impurezas introducen una pseudobrecha más pequeña en los planos de CuO₂ que también es causada por fonones. La brecha disminuye con el aumento de los portadores de carga y, a medida que se acerca a la brecha superconductora, esta última alcanza su máximo. Luego se argumenta que la razón de la alta temperatura de transición se debe al comportamiento de percolación de los portadores: los portadores siguen caminos de percolación en zig-zag, principalmente en dominios metálicos en los planos CuO₂, hasta que son bloqueados por paredes de dominio de onda de densidad de carga, donde utilizan puentes dopantes para cruzar a un dominio metálico de un plano de CuO₂ adyacente. Los máximos de temperatura de transición se alcanzan cuando la red huésped tiene fuerzas débiles de flexión de enlaces, lo que produce fuertes interacciones electrón-fonón en los dopantes de la capa intermedia.

Simetría D en YBCO

Pequeño imán levitando sobre un superconductor de alta temperatura refrigerado por nitrógeno líquido: este es un caso de efecto Meissner.

Se propuso un experimento basado en la cuantificación del flujo de un anillo de tres granos de YBa2Cu3O7 (YBCO) para probar la simetría del parámetro de orden en el HTS. La simetría del parámetro de orden podría probarse mejor en la interfaz de la unión cuando los pares de Cooper hacen un túnel a través de una unión Josephson o un enlace débil. Se esperaba que un flujo de medio entero, es decir, una magnetización espontánea, solo pudiera ocurrir para una unión de superconductores de simetría d. Pero, incluso si el experimento de unión es el método más sólido para determinar la simetría del parámetro de orden HTS, los resultados han sido ambiguos. John R. Kirtley y C. C. Tsuei pensaron que los resultados ambiguos procedían de los defectos dentro del HTS, por lo que diseñaron un experimento en el que se consideraron simultáneamente tanto el límite limpio (sin defectos) como el límite sucio (defectos máximos). En el experimento, la magnetización espontánea se observó claramente en YBCO, lo que apoyó la simetría d del parámetro de orden en YBCO. Pero, dado que YBCO es ortorrómbico, podría tener inherentemente una mezcla de simetría s. Entonces, al ajustar aún más su técnica, encontraron que había una mezcla de simetría s en YBCO dentro de aproximadamente el 3%. Además, encontraron que había una simetría de parámetro de orden d_x²-y² pura en la Tl tetragonal ₂Ba₂CuO₆.

Mecanismo de fluctuación de giro

A pesar de todos estos años, el mecanismo de alta superconductividad T_c sigue siendo muy controvertido., principalmente debido a la falta de cálculos teóricos exactos en tales sistemas de electrones que interactúan fuertemente. Sin embargo, los cálculos teóricos más rigurosos, incluidos los enfoques fenomenológicos y diagramáticos, convergen en las fluctuaciones magnéticas como mecanismo de emparejamiento de estos sistemas. La explicación cualitativa es la siguiente:

En un superconductor, el flujo de electrones no se puede descomponer en electrones individuales, sino que consiste en muchos pares de electrones unidos, llamados pares de Cooper. En los superconductores convencionales, estos pares se forman cuando un electrón que se mueve a través del material distorsiona la red cristalina circundante, que a su vez atrae a otro electrón y forma un par enlazado. Esto a veces se llama la "cama de agua" efecto. Cada par de Cooper requiere una cierta energía mínima para ser desplazado, y si las fluctuaciones térmicas en la red cristalina son menores que esta energía, el par puede fluir sin disipar energía. Esta capacidad de los electrones de fluir sin resistencia conduce a la superconductividad.

En un superconductor de alta T_c, el mecanismo es extremadamente similar a un superconductor convencional, excepto que, en este caso, los fonones prácticamente no juegan ningún papel y su papel es reemplazado por ondas de densidad de espín. Así como todos los superconductores convencionales conocidos son sistemas de fonones fuertes, todos los superconductores de alta T_c son fuertes sistemas de ondas de densidad de espín, muy cerca de una transición magnética a, por ejemplo, un antiferromagnético. Cuando un electrón se mueve en un superconductor de alta T_c, su giro crea una onda de densidad de giro alrededor. Esta onda de densidad de espín, a su vez, hace que un electrón cercano caiga en la depresión de espín creada por el primer electrón (efecto lecho de agua nuevamente). Por lo tanto, nuevamente, se forma un par de Cooper. Cuando se reduce la temperatura del sistema, se crean más ondas de densidad de espín y pares de Cooper, lo que eventualmente conduce a la superconductividad. Tenga en cuenta que en los sistemas de alta T_c, ya que estos sistemas son sistemas magnéticos debido a la interacción de Coulomb, hay una fuerte repulsión de Coulomb entre los electrones. Esta repulsión de Coulomb evita el emparejamiento de los pares de Cooper en el mismo sitio de red. Como resultado, el emparejamiento de los electrones se produce en sitios de red vecinos cercanos. Este es el llamado emparejamiento de ondas d, donde el estado de emparejamiento tiene un nodo (cero) en el origen.

Ejemplos

Ejemplos de superconductores de cuprato de alta T_c incluyen YBCO y BSCCO, que son los más materiales conocidos que logran superconductividad por encima del punto de ebullición del nitrógeno líquido.