ЭЛЕКТРИЧЕСКИЕ И МАГНИТНЫЕ СВОЙСТВА
УДК 537.311.1:538.945
МАГНИТОСОПРОТИВЛЕНИЕ И ЭФФЕКТ ХОЛЛА В ЭЛЕКТРОННО-ЛЕГИРОВАННОМ СВЕРХПРОВОДНИКЕ Nd2_.,Ce,CuO4 + 5 С РАЗНОЙ СТЕПЕНЬЮ НЕСТЕХИОМЕТРИЧЕСКОГО БЕСПОРЯДКА:
ДВУЗОННАЯ МОДЕЛЬ
© 2014 г. Т. Б. Чарикова*, Г. И. Харус*, Н. Г. Шелушинина*, В. Н. Неверов*,
Д. С. Петухов*, А. А. Иванов**
*Институт физики металлов УрО РАН, 620990, Екатеринбург, ул. С. Ковалевской, 18 **Московский государственный инженерно-физический институт, 115410Москва, Каширское шоссе, 31
e-mail: charikova@imp.uran.ru Поступила в редакцию 29.08.2013 г.; в окончательном варианте — 03.10.2013 г.
Проведены исследования магнитополевых зависимостей продольного и холловского сопротивлений электронно-легированной системы Nd2 _ xCexCuO4 + 8 с оптимальным содержанием церия, x = 0.15, и различной степенью нестехиометрического беспорядка в магнитных полях до 9 T (B || c; J || ab) в интервале температур T = (0.4—4.2) K. Наблюдаемые аномальные зависимости коэффициента Холла R(B) в сочетании с зависимостями удельного сопротивления р(В) интерпретированы на основе модели Друде—Лоренца в нормальном состоянии и модели Бардина—Стефена в смешанном состоянии, модифицированных с учетом сосуществования двух типов носителей с противоположным знаком заряда (электронов и дырок).
Ключевые слова: Гальваномагнитные эффекты, нестехиометрический беспорядок, электронно-легированные купратные сверхпроводники.
DOI: 10.7868/S0015323014050039
1. ВВЕДЕНИЕ
Вопрос о смене знака эффекта Холла в смешанном состоянии как в обычных, так и в высокотемпературных сверхпроводниках, принадлежит к числу наиболее интересных физических проблем физики конденсированного состояния. Было обнаружено, что сопротивление Холла меняет знак при охлаждении сверхпроводника и переходе его из нормального состояния в смешанное ([1] и ссылки в статье). Так как смена знака холловского сопротивления наблюдалась в керамиках, эпитаксиальных пленках и монокристаллах различных дырочно-легированных высокотемпературных сверхпроводников УБаСиО, УРгБаСиО, Б18гСаСиО, Т1ВаСаСиО ([2] и ссылки в статье), то следует говорить о внутреннем свойстве этих соединений.
Тщательные исследования температурных и магнитополевых зависимостей "аномалии" эффекта Холла в области смешанного состояния проведены в работах [3—5] для эпитаксиальных тонких пленок УБаСиО. На основе этих исследований получены В— Г-диаграммы для р^ и рху с вы-
делением области холловской аномалии (рху < 0) в смешанном состоянии.
В высокотемпературных сверхпроводниках с электронным типом легирования аномальное поведение эффекта Холла в смешанном состоянии наблюдалось ранее на отдельных образцах Хагеном и др. в 1993 г. (монокристалл и пленка Ш2 _ хСехСиО4 + 5 с х = 0.15) [1], Кагигалом и др. в 1994 (монокристаллы Ь2 _ хСехСиО4 + 5 с х = 0.15; Ь = Мё; 8ш) [6] и Пономаревым и др. в 1997 (монокристаллическая пленка _ хСехСиО4 + 5 с х = 0.18) [7].
В смешанном состоянии сверхпроводников II рода диссипация возникает вследствие гидродинамических сил, действующих на квантованные абрикосовские вихри [8]. В присутствии транспортного тока J вихри двигаются под действием силы Лоренца Е = J х В со скоростью у£. Возникающее в результате электрическое поле Е = х В имеет резистивную составляющую Ех и холлов-скую составляющую Еу. Таким образом появляется продольное сопротивление рхх = Ex/J и сопротивление Холла рху = Ey/J.
В классических работах [9, 10] по динамике вихрей в структурах без дефектов (flux-flow models) показано, что при свободном течении вихрей транспортный ток вынужден протекать через сердцевины вихрей, что и приводит к возникновению диссипации, и, в частности, к эффекту Холла. Так как сердцевину вихря можно рассматривать как нормальный проводник, то эффект Холла должен иметь тот же знак, что и в нормальном состоянии.
Надлежащее включение силы пиннинга в уравнение движения вихрей в моделях Бардина—Сте-фена (BS) [9] или Нозьера—Винена (NV) [10] приводит к существованию обратного течения вихрей (back flow effect) и, тем самым, к возможности смены знака эффекта Холла. Хотя из BS- и NV-моде-лей с учетом пиннинга [2, 11], в принципе, следует смена знака холловского сопротивления, эффекты пиннинга трудно поддаются анализу и часто непредсказуемым образом зависят от качества образца. Поэтому сравнение этих моделей с конкретным экспериментом проблематично.
Огромное число моделей предложено (как в более ранней, так и в новейшей литературе) для объяснения загадочной смены знака эффекта Холла в смешанном состоянии (практически исчерпывающий обзор этих моделей см. в [12], п. 7.5), но до сих пор как происхождение, так и причины наличия или отсутствия ее в конкретном сверхпроводнике остаются неясными. Большинство исследователей склоняются все же к выводу о необычной динамике абрикосовских вихрей как причине аномалии [12-15].
Среди прочих моделей для объяснения смены знака эффекта Холла в смешанном состоянии в 1991 г. Хиршем и Марсильо была предложена дву-зонная модель [16], в которой предполагалось наличие электронов и дырок с существенно различной величиной сверхпроводящей щели. Такая модель дает простое и естественное объяснение смены знака эффекта Холла, если два типа носителей с противоположным знаком заряда реально сосуществуют в изучаемых системах. В свете недавних исследований в области нормального состояния электронно-легированных купратных сверхпроводников (см., напр., [17]) кажется своевременным предпринять новую попытку анализа поведения эффекта Холла в смешанном состоянии этих систем на основе модели двух типов носителей. К тому же, как показано в недавней работе [18], учет антиферромагнитных спиновых флуктуаций естественным образом приводит к двузонной-двухщелевой модели также и для сверхпроводящего состояния электронно-легированных квазидвумерных систем.
В работе представлено итоговое обобщение экспериментальных результатов, полученных нами за последние два года, причем основное внимание направлено на анализ зависимостей продольного и холловского сопротивления от внешнего магнитно-
го поля электронно-легированнои сверхпроводящей квазидвумерной системы №2- хСехСи04+5 с оптимальным содержанием церия и различной степенью нестехиометрического беспорядка (различное содержание нестехиометрического кислорода 5 вследствие различных условий термической обработки соединения). Проведен более тщательный анализ экспериментальных результатов при фиксированной температуре, интерпретированых на основе моделей Друде—Лоренца в нормальном состоянии и Бардина—Стефена в смешанном состоянии с учетом сосуществования электронов и дырок.
2. ТЕОРЕТИЧЕСКИЕ ПРЕДСТАВЛЕНИЯ
В последнее время ведутся интенсивные исследования возможного сосуществования электронов и дырок в нормальном состоянии купратных сверхпроводников. В частности, в электронно-легированных сверхпроводящих купратах ARPES-экспе-рименты [17, 19—21] и исследования транспортных свойств [22—27] показывают, что свойства нормального состояния определяются как электронами, так и дырками.
Двузонная модель с учетом сосуществования электронов и дырок оказывается пригодной для описания температурных и концентрационных (от х) зависимостей коэффициента Холла и термо-эдс в монокристаллах Мё2- хСехСи04 + 5 [22—24] и Рг2-хСехСи04+ 5 [25], а также в тонких пленках Ьа185Се015СиО4 [26, 27] в нормальном состоянии.
В нашей работе [28] прослежена эволюция величины коэффициента Холла Ян в нормальном состоянии, достигаемом при низких температурах в магнитных полях (В) выше верхнего критического поля, с ростом концентрации церия (х) в монокристаллических пленках №2- хСехСи04^гТЮ3. Обнаружено, что коэффициент Холла в нормальном состоянии отрицателен в недолегированных (х = 0.14) и оптимально легированных (х = 0.15) пленках, близок к нулю в слегка перелегированных (х = = 0.17) и положителен в сильно перелегированных (х = 0.18) пленках. Эти низкотемпературные данные согласуются с результатами предыдущих исследований коэффициента Холла №2-хСехСи04 в нормальном состоянии при температурах выше критической [24, 29—31].
Для других электронно-легированных сверхпроводников ситуация аналогична: в Рг2-хСехСи04 Ян < 0 для х = (0.11—0.15) и Ян > 0 для х = (0.16—0.19) при Т = 0.35 К и В = 14 Т [19, 25]; в Ьа2-хСехСи04 знак эффекта Холла меняется с отрицательного для х = (0.06—0.105) на положительный для х = = (0.12-0.17) при Т = 2 К и В = 10 Т [26, 27]. Такое поведение коэффициента Холла в зависимости от х можно объяснить сосуществованием электронов (с концентрацией п) и дырок (с концентрацией р) даже в номинально электронно-легирован-
ных квазидвумерных системах. При этом два типа носителей могут происходить от электронных и дырочных частей поверхности Ферми в соответствии с результатами ARPES-исследований [17, 19—21], а смену знака эффекта Холла в перелегированной области естественно связать с реконструкцией поверхности Ферми с ростом х [18, 32, 33] (топологический переход Лифшица).
Как и в большинстве купратных ВТСП, при низких температурах (T< Tc), мы наблюдаем немонотонные зависимости коэффициента Холла RH от магнитного поля в переходной области от сверхпроводящего к нормальному состоянию (смешанное состояние) для всех исследованных составов системы Nd2- xCexCuO4+ g (х = 0.15 (при разных режимах отжига); 0.17; 0.18). Чаще всего эта немонотонность сопровождается сменой знака RH в полях, меньших второго критического поля, B < Bc2: от отрицательного значения RHпри B > Bc2 к положительному значению при B < Bc2 для оптимального легирования х = 0.15, и от RH > 0 при B > Bc2 к RH < 0 при B < Bc2 для перелегированных образцов х = 0.17 и х = 0.18 [34].
В данной работе мы используем двузонную модель, развитую нами в [34], для описания немонотонных магнитополевых зависимостей коэффициента Холла (со сменой или без смены знака в смешанном состоянии) и продольного электросопротивления для монокристаллических пленок Nd185Ce015CuO4 + 5 с различной степенью несте-хиометрического беспорядка. В работе [34] традиционная для смешанного состояния полуфеноменологическая модель Бардина—Стефена [9] была модифицированна с
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.