ДОКЛАДЫ АКАДЕМИИ НАУК, 2015, том 460, № 4, с. 398-402
ТЕХНИЧЕСКАЯ ФИЗИКА
УДК 669-669.2:537.312.62
АНАЛИЗ ВЗАИМОСВЯЗИ МАГНИТНОЙ И СВЕРХПРОВОДЯЩЕЙ ПОДСИСТЕМ СОЕДИНЕНИЙ КЕ(КЬХ- .Ди.)4В4 НА ПРИМЕРЕ DyRh3.3Ruo.2B4 И HoRh3.8Ruo.2B4
© 2015 г. Член-корреспондент РАН Г. С. Бурханов, С. А. Лаченков, Е. П. Хлыбов
Поступило 18.06.2014 г.
БО1: 10.7868/80869565215040088
ВВЕДЕНИЕ
Проблема сосуществования магнетизма и сверхпроводимости на всем протяжении развития теории сверхпроводимости привлекает внимание исследователей [1, 2]. Ее решение прошло сложный путь — от подавления сверхпроводимости ферромагнитными примесями до синтеза новых веществ с высоким содержанием магнитного компонента, совмещающих кооперативный магнетизм со сверхпроводимостью, разработку сверхпроводников с высокими критическими параметрами. В [3] на примере У№19Б12 при переходе из нормального в сверхпроводящее состояние установлено влияние кооперативного магнетизма на температурную зависимость верхнего критического поля (Вк2(Т)): аномальное появление на классической параболической кривой в температурном интервале 9.5—13.5 К положительной выпуклости. В дальнейшем было экспериментально доказано сосуществование сверхпроводящей и магнитной подсистем в большой группе сложных боридов редкоземельных и платиновых металлов с общей химической формулой ЯБ(ЯИ1- хЯих)4Б4 и кластерной структурой типа ЬиЯи4Б4 [4, 5]. В зависимости от входящего редкоземельного элемента они могли быть сверхпроводниками, ферро-или ферримагнетиками, антиферромагнетиками, испытывать фазовые магнитные переходы или совмещать кооперативный магнетизм со сверхпроводимостью.
Институт металлургии и материаловедения им. А.А. Байкова
Российской Академии наук, Москва Институт физики высоких давлений им. Л.Ф. Верещагина
Российской Академии наук, Троицк Московской обл. Международная лаборатория сильных магнитных полей и низких температур Польской академии наук, Вроцлав, Польша
Измерением температурной зависимости удельного электросопротивления, магнитного момента от поля, а также теплоемкости была изучена температурная зависимость верхнего критического поля Вк2(Т) синтезированных соединений и обнаружено в них уникальное гибридное состояние — одновременное существование кооперативного магнетизма и сверхпроводимости. Экспериментально установлено влияние фазовых переходов собственной магнитной подсистемы на Вк2(Т) соединений ЯБ(ЯИ1-хЯих)4Б4 , ее резкое отклонение от классической параболической зависимости. Особый интерес представляют возникновение сверхпроводимости на фоне ферримагнетизма и резкий рост верхнего критического поля Вк2(Т) при переходе с понижением температуры в антиферромагнитное состояние.
Рядом других исследователей в последнее время выполнен большой комплекс работ, которые выявили сосуществование антиферромагнетизма и сверхпроводимости в селенидах и арсенидах железа [6, 7].
Наряду с ВТСП, селенидами и арсенидами железа, тяжелофермионными соединениями типа иВе13, иР113 и др., фуллеридами (соединения С60 с металлом) соединения ЯБ(ЯИ1-хЯих)4Б4 имеют необычный механизм сверхпроводимости, который нельзя объяснить в рамках теории БКШ. Например для Ву0.8У0.2ЯИ4Б4 установлена максимальная величина параметра порядка Д(1.6 К) = = 0/98 мэВ и 2Д(0)/£БТк = 4.0, что превышает это отношение, вытекающее из теории БКШ для синглетных сверхпроводников со слабой связью (3.52).
Для анализа влияния магнитной подсистемы на Вк2( Т) использована теория, разработанная Верт-хамером, Гельфандом и Хоненбергом (ВГХ) [8]. Коэффициенты эмпирических функций Вк2(Т) определяли методом наименьших квадратов с помощью специально разработанной компьютерной программы "Программа I". Эти коэффициенты ис-
(а)
10-4 Тл Вк2, Тл
0.g
200 - ^ 0.6 _
150
0.4 -
100
50 0.2 -
0 1111 1 1 1 0 |
0
X, усл. ед 0.14
2 (г)
(б)
HoRh3.gRu0.2B4
(в)
DyRh3.gRu0.2B4
_|_I_I_I_I_I_I_|_
2 3 X, усл. ед.
4
(д)
HoRh3 ^и0 2В4
ФМ
А_I_I_I_I_I_I_|_
-0.1
X: 5 4 3 2 1 0 -0.1
2
усл. ед.
4 Т, К (е)
DyRh3.gRu0.2B4
_|_1_1_1_1_|_
2 3 4 Т, К
Рис. 1. Зависимости верхнего критического поля В^Т) и расчетной магнитной восприимчивости х(Т) для некоторых сверхпроводников: Sn (а, г); HoRhз gRuo2B4 (б, д); DyRhз gRuo2B4 (в, е). ПМ — область парамагнитного состояния; ФМ и АФМ — области ферримагнитного и антиферромагнитного упорядочения магнитных подсистем.
3
пользовались другой оригинальном программой "Программа II" для вычисления значений магнитной восприимчивости х(Т) и построения графиков.
РЕЗУЛЬТАТЫ И ИХ ОБСУЖДЕНИЕ
Из всего массива экспериментальных данных выделим три наиболее характерных зависимости В^Т): а) 8п — классический параболический ход; б) НоКЬ3.^и02В4 — отклонение от классического параболического хода с перегибом и резким спадом; в) DyRh3,gRu0.2B4 — отклонение от классического параболического хода с перегибом и резким подъемом (рис. 1).
Теория ВГХ учитывает орбитальные, спиновые парамагнитные эффекты, а также немагнитное и спин-орбитальное рассеяние и позволяет, исходя из известной температурной зависимости магнитной восприимчивости х(Т), объяснить особенности температурного хода Вк2(Т).
Нам удалось показать, что на основе теории ВГХ можно решать и обратную задачу: по известной зависимости Вк2(Т) рассчитать температурную зависимость магнитной восприимчивости Х(Т) и получить информацию о состоянии магнитной подсистемы при Т < Тк.
Запишем уравнение Вертхамера, Гельфанда и Хоненберга в приближении Фульде и Маки [9]:
Вк2(Т) = В*2( Т) - М(ВК2( Т); Т) -- К - К [Вк2( Т) + В^Вк2( Т); Т) ]2, (1)
где Вк2(Т) — реальное критическое поле, В*2 (Т) — орбитальное критическое поле, М(В, Т) — намагниченность ионов в сверхпроводящей фазе, К1 =
= 3/56раг В*2 (Т), раг — параметр распаривания Аб-
0.227а
рикосова—Горькова [10], К2 =
^ воТк0
а — пара-
метр Маки, X50 — параметр спин-орбитального рассеяния, Тк0 — критическая температура сверхпроводящего перехода при нулевой концентрации магнитных ионов, В1 = рМ(В, Т) — обменное поле, р — константа.
Температурные зависимости критических полей можно аппроксимировать некоторой аналитической функцией ДТ), для нахождения которой используется "Программа I". Тогда
Вк2( Т) = /( Т). (2)
Принимаем во внимание, что
М(В, Т) = х(Т)В. (3)
Пренебрегаем К1 в уравнении (1). Учитываем соотношение
Т\
В*( Т) = В*2 (0)
1 -
Т
(4)
400
БУРХАНОВ и др.
X, 10 3 усл. ед.
4
БуЯЬ3.8Яи0.2Б4
1/Х
1000
500
0
20 30 40 50 Т, К
-2
-4
НоЯЬ3 8Яи0 2Б4
0
10 20 30 40
50
Т, К
Рис. 2. Зависимости магнитной восприимчивости от температуры х(Т) для образцов ВуЯИ3 8Яи0 2Б4 (а) и НоЯЦ.8Яи0.2Б4 (б).
В таком случае уравнение (1) можно записать в следующем виде:
я Т) = в*2( 0) - в*2 (0)(Т)2 - х( Т)А Т) -
- К2 [Д Т) + р х( Т)/(. Т) ].
(5)
Решив уравнение (5) относительно х(Т), получим выражение
4Кгр (1 - р)/( Т) + 4 К2Р2 В*( 0)( Т) + 1
-1 к
- 2КР( Т) - 1 \ - 2КУЛ Т).
0.5
(6)
Зная аналитическую зависимость /(Т) и выбрав значения для параметров Д*2(0), К2 и р в разумных пределах, исходя из множества реальных значений, можно рассчитать зависимость магнитной восприимчивости от температуры х(Т). Для вычисления х(Т) была использована "Программа II". При проведении расчетов мы учитывали, что величина орбитального критического
поля В*2(0) превышает величину реального критического поля Вк2(0).
Анализ зависимостей х(Т), полученных на основе теории ВГХ для каждого из этих случаев, позволил установить ряд принципиальных результатов, которые представлены на рис. 1. Отметим, что из всего массива расчетных кривых х(Т) на рисунках приводится только одна — наиболее характерная зависимость.
Оказалось, что в случае классического сверхпроводника, например Sn (рис. 1а, г), х(Т) не зависит от температуры. Температурный ход магнитной восприимчивости х(Т) для Sn определяется парамагнетизмом свободных электронов. Для магнитного сверхпроводника НоЯк38Яи02Б4 (рис. 1б, д) х(Т) монотонно и почти линейно возрастает по мере понижения температуры. В случае магнитного сверхпроводника ВуЯИ3.8Яи0.2Б4 магнитная восприимчивость сначала линейно монотонно возрастает (до температуры, соответствующей точке перегиба кривой Вк2(^), а затем резко убывает с понижением температуры рис. 1в, е).
Для объяснения особенностей поведения расчетных зависомостей х(Т) соединений ВуЯЬз.8Яи0.2Б4 и НоЯЬ38Яи02Б4 они были измерены и проанализированы экспериментально (рис. 2а, б). Оказалось, что х(Т) соединения ВуЯИ3.8Яи0.2Б4 в интервале температур от 300 до 45 К следует закону Кюри, тогда как у НоЯЬ38Яи02Б4 подобный ход наблюдался от 300 до 25 К. В случае ВуЯк38Яи02Б4 обратная магнитная восприимчивость х-1(Т) при Т< 45 К отклоняется от обычного линейного хода (закона Кюри) и начинает довольно резко спадать (врезка к рис. 2а). Аналогичное поведение, но при Т< 25 К наблюдалось для НоЯк3 8Яи0 2Б4. При более низких температурах (Т < 10 К) как у первого, так и у второго соединения наблюдалось резкое падение х(Т), связанное с переходом в сверхпроводящее состояние. Наличие сверхпроводящего перехода у исследованных соединений подтверждается падением до нуля электросопротивления при низкотемпературных резистивных измерениях.
Отклонение х-1(Т) от обычного линейного хода (закона Кюри) (рис. 2а, врезка) с последующим резким спадом, согласно теории Нееля, типично для ферримагнетика в парамагнитной области. Соединения, у которых возникновение ферри-магнетизма обусловлено их кристаллической структурой, называются веществами с собственным ферримагнетизмом. Последний связан с возникновением в структуре типа ЬиЯи4Б4 двух неэквивалентных подрешеток с противоположным направлением магнитных моментов. Более подробно этот вопрос рассмотрен нами в [5].
Из-за невозможности наблюдения магнитных свойств ниже Тк на фоне мейснеровского диамагнетизма для анализа поведения сверхпрово-
2
0
X
дящей и магнитной подсистем DyRh3.gRu0.2B4 и НоК^.^и0.2В4 исследовали температурную зависимость теплоемкости Ср(Т), при Т< Тк.
Для соединения DyRh3.gRu0.2B4 установлены следующие фазовые переходы: парамагнетик ^ ферри-магнетик при 45 К; при 4.5 К — переход в сверхпров
Для дальнейшего прочтения статьи необходимо приобрести полный текст. Статьи высылаются в формате PDF на указанную при оплате почту. Время доставки составляет менее 10 минут. Стоимость одной статьи — 150 рублей.