Direct observation of vortex liquid droplets in the iron pnictide superconductor CaKAs$_4$Fe$_4$ at $0.5T$_c$

通过扫描隧道显微术，研究人员在低至 0.5$T_c$ 的温度下观察到了铁基超导体 CaKAs$_4$Fe$_4$ 中的局域化涡旋液体液滴，揭示了局域耗散的起始点显著低于通常检测到宏观熔融转变的临界温度。

要点

想象一下，超导体是一个神奇的、无摩擦的舞池，被称为电子的微小粒子在这里共同滑行，不会损失任何能量。通常情况下，这个舞池是完美的。但如果你引入磁场（就像一阵强风吹过舞池），它会在电子流中产生微小的漩涡。科学家们称这些漩涡为**“涡旋”（vortices）**。

在一个完美的世界里，这些漩涡会排列成一个整齐、刚性的网格，就像士兵站岗一样集结。这被称为“涡旋固体”。只要它们保持固定不动，超导体就能保持完美。但如果它们开始摇晃、滑动或融化成一片混乱，超导体就会开始损失能量（耗散）。

以下是这篇论文的发现，用简单的语言进行了解释：

1. “熔化”的惊喜

长期以来，科学家们认为这些涡旋漩涡只有在接近材料完全失去超导性的临界点（称为临界温度，$T_c$）时才会开始熔化并变得混乱。这就像认为冰只有在快要变成水洼时才会融化一样。

然而，研究人员使用一种名为扫描隧道显微镜（STM）的超强显微镜，观察了一种特定的铁基超导体 CaKFe$_4$As$_4$。这种显微镜就像一台极其灵敏的相机，甚至可以看见单个漩涡。

发现： 他们发现，这些漩涡并没有等到最后关头才开始熔化。即使在材料仍然非常冷的时候（温度仅为其最高极限的一半），也会出现微小的、孤立的混乱岛屿。他们称之为**“涡旋液体液滴”（vortex liquid droplets）**。

2. 类比：带有热斑的冰湖

想象一个被冰雕（涡旋）覆盖的冰冻湖泊（超导体）。

• 旧观点： 你会认为整个湖泊会一直保持冰冻状态，直到太阳变得非常热，然后整个湖面才一下子变成水。
• 新观点： 研究人员发现，即使在寒冷的日子里，在冰雕旁边也会形成小规模的局部水洼（“液滴”）。在这些水洼里的冰雕正在疯狂地摇晃和滑动，而湖泊的其他部分仍然是坚硬的冰冻状态。

这些“水洼”是热能足以打破将漩涡固定在原地的“钉扎力”的地方，导致即使在其他部分仍表现为固体的环境下，局部的漩涡也会发生移动。

3. 为什么它们会移动？（钉扎问题）

为什么有些漩涡保持静止，而另一些却变成了涡旋液体液滴？这取决于**“钉扎”（pinning）**。

把材料想象成一条崎岖不平的路。漩涡喜欢卡在坑洼里（晶体中的缺陷）。

• 深坑： 如果一个漩涡掉进了一个深坑，它就会被卡住。这是一个“涡旋固体”。
• 浅坑： 如果一个漩涡位于平坦处或浅坑处，热量就会让它摆脱束缚。它开始跳跃移动，从而创造出一个“涡旋液体液滴”。

研究人员发现，这些液滴出现在特定的位置，即那些“坑洼”不足以抵抗热量来固定涡旋的地方。他们甚至追踪了单个涡旋随时间的变化，发现有些涡旋会进行短距离跳跃，而另一些则能保持静止长达数小时。

4. 这对“完美”状态意味着什么

核心结论是，这种“完美”的超导状态并不像我们想象中那样均匀。

• 宏观视角： 如果你用标准的测量仪观察整个材料，它看起来是一个完美的超导体，因为这些“水洼”非常微小且分散，电流可以绕过它们流动（就像水流绕过溪流中的小石头一样）。
• 微观视角： 但如果你放大观察，你会看到材料实际上是冰冻固体与液体混乱的混合体。所谓的“完美”状态所存在的温度范围比之前认为的要窄得多。

总结

论文表明，在这种特定的超导体中，从“冻结”到“液体”的转变并不是在变热时一次性发生的单一事件。相反，它是一个混乱的、局部的过程。微小的、混乱移动的漩涡岛屿，就漂浮在寒冷的、被钉扎住的漩涡海洋之中。这告诉我们，这种“完美”的超导状态比我们意识到的更加脆弱且复杂，它在很大程度上取决于材料结构中微小的、局部的缺陷。

技术摘要

技术摘要：CaKFe$_4$As$_4$ 中涡旋液体液滴的直接观测

问题陈述
在第二类超导体中，磁场以量子化涡旋的形式穿透材料。虽然涡旋通常受缺陷钉扎而形成有序晶格（涡旋固体），但热涨落会诱导其发生相变进入无序、可移动的状态（涡旋液体），从而导致能量耗散。宏观实验和空间平均技术已经证实，这种熔化转变通常发生在非常接近临界温度（$T_c$）时。然而，在显著低于 $T_c$ 的中间温度区间内，单个涡旋尺度的涡旋固体对热涨落的响应机制仍不明确。具体而言，局部耗散的起始以及固液两相在空间上的共存特性尚未得到充分表征。

方法论
作者利用扫描隧道显微术（STM）直接观测了铁基超导体 CaKFe$_4$As$_4$（$T_c \approx 35$ K）在高达 14 T 磁场下的单个超导涡旋。选择该材料是因为其具有相对较高的 $T_c$、较小的相干长度（$\xi < 2$ nm）以及由生长在一起的 CaFe$_2$As$_2$ 和 KFe$_2$As$_2$ 层构成的明确钉扎景观。

实验方法包括：

1. 零偏压电导映射：绘制零偏压下的隧穿电导图，该值与费米能级处的局部态密度（LDOS）成正比。涡旋芯表现出比超导本体更高的 LDOS（正常态）。
2. 温度与磁场变化：在 10 K 至 30 K（最高达 $\approx 0.85 T_c$）的温度范围以及 2 T 至 14 T 的磁场范围内进行测量。
3. 时间分辨追踪：在固定的温度和磁场下，通过获取约 150 分钟的连续电导图，来追踪涡旋轨迹并测量热诱导的迁移率。
4. 相识别：区分“涡旋固体”（单个涡旋清晰可辨）、“涡旋液体液滴”（涡旋强烈波动，呈现为合并的斑块区域）以及全局“涡旋液体”（横跨整个视野范围）。

主要贡献与结果
研究提供了在远低于宏观熔化温度时，局部涡旋熔化的直接实空间证据：

• 观测到涡旋液体液滴：作者识别出了被称为“涡旋液体液滴”的局部区域，在这些区域中，由于热激发，涡旋发生强烈波动。这些液滴表现为单个涡旋合并成较大的斑块，与周围单个涡旋仍可分辨的无序涡旋固体截然不同。
• 低温起始：在 10 T 磁场下，这些液体液滴在低至 $0.5 T_c$（15 K）的温度下即可被观测到。这显著低于在宏观测量中观察到的熔化转变温度。
• 相共存：结果表明，在同一样品内存在一个宽阔的过渡区，其中固体和液体涡旋相共存。这种转变并非均匀发生的；相反，熔化始于热涨落增强的局部区域。
• 涡旋迁移率与钉扎：通过追踪涡旋随时间变化的轨迹，作者发现涡旋迁移率高度依赖于磁场和局部钉扎景观。
  • 在低磁场（例如 2 T）下，涡旋表现出显著的迁移率，其移动距离远超涡旋间距。
  • 在中等磁场（约 8–10 T）下，迁移率降至最低，涡旋基本保持钉扎状态。
  • 涡旋累积移动的距离遵循与 Dew-Hughes 钉扎模型一致的磁场依赖关系（$\propto h^p(1-h)^q$），这表明钉扎机制是由类表面相互作用（可能是交替生长的层结构）而非仅由点缺陷驱动。
• 与宏观数据的关联：对局部液滴的观测将相图中涡旋液体相的区域扩展到了 $0.5 T_c$。这与通常显示固体相直到接近 $T_c$ 时才消失的宏观相图形成了对比。

意义与主张
本文认为，超导体中涡旋的熔化并非一个均匀的全局过程，而是一个与局部钉扎势能景观密切相关的过程。其主要研究意义包括：

1. 局部耗散起始：在第二类超导体的局部尺度上，耗散的起始温度远低于 $T_c$，这挑战了“涡旋固体在接近 $T_c$ 前保持稳定”的观点。
2. 对临界电流的影响：液体液滴的存在表明，即使在具有高临界电流密度（即宏观电压降为零）的样品中，局部耗散也可能通过渗流路径发生。这对于微米级样品或纳米结构超导体尤为重要，因为此类液滴的形成可能会显著影响其性能。
3. 钉扎景观的复杂性：研究强调了热涨落与复杂钉扎景观（涉及线性缺陷和点无序）之间的相互作用决定了液体液滴的形成。即便远离 $T_c$，在热涨落增强区域形成液体液滴的现象，凸显了增强涡旋钉扎对于功能性超导器件的基础性意义。

作者得出结论，其数据揭示了一个宽阔的固液共存区，这意味着实际的无耗散超导相范围比仅通过宏观实验推断出的范围要小得多。