Переходы между состояниями сверхпроводника и антиферромагнитного изолятора в квазиодномерных органических соединениях тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.07 ВАК РФ

Федеральное государственное бюджетное учреждение науки Физический институт им. П. Н. Лебедева Российской академии наук

На правах рукописи УДК 538.9

7—

ГЕРАСИМЕНКО ЯРОСЛАВ АЛЕКСЕЕВИЧ

ПЕРЕХОДЫ МЕЖДУ СОСТОЯНИЯМИ СВЕРХПРОВОДНИКА И АНТИФЕРРОМАГНИТНОГО ИЗОЛЯТОРА В КВАЗИОДНОМЕРНЫХ ОРГАНИЧЕСКИХ

СОЕДИНЕНИЯХ

01.04.07 - Физика конденсированного состояния

АВТОРЕФЕРАТ диссертации на соискание учёной степени кандидата физико-математических наук

005544485

9 ЯНВ 2314

Москва - 2013

005544485

Работа выполнена в Лаборатории сильно-коррелированных электронных систем Отделении физики твёрдого тела Федерального государственного бюджетного учреждения науки Физический институт им. П.Н. Лебедева Российской академии наук.

Научный руководитель: доктор физико-математических наук,

В. М. Пудалов (ФИАН).

Официальные оппоненты: доктор физико-математических наук,

Ю.И. Латышев (ИРЭ РАН);

доктор физико-математических наук, А. Л. Рахманов (ИТПЭ РАН).

Ведущая организация: Федеральное государственное бюджетное

учреждение науки Институт проблем химической физики Российской академии наук.

Защита диссертации состоится 20 января 2014 г. в 12 ч. 00 мин. на заседании диссертационного совета Д.002.023.03 при ФИАН по адресу: Российская Федерация, 119991, Москва, Ленинский проспект, д. 53, ФИАН, конференц-зал.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке ФИАН, с авторефератом -на сайте ФИАН www.lebedev.ru.

Автореферат разослан ^ декабря 2013 г.

Учёный секретарь диссертационного совета Д.002.023.03 при ФИАН доктор физико-математических наук,

М.А. Казарян

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Природа сверхпроводимости (СП) в сильно-коррелированных системах является одной из самых актуальных проблем современной физики конденсированного состояния. После открытия высокотемпературных сверхпроводников на основе меди было предположено, что близость магнетизма и сверхпроводимости на фазовой диаграмме в сочетании с пониженной размерностью должны играть особенную роль[1]. Позже, с открытием все новых соединений оказалось, что данная особенность является объединяющим свойством различных "нестандартных" сверхпроводников, в которых энергетическая щель зависит от направления импульса. В СП состоянии в нестандартных сверхпроводниках существуют возбуждения, которые присущи родительской, магнитной, фазе. При этом, характерный энергетический масштаб таких возбуждений коррелирует с температурой СП перехода[2].

Все это позволяет предположить, что магнетизм может вносить вклад в механизмы сверхпроводящего спаривания. Последнее в этом случае может быть построено на отталкивании (см. например [3]), а не на слабом притяжении за счет фононов. Таким образом, понимание природы сверхпроводящего состояния в самых разнообразных соединениях требует изучения того, каким именно образом оно зарождается из родительской магнитной фазы. Необходимость изучения пограничной области между этими двумя фазами определяет актуальность темы исследований.

В данной работе объектами исследования являются квазиодномерные (С^Ш) органические соединения класса (ТМТБР)2Х (Х=РР6, СЮ4). В (ТМТЗР)2РР6 основным состоянием является волна спиновой плотности (ВСП) - изолятор с антиферромагнитным упорядочением спинов. При увеличении давления ВСП исчезает, а вместо нее устанавливается сверхпроводимость. В небольшом диапазоне по давлению вблизи критической точки было обнаружено сосуществование с макроскопической сегрегацией фаз ВСП и металла (СП) [4, 5, 6]. Особый интерес вызывает возможное триплетное спаривание в этом соединении [7].

Большой интерес к этой проблеме отразился и в теоретических работах. Были предложены сценарии, основанные на различных вариационных [6, 8] и микроскопичсских[9] подходах. С учетом почти одномерного характера электронной системы эта задача рассматривалась также приближено с позиций

3

латтинжеровекой жидкости[10] и образования солитонной фазы[11].

Экспериментальное исследование пространственной текстуры двухфазного состояния было призвано определить приоритет какой-либо из теорий, поскольку именно в этом вопросе их предсказания значительно расходятся. Тем не менее, недавние измерения транспортной анизотропии [12] показали противоречивые результаты, обнаружив формирование нитевидных СП доменов вдоль направления наихудшей проводимости в кристалле, что до сих пор не находит самосогласованного объяснения.

Важно отметить, что предложенные механизмы перехода от волны спиновой плотности к сверхпроводимости являются общими для С^Ш систем и не ограничиваются случаем (ТМТЗР)2РРЙ. В этой связи становится актуальным расширение области исследований на другие соединения данного класса. Необходимость дальнейшего изучения переходов между ВСП и СП в С^Ш соединениях определяет актуальность диссертационной работы.

Цель.

Основная цель данной диссертации состоит в проверке универсальности механизма переходов между фазами волны спиновой плотности и сверхпроводника в С^Ш органических соединениях и поиске общих параметров, которые определяют характеристики этих переходов. Основными задачами являлись:

1. Исследование роли трехмерной дисперсии в устойчивости волны спиновой плотности в (ТМТ8Р)2РЕ6.

2. Изучение характера сосуществования волны спиновой плотности и сверхпроводника в (ТМТБР^СЮд при вариации параметров, управляющих перемещением между фазами СП и ВСП на фазовой диаграмме.

Научная новизна и практическая значимость работы.

В работе впервые прямыми методами измерено энергетическое расщепление (димеризационная щель) V ветвей закона дисперсии, возникающее при упорядочении анионов в (ТМТ8Р)2СЮ4. На основе этих измерений было получено прямое экспериментальное подтверждение теоретической модели[13], предсказывающей зависимость температуры установления волны спиновой плот-

4

ности от величины расщепления V. Данные наблюдения послужили основной для существенного пересмотра низкотемпературной фазовой диаграммы (ТМТЗР^СЛСЦ, где управляющим параметром является степень анионного упорядочения. Обычно управляющим параметром в С^Ш органических сверхпроводниках является давление, которое усиливает туннельную связь между одномерными молекулярными цепочками и тем самым изменяет форму поверхности Ферми. Упорядочение анионов, напротив, приводит к перераспределению зарядов между соседними цепочками, то есть к эффекту эквивалентному легированию. Таким образом, установление связи между температурой В СП перехода и V является ключевым элементом для разработки новых инструментов исследования органических сверхпроводников.

В (ТМТЗР)зС104 при вариации анионного упорядочения впервые наблюдалось макроскопическое расслоение фаз, вызванное конкуренцией сверхпроводника и волны спиновой плотности вблизи критической точки последней. Обнаруженный в этом состоянии гистерезис между температурными зависимостями сопротивления при нагреве и охлаждении образца однозначно указывает на то, что расслоение происходит самосогласованно, а не вызвано неодно-родностями анионного упорядочения. При приближении к критической точке наблюдался переход от одномерного к двумерному характеру доменных стенок в двухфазном состоянии. Подобный переход имеет место также в родственном соединении (ТМТБР^РРе, но возникает там при изменении давления. Измерения на (ТМТЗР)2С104 позволили разделить вклады деформаций решетки и избыточных носителей в фазовом расслоении и выявить общий параметр, который отвечает за образование двухфазного состояния. Эти результаты важны для построения теории переходов между ВСП и СП в С^Ш соединениях. Более того, они являются платформой для исследования предсказанных теоретически[9, 14] вариантов трансформации сверхпроводящего состояния при переходе через критическую точку ВСП.

Основные положения, выносимые на защиту.

1. Установлено, что межслоевая дисперсия не вносит значимого вклада в подавление волны спиновой плотности в (ТМТЭР^РРб даже вблизи границы со сверхпроводящей фазой на, Р — Т диаграмме.

5

2. На основе магнитотранспортных измерений в (TMTSF^ClOi выявлена связь между температурой перехода в волну спиновой плотности и изменением димеризационной щели V, индуцированной упорядочением анионов. Тем самым была подтверждена предсказанная теоретически ключевая роль щели V в стабильности волны спиновой плотности в

(TMTSF)2C104.

3. Из транспортных и магнитотранспортных свойств (TMTSF^ClOi при различных степенях анионного упорядочения установлено, что вблизи границы фаз сверхпроводника и волны спиновой плотности происходит макроскопическое разделение фаз в реальном пространстве. Это позволяет унифицировать фазовые диаграммы соединений (TMTSF^PFß и (TMTSF)2C104, где роль давления играет димеризационная щель, которая сокращается при уменьшении степени анионного упорядочения.

4. Обнаружено, что при варьировании беспорядка, по мере подавления волны спиновой плотности в (TMTSF)2C104 сверхпроводящие области сначала образуются в межслоевом с направлении, затем объединяются в полоски в плоскости Ь — с, перпендикулярные направлению а вдоль цепочек. На основе теории солитонной фазы предложена качественная модель, объясняющая такого рода пространственную анизотропию сверхпроводящей фазы. С учетом ряда допущений рассмотрена также альтернативная трактовка, связанная с неоднородными деформациями в образце, возникающими вблизи критической точки волны спиновой плотности.

Апробация работы.

Работа докладывалась на семинарах в ФИАН, а также на международных конференциях: MagnetoSciene (Наймеген, Нидерланды, 2009), Low-Dimensional Metallic and Superconducting Systems (Черноголовка, 2009), Strongly Correlated Systems in High Magnetic Fields (Лез Уш, Франция, 2012), Mesoscopic and strongly correlated electron systems (Черноголовка, 2012), Fundamentals of electronic nanosystems (Санкт-Петербург, 2012) и на симпозиуме по органическим системам ISCOM (Монреаль, Канада, 2013).

6

Публикации.

Результаты работы опубликованы в 2 статьях из списка ВАК и одном препринте, а также в тезисах 6 конференций. Список публикаций приведен в конце автореферата.

Личный вклад автора.

Личный вклад автора заключается в выборе направления и объектов исследования, формулировке и постановке задач, выборе и разработке методов решения поставленных задач, в решающем участии в проведении экспериментов, обработке и интерпретации полученных результатов, написании статей, а также подготовке и представлении докладов по материалам исследований.

Структура и объем диссертации.

Диссертация содержит 7 глав, 135 страниц, 25 рисунков, 1 таблицу, 140 библиографических записей в списке литературы.

ОСНОВНОЕ СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ.

Во введении дастся обоснование актуальности работы, кратко описывается предмет изучения, формулируется основная цель и объясняется выбор объектов исследования. После этого излагаются предлагаемые методы и подходы, а также структура и содержание диссертации.

В главе 2 "Обзор современного состояния исследований" в трех разделах последовательно дается обзор экспериментальных данных о свойствах волны спиновой плотности, сверхпроводимости и переходов между этими состояниями, рассматриваются теоретические модели. В конце каждого раздела формулируются основные нерешенные вопросы.

В главе 3 "Методика эксперимента" описываются образцы, техника высоких давлений, измерительные и криомагнитные системы. Далее подробно излагается методика измерения малых сопротивлений в магнитном поле при низких температурах. В конце главы рассматриваются физические аспекты и способы управления степенью анионного упорядочения в (ТМТБР^СЮ^

7

Глава 4 "Анизотропия установления волны спиновой плотности в (ТМТ8Е)2РЕ6 в магнитном поле" посвящена экспериментальному изучению роли трехмерной дисперсии в стабильности ВСП в (ТМТ8Р)2РР6 . Когда сверхпроводимость возникает на фоне состояния коррелированного изолятора, то одним из принципиальных вопросов является происхождение избыточных носителей заряда, образующих куперовскую пару. В трехмерном случае устойчивость ВСП определяется конгруэнтностью (нестингом) поверхности Ферми (ПФ).

В основе структуры С^Ш систем лежат образованные сильной ковалентной связью между молекулами одномерные цепочки (ось а). Они образуют слои, которые, в свою очередь, упакованы в трехмерный кристалл. При этом туннельная связь между цепочками внутри слоя (ось Ь) сильнее, чем между слоями (ось с). В такой системе ПФ представляет собой два слабо гофрированных листа и при малых значениях туннельной связи обладает свойством идеального нестинга. Применительно к этому случаю в работе [15] была предложена теория, согласно которой температура перехода в ВСП снижается за счет увеличения локальных отклонений от идеального нестинга с ростом давления. Этот процесс происходит до тех пор, пока отклонения не достигнут критической величины (при давлении Р = Рс) и ВСП не исчезнет. Эта теория в дальнейшем была расширена и подтверждена экспериментально (см. например [16]). Таким образом, неидеальный нестинг и является основным источником надщелевых носителей.

Метод исследования отклонений от идеального нестинга базируется на теории неустойчивости металлического состояния в пользу образования ВСП в магнитном поле[17] и ее обобщении[18]. В основе теории лежит фундаментальная особенность ОЮ спектра - изменение его размерности (3.0 —2£>) в магнитном поле[19]. В поле, приложенном перпендикулярно оси молекулярных цепочек, Н Л_ а, орбиты на ПФ являются открытыми. Периодическое движение по ним приводит к эффективному усреднению внутри- и/или

Рис. 1: Квазиодномерная поверхность Ферми в (ТМТЗГ)2РР6.

межслоевой дисперсии (в зависимости от ориентации поля) и, как следствие, уменьшению эффекта отклонений от идеального нестинга ПФ с ростом поля. В работах[18, 20] было теоретически показано, что в магнитном поле // _1_ а температура установления ВСП, Тдту, возрастает. При этом оказывается, что эффект тем сильнее, чем ближе система находится к критической точке ВСП.

Для успешного описания свойств ВСП обычно достаточно учитывать неидеальности нсстинга, описываемые самым большим из туннельных интегралов второго порядка[15, 21] в спектре, 1'ь = Он отвечает за перескоки между следующими за ближайшими цепочками внутри слоя и его увеличение под давлением эквивалентно росту степени двумерности ПФ (см. Рис. 2). С другой стороны, малость межслосвого интеграла tc ~ Ь'ъ позволяет предположить, что компонента вектора нестинга либо равна нулю, либо не фиксирована, то есть Ьс также является отклонением от идеального нестинга. В пользу этой гипотезы говорят ЯМР исследования, в которых значение (¡)г в пределах точности оказалось близким к нулю. Особый интерес к этой гипотезе вызван и измерениями анизотропии пространственной текстуры в (ТМТЗР)2РЕб[12], где было обнаружено формирование доменов вдоль оси с.

Предыдущие попытки[21] измерить вклад трехмерной дисперсии в устойчивость ВСП в (ТМТБР^РРб не показали роста Тзту(Н\\Ь'), что говорит о малом влиянии £с. Однако, эти измерения проводились при Р = 0 вдали от критической точки ВСП, где температура перехода Тзюху = 12 К незначительно отличается от случая идеального нестинга, Тзтуо = 16 К, и эффект магнитного поля - мал. Если вклад трехмерной дисперсии и существует, то его измерения нужно проводить при давлениях, близких к критическому Рс = 6.5 кбар. С этой целью нами были проведены измерения зависимостей Тзб\у{Н) для трех ориентации магнитного поля а, Ьс* при нормальном давлении и Р = 5 кбар. Измерения проводились на трех образцах, все из кото-

1 I // / / /V Д | в = (2к„ п Л Ь // / / д \ \

п М -к, а \ ^----- 1У А " ч 5. V " /I / / ь /

Рис. 2: Двумерное сечение поверхности Ферми в (ТМТЗР)2РГв. Сплошной линией ноказан случай идеального нестинга, пунктирной -неидеального с ££, ф 0. Вектор нестинга С} может оставаться неизменным с ростом неидеальностей.

Ш=19Т Р=5кбар

рых показали в итоге схожее поведение. Ниже приведены данные лишь для ограниченного набора параметров, демонстрирующие результаты, полученные впервые.

На Рис. За показаны низкотемпературные зависимости /?22(Т) при давлении 5 кбар в нулевом поле и в поле Н = 19 Тл в ориентаци-ях а,Ь',с*. Переход в ВСП виден по резкому увеличению сопротивления вблизи Т яз 6.5 К и последующему экспоненциальному росту при понижении температуры. Температура перехода оценивалась по максимуму производной <ЛпДггД?(1/Т) (Рис. 36). В ориентации Н\\с* наблюдается существенный рост Тзй\у, более сильный по сравнению с Р = О (см. вставку к Рис. 36). Такое поведение согласуется с предсказания-Рис. 3: Температурные зависимости (а) ми теории[20] и измерениями других

и (б) производных <Пп Д«/<*(1/Г) в ну- ГруПп (например, [21]). левом и в поле II — 191л для в ориентациях а, V, с*. На вствке к панели (б) показана поле-

в=19Т Р=5кбар

6 8

Температура (К)

10

вая зависимость сдвига ТЗОХу(Н\\с*) при дав-

Основной результат состоит в том, что зависимость температуры лении Р = 0 (круги) и Р = 5 кбар (квадраты), перехода от магнитного поля в ориентациях Н\\а и Н\\Ъ' либо отсутствует вообще, либо очень слабая (по крайней мере в 20 раз слабее, чем для ориентации Н\\с*) даже вблизи критического давления и в поле Н = 19 Тл. Этот результат подтверждает допущение теорий о том, что Тади7 определяется отклонениями от идеального нестинга и самый большой вклад вносит член Ь'ь в электронном спектре, а роль трехмерной дисперсии в стабильности волны спиновой плотности — крайне мала.

Глава 5 "Сосуществование волны спиновой плотности и сверхпроводимости в (ТМТБЕ^СЮ^' посвящена изучению роли анионного упорядочения, как управляющего параметра на низкотемпературной фазовой диа-

грамме. Соединение (ТМТ8Р)гС104 имеет в своей структуре тстраэдрический анион СЮ^, у которого отсутствует центр инверсии и имеется встроенный ди-польный момент. При температуре Тло « 24 К происходит структурный переход, в котором анионы упорядочиваются с волновым вектором q = (О,1/2, 0). Это сопровождается также периодическим смещением анионов ближе к молекулам ТМТБР, что приводит к перераспределению в последних плотности заряда. В результате, соседние молекулярные цепочки становятся неэквивалентными и закон дисперсии расщепляется на две ветви (см. Рис. 4). В такой анион-упорядоченной фазе нестинг ПФ нарушен, так что ВСП подавлена и основным состоянием является сверхпроводимость.

Структурный переход происходит за конечное время[22]. По этой причине при быстром охлаждении образца вблизи Тло оказывается возможным заморозить высокотемпературный беспорядок, тогда как для упорядочения анионов требуется большое время. Это приводит к необычной низкотемпературной фазовой диаграмме в зависимости от скорости охлаждения, где при больших скоростях наблюдается ВСП, при промежуточных - двухфазное состояние СП/ВСП, а при малых -- однородная СП [23].

В ранних измерениях на (ТМТ8Р)2С104 не было обнаружено характерных для (ТМТ8Р)2РРв признаков пространственного расслоения фаз и двухфазное состояние при промежуточных скоростях охлаждения было приписано образованию малых анион-упорядоченных включений[23]. Они являются неизбежным следствием медленной кинетики структурного перехода и позже действительно наблюдались в экспериментах по рентгеновской диффракции[22].

Более поздние измерения зависимости ТЗЕПу(Н) в (ТМТ8Р)2СЮ4 привели к созданию теории[ 13], которая рассматривала подавление ВСП как следствие усиления расщепления в спектре с ростом степени упорядочения анионов. В этом случае следовало бы ожидать фазового расслоения вблизи критической точки ВСП, подобно ситуации в (ТМТ8Р)2РР6 под давлением. Для разрешения этого противоречия в данной главе представлены результаты нескольких

Е

Рис. 4: Расщепление исходного (2^) закона дисперсии на две ветви —V) в результате упорядочения анионов в

(ТМТЗК)2С104.

видов (магнито)транспортных измерений для того чтобы охарактеризовать в прямом и обратном пространстве сосуществование фаз ВСП и металла/СП при различных беспорядках.

Для проведения таких экспериментов необходимо было вначале выяснить, возможно ли непрерывно изменять степень анионного упорядочения и, как следствие, расщепление спектра V при вариации скорости охлаждения. Для этого необходимо проследить как меняется ПФ с беспорядком. Угловые зависимости магнитосопротив-ления (AMRO) являются основным средством для получения информации о структуре ПФ в Q1D металлах. На Рис. 5 показаны результаты измерения AMRO-эффекта в Rzz, полученные при вращении магнитного поля в плоскости а — с. Как видно из Рис. 5г, несколько отчетливых пиков расположены вбли-

г, г ,, зи ориентации Н\\а на фоне мо-гИС. о: Угловые зависимости магнитосопро-

тивления Rzz при вращении магнитного поля в НОТОННОЙ косинусоиды при очень

плоскости а — с; в — 0 при Н\\а. Панели (а)- слабом беспорядке. Угловое рассто-

(г) показывают результаты для различных ани- яние между пиками нулевого по-

онных беспорядков в (TMTSFbC104: слабых

, , ' рядка пропорционально ширине зо-

(г) до сильных (а). Черные и красные стрелки

, ч „ __ны в направлении к,,: tan 9п —

на панели (г) указывают резонансы нулевого и v у и

первого порядков. tvc/2AlhvF\2A\. В присутствии ани-

онного беспорядка ширина зоны равна tb — V (см. Рис. 4). Следовательно, на основе измерения AMRO-эффекта в а — с плоскости мы можем напрямую отслеживать изменения пространственно-усредненного значения щели V. Из Рис. 5а-в видно, что при усилении беспорядка пики расходятся в сторону друг от друга, что напря-

8 (град.)

мую указывает па уменьшение расщепления зон V. Этот результат получен впервые.

Получив инструмент для количественного описания физики анионного беспорядка на следующем этапе необходимо было охарактеризовать состояние, возникающее вблизи границы фаз СП и ВСП. Для этого были проведены транспортные измерения при вариации степени анионного упорядочения в (ТМТЗР^СЮ}. Гистерезис на температурных зависимостях межслоевого сопротивления указывает на фазовый переход первого рода между металлом (СП) и ВСП. На основе измерения двух компонент сопротивления было установлено, что металлическая (СП) фаза, которая образуется при пересечении этой границы, имеет сильную пространственную анизотропию. При сильных беспорядках эта фаза существует в виде областей, вытянутых преимущественно в межслоевом направлении (с), тогда как вдоль оси а сохраняется поведение изолятора присущее ВСП. Критическое поле в таких областях усилено по сравнению с однородным сверхпроводящим состоянием, что указывает на сокращение размеров сверхпроводящих областей по мере стабилизации ВСП при увеличении беспорядка.

В то же время, измерения АМГЮ в полях выше IIл показывают, что в металлических (СП) областях анионы СЮ4 по большей части не упорядочены, а димеризационная щель V - меньше, чем в упорядоченном состоянии. Более того, мы напрямую наблюдаем уменьшение щели по мере того, как при увеличении беспорядка переход в волну спиновой плотности сдвигается в более высокие температуры. Эти результаты демонстрируют, что сосуществование СП/ВСП в (ТМТ8Р)2С104 управляется величиной димеризационной щели V (подобно роли в (ТМТ8Р)2РРо), а не структурными неоднород-ностями, возникающими при упорядочении анионов. Это позволяет объединить картины сосуществования волны спиновой плотности и сверхпроводимости в (ТМТ8Р)2СЮ4 и в (ТМТБР^РРе или (ТМТ8Р)2АбР6. В то же время, (ТМТ8Р)2С104 представляет собой особенное соединение, где конкуренцию между магнитным изолятором и сверхпроводником можно изучать при помощи непрерывного изменения степени анионного упорядочения, не оказывая влияния на зонную структуру приложением давления.

В главе 6 "Пространственная структура сверхпроводящей фазы в (ТМТЭР^СЮ!" основное внимание сосредоточено на изучении анизотропии

пространственной текстуры двухфазного состояния мстал(СП)/ВСП. В основе лежит развитый в предыдущей главе метод, позволяющий плавно управлять устойчивостью волны спиновой плотности за счет вариации анионного упорядочения. Преимущество этого метода состоит в том, что единственный параметр, который при этом изменяется в системе - это величина расщепления спектра V. Напротив, в (ТМТ8Г)2РР(, давление не только ухудшает нестинг, но и изменяет параметры кристаллической решетки. Эта связь не позволяет разделить влияние изменения в целом числа избыточных носителей от особенностей деформации решетки и соответствующих вкладов различных туннельных интегралов. Таким образом, измерения пространственной текстуры в (ТМТБР^СЮ,) позволят выявить параметр, который отвечает за анизотропию и фазовое расслоение.

Рис. 6: Температурные зависимости внутрислоевых (а) Луу и (б) Вхх сопротивлений для различных беспорядков в (ТМТЭГ^СЮа.На вставке к графику (а) приведена в Аррениу-совских координатах зависимость Щуу){Т) для самого сильного беспорядка. Вставка к графику (б) демонстрирует гистерезис на зависимости Яуу(Т) для беспорядка #7. Приведены две траектории разворота температуры: (а-е-Р-Ь-с-<1-а), включающая в себя Тввц, й2К, и (с-(1-е-£-с), полностью лежащая при Т <

Прямым способом изучения эволюции текстуры двухфазного состояния было бы измерение трех компонент сопротивления Яхх, Г11П1 и /?,,. на разных образцах при варьировании беспорядка. Этот подход, однако, требует точного определения степени упорядочения, что представляет собой сложную задачу. Вместо этого мы в одном и том же образце измеряли сразу две компоненты сопротивления: Лхх-Дгг и Нхх-Нуу. Это позволяет напрямую определить эволюцию анизотропии текстуры в плоскостях а — Ь и а — с. Для получения

14

данных об анизотропии в плоскости Ь — с транспортные измерения проводились на двух образцах, охлажденных одновременно, и дополнялись измерением зависимостей НС2(Т) при различных беспорядках. Во всех измерениях для плавного увеличения степени упорядочения использовался постепенный отжиг первоначально быстро охлажденных образцов.

Пример таких измерений представлен на Рис. 6, где показана эволюция с беспорядком температурных зависимостей сопротивления в плоскости а — Ь: Ихх{Т) и 11УУ{Т). При больших беспорядках в 11,Я/(Т) наблюдается активаци-онная зависимость, характерная для ВСП (см. вставку к Рис. 6а). Замедление роста возникает лишь при Т « 1 К. С понижением беспорядка такое поведение эволюционирует сначала в провал а потом в загиб вниз на температурной зависимости. Эта особенность исчезает в магнитном поле и, таким образом, связана с установлением сверхпроводимости. В ИХХ(Т) при тех же самых беспорядках, напротив, подобных особенностей не наблюдается (см. Рис. бб). Это позволяет утверждать, что сверхпроводящие домены вытянуты в направлении оси Ъ в плоскости а — Ъ.

На вставке к Рис. 7 приведена зависимость На\\с* при низких температурах от степени упорядочения. Известно, что величина критического поля чувствительна к пространственным размерам СП доменов в плоскости а — Ъ. Из рисунка видно, что критическое поле практически не изменяется в то время как на зависимости Нгг(Т) (см. Рис. 7) постепенно проявляется свя-Рис. 7: Температурные зависимости для занный с развитием сверхпроводи-

3 4 5

Температура (К)

набора беспорядков. На вставке приведено поведение Н^Цс* при нормированной температуре Т/Тс = 0.3 для тех же самых беспорядков. НС2 опредамлось по началу (99%) перехода в Д«(Я). Беспорядки на горизонтальной оси чале роста СП доменов в плоскости характеризуются по отношению сопротивления а — Ъ

= 8 К) к нему же в анион-упорядоченном состоянии.

мости загиб вниз. При дальнейшем понижении беспорядка II¿> уменьшается, что свидетельствует о на-

На основе проведенных измерений можно сделать следующие вы-

воды: (¡) металлические (СП) области возникают внутри мажоритарной фазы ВСП изначально в виде квази-одномерных нитей, вытянутых в межслоевом (с) направлении; (И) эти области сливаются в листы в плоскости Ъ — с по мере дальнейшего подавления ВСП в более слабых беспорядках; (ш) несмотря на то, что температурные зависимости демонстрируют гистерезис в двухфазном состоянии (см. вставку к Рис. 66), пространственная текстура не зависит от направления изменения температуры, т.е. от предыстории. Более того, (¡у) небольшие анион-упорядоченные включения, неизбежно возникающие внутри однородно разупорядоченной структуры, увеличивают долю металлической фазы (как видно, например, из отклонения температурной зависимости от ак-тивационной при сильных беспорядках), но не влияют на пространственную анизотропию. Сходство анизотропии пространственной текстуры в наших измерениях на (ТМТЗР)2СЮ4 и в измерениях Кэнга и др.(12] в (ТМТЗР)2РР6 позволяет говорить о том, что свойства (1)-(ш) присущи сосуществованию ме-талла(СП) и ВСП в различных органических квази-одномерных системах.

Полученные результаты позволяют пересмотреть ряд ранее предложенных теорий. Никакой специальной пространственной структуры двухфазного состояния не предполагается в рамках таких подходов как 30(4) симметрия[10] или формирование полуметалла в ВСП[9]. В ряде других теорий такая структура вводилась исходя из выигрыша в энергии СП фазы[6], взаимной модуляции параметров порядка СП и ВСП[8] или вариации параметра порядка ВСП в солитонной фазе (СФ)[11]. Наконец, в рамках вариационного подхода[4], где энергия ВСП зависит от деформаций решетки, анизотропию двухфазного состояния можно связать с анизотропией кристаллической решетки.

Аргументация теорий [6, 8], однако, неприменима к расслоению металла и ВСП при температурах выше СП перехода. В данной работе было показано, что сценарий[4] может объяснить наблюдаемую анизотропию, но лишь при специальном выборе параметров решетки и ВСП. Наконец, теория СФ[11] предполагает образование металлических (СП) доменных стенок перпенидку-лярно оси а, однако не предсказывает существования квази-одномерных доменов. В данной работе было дано качественное объяснение наблюдаемой анизотропии в рамках модели солитонной фазы. Предложенный сценарий применим в общем случае к С^Ш системам и, на данный момент, наилучшим образом объясняет полученные экспериментальные результаты.

В главе 7 "Заключение" сформулированы основные результаты и обсуждаются дальнейшие перспективы исследований по данной теме:

1. При нормальном давлении и при Р = 0.5ГПа измерена анизотропия температуры перехода в волну спиновой плотности в (ТМТБР^РРп в зависимости от ориентации магнитного поля. Установлено, что сдвиг температуры перехода отсутствует или крайне мал когда магнитное поле па-правлено вдоль слоев. Следовательно, межслоевая дисперсия не вносит значимого вклада в подавление волны спиновой плотности в (ТМТБР^ РРо даже вблизи границы со сверхпроводящей фазой под давлением.

2. Прямыми измерениями угловых зависимостей магнитосопротивления в (ТМТЭР^СЮд показано, что димеризационная щель уменьшается при снижении степени анионного упорядочения. Обнаружено качественное согласие с теоретической зависимостью температуры перехода в фазу волны спиновой плотности от величины димеризационной щели.

3. На основе (магнито)транспортных измерений в (ТМТЗР)2СЮ4 при различных степенях анионного упорядочения установлено, что в небольшом диапазоне по анионному упорядочению имеет место макроскопическое расслоение фаз, которое сопровождается гистерезисом температурных зависимостей сопротивления, сильной анизотропией пространственной текстуры в сверхпроводящей фазе и возрастанием критических полей. Такое поведение аналогично наблюдаемому в (ТМТЗР)2РРб под давлением, только в (ТМТЗР)2СЮ4 его роль играет димеризационная щель. Это позволяет говорить об универсальности механизма переходов между волной спиновой плотности и сверхпроводником в (ТМТБР^РРб и (ТМТЗР)2СЮ4 .

4. Обнаружено, что при варьировании беспорядка, по мере подавления волны спиновой плотности в (ТМТЗР)2С104 сверхпроводящие области сначала образуются в межслоевом с направлении, затем объединяются в полоски в плоскости Ь — с, перпендикулярные направлению а вдоль цепочек. Установлено, что такого рода анизотропия свойственна для С}Ш систем и возникает в результате перестройки двухфазного состояния при увеличении количества делокализованных носителей. На основе теории

17

солитонной фазы предложена качественная модель, объясняющая такого рода пространственную анизотропию сверхпроводящей фазы. С учетом ряда допущений предложена альтернативная трактовка, связанная с неоднородными деформациями в образце, возникающими вблизи критической точки волны спиновой плотности.

Полученные результаты опубликованы в следующих работах.

Статьи:

1. Anisotropy of the Spin-Density Wave Onset in (TMTSF)2PF6 in Magnetic Field / Ya. A. Gerasimenko, V. A. Prudkoglyad, A. V. Kornilov, V. M. Pu-dalov, V. N. Zverev, A.-K. Klehe, J. S. Quails // Physical Review B. -2009. - Vol. 80. - P. 184417.

2. Role of Anion Ordering in the Coexistence of Spin-Density Wave and Superconductivity in (TMTSF)2C104 / Ya. A. Gerasimenko, V. A. Prudkoglyad, A. V. Kornilov, S. V. Sanduleanu, J. S. Quails and V. M. Pudalov // Письма в ЖЭТФ. - 2013. - Том 97. - Стр. 585. (JETP Letters. - 2013. -Vol. 97. - P. 419.)

3. Coexistence of Superconductor and Spin-Density Wave in (TMTSF)2 СЮ4: Spatial Structure of the Two-phase State / Ya. A. Gerasimenko, S. V. Sanduleanu, V. A. Prudkoglyad, A. V. Kornilov, J. Yamada, J. S. Quails and V.M. Pudalov // arXiv: 1310.3710. - 2013.

Доклады на конференциях:

1. Anisotropy of the spin-density wave onset in (TMTSF)2PF6 in magnetic field / Ya. A. Gerasimenko, V. A. Prudkoglyad, A. V. Kornilov, V. M. Pudalov, V. N. Zverev, A. Ardavan, A.-K. Klehe, J.S. Quails // I.F. Schegolev Memorial Conference "Low-Dimensional Metallic and Superconducting Systems". - 2008. - P. 73

2. Anisotropy of the spin-density wave onset in (TMTSF)2PF6 in magnetic field / Ya. A. Gerasimenko, V. A. Prudkoglyad, A. V. Kornilov, V.M. Pu-

18

dalov, V. N. Zverev, A. Ardavan, A.-K. Klehe, J.S. Quails // International Conference on MagnetoScience, Nijmegen, Netherlands. - 2009. - P. 94.

3. Filamentary superconductivity at the superconductor - antiferromagnetic insulator transition tuned by anion disorder in (TMTSF)2C104 / Ya. A. Ge-rasimenko, V. A. Prudkoglyad, A. V. Kornilov, V. M. Pudalov, P. D. Grig-oriev // Strongly-correlated Systems in High Magnetic Fields, Les Houches, France. - 201. - P. 29.

4. Disorder-tuned Transition from Bulk through Filamentary Superconductivity to AF insulator in Q1D metal / Ya. A. Gerasimenko, V. A. Prudkoglyad, A. V. Kornilov, V. M. Pudalov // Advanced Research Workshop "MESO-2012": Mesoscopic and strongly correlated electron systems - 6. -2012. - P. 41.

5. Disorder-tuned Transition from Bulk through Filamentary Superconductivity to AF insulator in Q1D metal / Ya. A. Gerasimenko, V. A. Prudkoglyad, A. V. Kornilov, V. M. Pudalov // 8th Advanced Research Workshop "Fundamentals of Electronic Nanosystems" ЫапоПитер-2012. - 2012. - P. 40.

G. Coexistence of superconducntivity and spin-density wave in (TMTSF)2 СЮ4 tuned by anion ordering / Ya. A. Gerasimenko, V. A. Prudkoglyad, A. V. Kornilov, V.M. Pudalov, J.S. Quails, P. D. Grigoriev // The 10th International Symposium on Crystalline Organic Metals Superconductors and Magnets (ISCOM2013). - 2013. - P. 2.

Список цитируемой в автореферате литературы

[1] Norman М. J. The challenge of unconventional superconductivity // Science. — 2011. - Vol. 332, — P. 196.

[2] Uemura Y. J. Superconductivity: Commonalities in phase and mode // Nat. Mater. — 2009. — Vol. 8. — P. 253-255.

[3] Hirschfeld P. J., Korshunov M. M., Mazin 1.1. Gap symmetry and structure

19

of Fe-based superconductors // Reports on Progress in Physics. — 2011. — Vol. 74, no. 12. — P. 124508.

[4] Coexistence of superconductivity and spin density wave orderings in the organic superconductor (TMTSF)2PF6 / Vuletic, T., Auban-Senzier, P., Pasquier, C. et al. // Eur. Phys. J. B. — 2002. — Vol. 25, no. 3. — P. 319-331.

[5] Macroscopically inhomogeneous state at the boundary between the superconducting, antiferromagnetic, and metallic phases in quasi-one-dimensional (TMTSF)2PF6 / A. V. Kornilov, V. M. Pudalov, Y. Kitaoka et al. // Phys. Rev. B. — 2004. — Vol. 69. — P. 224404.

[6] Coexistence of superconductivity and antiferromagnetism probed by simultaneous nuclear magnetic resonance and electrical transport in (TMTSF)2PF6 system / I. J. Lee, S. E. Brown, W. Yu et al. // Phys. Rev. Lett.—2005,—Vol. 94, —P. 197001.

[7] Triplet superconductivity in an organic superconductor probed by NMR knight shift / I. J. Lee, S. E. Brown, W. G. Clark et al. // Phys. Rev. Lett. — 2001. — Vol. 88. - P. 017004.

[8] Zhang W., de Melo C. A. R. S. Coexistence of triplet superconductivity and spin density waves // Phys. Rev. Lett. — 2006. — Vol. 97. — P. 047001.

[9] Grigoriev P. D. Properties of superconductivity on a density wave background with small ungapped Fermi surface parts // Phys. Rev. B. — 2008. — Vol. 77. — P. 224508.

[10] SO(4) theory of antiferromagnetism and superconductivity in Bechgaard salts / D. Podolsky, E. Altman, T. Rostunov, E. Demler // Phys. Rev. Lett. — 2004, — Vol. 93. — P. 246402.

[11] Gor'kov L. P., Grigoriev P. D. Soliton phase near antiferromagnetic quantum critical point in Q1D conductors // EPL (Europhysics Letters).— 2005. —Vol. 71, no. 3. —P. 425.

[12] Domain walls at the spin-density-wave endpoint of the organic superconductor (TMTSF)2PF6 under pressure / N. Kang, B. Salameh, P. Auban-Senzier et al. // Phys. Rev. B. - 2010. — Vol. 81. — P. 100509.

20

[13] Zanchi D., Bjelis A. New SDW phases in quasi-one-dimensional systems dimerized in the transverse direction // EPL (Europhysics Letters).— 2001. - Vol. 56, no. 4, — P. 596.

[14] Gor'kov L. P., Grigoriev P. D. Nature of the superconducting state in the new phase in (TMTSF)2PF6 under pressure // Phys. Rev. B.— 2007.— Vol. 75. - P. 020507.

[15] Yamaji K. Semimetallic SDW state in quasi one-dimensional conductors // Journal of the Physical Society of Japan. — 1982. — Vol. 51, no. 9. — P. 2787-2797.

[16] Biskup N., Tomic S., Jérôme D. Spin-density-wave state of tetramethylte-traselenafulvalinium phosphate (TMTSF)2PF6: Pressure and magnetic-field effects // Phys. Rev. B.— 1995. — Vol. 51. — P. 17972.

[17] Gor'kov, L.P., Lebed', A.G. On the stability of the quasi-onedimensional metallic phase in magnetic fields against the spin density wave formation // J. Physique Lett. — 1984. — Vol. 45, no. 9. — P. 433-440.

[18] Bjelis A., Maki K. Spin-density-wave and charge-density-wave phason coherence lengths in magnetic fields // Phys. Rev. B. — 1992.— Vol. 45,— P. 12887-12892.

[19] Lebed A. G. Field induced spin-density waves and dimensional crossovers // The Physics of Organic Superconductors and Conductors / Ed. by

A. G. Lebed. — Springer-Verlag Berlin Heidelberg, 2008. — P. 25-40.

[20] Montambaux G. Metal - spin-density-wave transition in a quasi-onedimensional conductor: Pressure and magnetic field effects // Phys. Rev.

B. - 1988. - Vol. 38. - P. 4788-4795.

[21] Danner G. M., Chaikin P. M., Hannahs S. T. Critical imperfect nesting in (TMTSF)2PF6 // Phys. Rev. B. — 1996. — Vol. 53. — P. 2727-2731.

[22] High resolution X-Ray scattering study of the anion ordering phase transition of (TMTSF)2C104 / J.-P. Pouget, S. Kagoshima, T. Tamegai et al. // Journal of the Physical Society of Japan. — 1990. — Vol. 59, no. 6. — P. 2036-2053.

21

[23] Schwenk H., Andres K., Wudl F. Resistivity of the organic superconductor ditetramethyltetraselenafulvalenium Perchlorate, (TMTSF)2C104, in its relaxed, quenched, and intermediate state // Phys. Rev. B. — 1984, —Vol. 29, no. l.-P. 500-502.

[24] Danner G. M., Kang W., Chaikin P. M. Measuring the Fermi surface of quasi-one-dimensional metals // Phys. Rev. Lett.— 1994,— Vol. 72, no. 23.-P. 3714-3717.

Подписано в печать 17.12.2013 г. Формат 60x84/16. Заказ №73. Тираж 60 экз. П.л 1,5. Отпечатано в РИИС ФИАН с оригинал-макета заказчика 119991 Москва, Ленинский проспект, 53. Тел. 499 783 3640

ФЕДЕРАЛЬНОЕ ГОСУДАРСТВЕННОЕ БЮДЖЕТНОЕ УЧРЕЖДЕНИЕ НАУКИ ФИЗИЧЕСКИЙ ИНСТИТУТ ИМ. П.Н. ЛЕБЕДЕВА РАН

04201455136

На правах рукописи УДК 538.9

ГЕРАСИМЕНКО ЯРОСЛАВ АЛЕКСЕЕВИЧ

ПЕРЕХОДЫ МЕЖДУ СОСТОЯНИЯМИ СВЕРХПРОВОДНИКА И АНТИФЕРРОМАГНИТНОГО ИЗОЛЯТОРА В КВАЗИОДНОМЕРНЫХ

ОРГАНИЧЕСКИХ СОЕДИНЕНИЯХ

01.04.07 - Физика конденсированного состояния

диссертация на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук

научный руководитель д.ф.-м.н. Пудалов В.М.

Москва — 2013

Оглавление

1 Введение 4

2 Обзор современного состояния исследований 12

2.1 Структура и фазовая диаграмма солей Бечгаарда ..............................12

2.2 Свойства фазы волны спиновой плотности........................................17

2.3 Свойства сверхпроводящей фазы ..................................................27

2.3.1 Сверхпроводимость в (ТМТЗР)2РР6 '......................................29

2.3.2 Сверхпроводимость в (ТМТЗР)2СЮ4......................................31

2.3.3 Возможные механизмы сверхпроводимости ..............................35

2.4 Сосуществование сверхпроводимости и антиферромагнитного изолятора в (ТМТБР^Х............................................................................37

3 Методика эксперимента 47

3.1 Образцы................................................................................48

3.2 Магнитные системы..................................................................51

3.3 Низкотемпературные системы......................................................52

3.3.1 Температурные вставки на основе 3Не или 4Не ..........................52

3.3.2 Термометрия..................................................................54

3.3.3 Вращение при низких температурах ......................................54

3.4 Техника высоких давлений..........................................................57

3.5 Измерение малых сигналов от низкоомных образцов............................59

а^

3.6 Управление степенью анионного упорядочения в (ТМТБР^СЛС^..............62

4 Анизотропия установления волны спиновой плотности в (ТМТ8Р)2РР6 в магнитном поле 66

4.1 Введение ..............................................................................66

4.2 Результаты............................................................................68

4.2.1 Ориентация Н||с*............................................................68

4.2.2 Ориентации Н||а,Ь'..........................................................70

4.3 Обсуждение............................................................................73

4.4 Выводы................................................................................76

4.5 Приложение. Оценка отношения туннельных интегралов из анизотропии Т30„( Н) ..............................................................................77

5 Сосуществование волны спиновой плотности и сверхпроводимости в (ТМТ8Г)2СЮ4 79

5.1 Введение ..............................................................................79

5.2 Результаты и обсуждение............................................................81

5.2.1 Эволюция температурных зависимостей с беспорядком ................81

5.2.2 Угловые зависимости магнитосопротивления в двухфазном состоянии 85

5.2.3 Усиление критического поля в двухфазном состоянии..................87

5.3 Выводы................................................................................89

6 Пространственная структура сверхпроводящей фазы в (ТМТ8Е)2СЮ4 91

6.1 Введение ..............................................................................91

6.2 Идея эксперимента ..................................................................93

6.3 Результаты............................................................................95

6.3.1 Анизотропия в плоскости а — с ............................................95

6.3.2 Анизотропия в плоскости а — Ь............................................98

6.3.3 Гистерезис....................................................................99

6.3.4 Влияние скорости охлаждения.......................100

6.3.5 Анизотропия в плоскости b — с......................100

6.3.6 Поведение критического поля в области сосуществования СП/ВСП . 102

6.4 Обсуждение результатов..............................104

6.4.1 Роль анион-упорядоченных включений..................104

6.4.2 Нестинг в (TMTSF)2C104 .........................105

6.4.3 Солитонная фаза . . . ............................106

6.4.4 Фазовое расслоение.............................108

6.4.5 Гистерезис..................................110

6.4.6 Особенности сверхпроводящего состояния................110

6.5 Выводы........................................111

7 Заключение 113

7.1 Выводы........................................113

7.2 Список публикаций по результатам работы ...................115

7.3 Благодарности....................................117

Глава 1

Введение

Природа сверхпроводимости в системах с сильными электрон-электронными корреляциями является одной из самых актуальных проблем современной физики конденсированного состояния. После создания электрон-фононной теории сверхпроводимости[1] для элементарных сверхпроводников был открыт целый ряд новых "нестандартных", в том числе высокотемпературных. сверхпроводников в тяжело-фермионных и органических системах, а также соединениях на основе железа и оксидов меди. Есть основания полагать, что в них механизм сверхпроводимости отличается от классического[2].

Вскоре после открытия высокотемпературных сверхпроводников на основе оксидов меди (купратов), Андерсоном[3] были сформулированы три важных "ингредиента" этих соединений: (1) квази-двумерность или слабая связь между слоями, (2) возникновение сверхпроводимости при легировании моттовского изолятора и (3) близость магнетизма и сверхпроводимости на фазовой диаграмме в сочетании с пониженной размерностью[4]. Последний из них оказался объединяющим свойством "нестандартных" сверхпроводников [2, 5].

Третий "ингредиент" можно условно перефразировать в значительное взаимопроникновение фаз за счет сильных флуктуаций. В сверхпроводящем состоянии в "нестандартных" сверхпроводниках наблюдаются возбуждения, которые присущи родительской, магнитно-упорядоченной, фазе. При этом, характерный энергетический масштаб таких

возбуждений коррелирует с температурой сверхпроводящего перехода, Тс[5, 6]. Более того, в ряде соединений максимум Тс приходится на область параметров вблизи границы магнитной фазы (см. например [7]). Эти особенности позволяют предположить, что магнетизм может вносить вклад в механизмы сверхпроводящего спаривания. Последнее в этом случае может быть построено на отталкивании (см. например [8]), а не на слабом притяжении за счет фононов. Принципиальным следствием спаривания на отталкивании является зависимость сверхпроводящей щели от направления импульса.

На пути к пониманию такого рода механизмов спаривания лежит принципиальный вопрос: как происходит переход от магнетизма к сверхпроводимости? На данный момент существует распространенное мнение, что между этими фазами лежат одно или несколько промежуточных состояний[9, 10]. В зависимости от детальной природы магнетизма и степени беспорядка в системе теория предсказывает как существование статического фазового расслоения, так и динамических пространственных структур[10]. Действительно, фазовое расслоение наблюдается во многих высокотемпературных сверхпроводниках, а в недавних работах в них также были обнаружены динамические электронные структуры (см. обзор [11]). Поэтому наиболее актуальными на данный момент являются следующие вопросы: как эволюционирует сверхпроводимость из такой промежуточной фазы в однородную и какова роль этих промежуточных фаз в свойствах сверхпроводимости?

В данной работе мы попытаемся решить эти вопросы в одном характерном классе сильно-коррелированных нестандартных сверхпроводников - в квазиодномерных органических соединениях. Квазиодномерные (С^1В) электронные системы представляют собой множество взаимодействующих друг с другом одномерных систем. Помимо принципиального фундаментального интереса к природе таких систем, попытки их синтеза были мотивированы теоретическими работами Фрёлиха[12], где было предложено существование (сверх)проводящей коллективной моды, и Литтла[13], предсказавшего возможность в них высокотемпературной сверхпроводимости задолго до открытия купратов. С^Ю системы были получены в ряде неорганических соединений, например, в ЫодМОбОп или в

трихалькогенидах 1ЧЬЗе3 и Та33, но наиболее широко они представлены органическими соединениями. Действительно, большая анизотропия почти плоских органических молекул приводит к сильной ковалентной связи, внутри молекулярных цепочек (стопок) и лишь небольшому перекрытию, ¿х, волновых функций между соседними цепочками.

Строго одномерные системы являются предельным случаем взаимодействующих систем: в них кулоновское отталкивание локализует отдельные заряды и оставляет возможность лишь коллективных возбуждений (т.н. латтинжеровская жидкость). При усилении туннельного перекрытия между электронами на соседних цепочках, картина меняется: между собой начинают конкурировать ширина энергетической зоны в поперечном направлении и энергия взаимодействия. В случае слабой связи такие квази-одномерные органические соединения являются моттовскими изоляторами, в том числе и с богатыми магнитными свойствами[14]. На этом шаге проявляется первое принципиальное отличие органических соединений от других классов сверхпроводников: в силу особенностей структуры органические соединения крайне затруднительно легировать. Тем не менее, путем комбинации химического замещения и давления удается увеличить и/или усилить экранирование[15], что приводит к постепенной делокализации носителей и появлению при низких температурах металлического и даже сверхпроводящего состояния (см. Рис. 1.1). В органических соединениях сверхпроводимость была впервые реализована в солях Беч-гаарда - (ТМТЗР)2РР6[16] и (ТМТЗР)2СЮ4[17] - синтезированных на основе молекулы тетраметилтетраселенфульвалена (ТМТЗР).

Как видно из Рис. 1.1, на фазовой диаграмме (ТМТБР)2Х сверхпроводящее и магнитное состояния граничат друг с другом. Изучение поведения теплоемкости (ТМТЗР)2С104 в магнитном поле вдали от этой границы указывают на отличную от сферической симметрию сверхпроводящего параметра порядка[19]. Измерения времени спин-решеточной релаксации в (ТМТЗР)2РР6 [20] продемонстрировали существование субкритических антиферромагнитных флуктуаций в области давлений, при которых наблюдается сверхпроводимость. В нормальном состоянии (ТМТвР)2Х наблюдается сильно анизотропная по-

Г (К) 100-

10-

10 20 30 рс 50 Р (кЬаг)

(ТМТТР)2Х —>■ (ТМТ8Р)2Х

—»-

Рис. 1.1: Обобщенная фазовая диаграмма квазиодномерных органических соединений на примере класса солей Бечгаарда-Фабри. По оси абсцисс отложено давление относительно наиболее анизотропного соединения в этом классе - (ТМТТР)2РР6. Молекулы ТМТТР и ТМТЭР отличаются наличием соответственно серы Э или селена Эе в структуре типа фульвалена. Обозначения: М1 - моттовский изолятор; ЭР - спин-пайерлсовский изолятор (аналог изолятора Пайерлса, где роль кулоновского взаимодействия играет обменное); АР - антиферромагнитный изолятор (волна спиновой плотности); ЭС - сверхпроводник. Рисунок взят из работы [18].

верхность Ферми [21], но вместе с этим в оптических спектрах присутствует также и моттовская щель1. Наряд}' с близостью фазы волны зарядовой плотности[22, 23], оптические данные указывают на возможность существования также значительных зарядовых флуктуаций в металлическом или сверхпроводящем состоянии. Все эти данные позволяют с уверенностью отнести (ТМТЭР)2Х к описанным выше "нестандартным" сверхпроводникам (см. также раздел 2.3).

Основным предметом исследования данной работы является область промежуточного состояния между антиферромагнитной и сверхпроводящей фазами (см. Рис. 1.1). В орга-

1 Моттовская щель не превышает величины перекрытия между цепочками. Др <

нических соединениях (ТМТЗР)2Х для Х=Ые04[24], А8Р6[25], СЮ4[26] и РР6[27] вблизи границы фаз волны спиновой плотности и сверхпроводника в сопротивлении или восприимчивости наблюдаются присутствие одновременно обеих фаз. Наиболее подробно это состояние было изучено в (ТМТЗР)2РР6, где в небольшом диапазоне по давлению была обнаружена макроскопическая пространственная сегрегация фаз волны спиновой плотности и металла/сверхпроводника Такой вывод был сделан как на основе транспортных и магни-тотранспортных измерений[28, 29, 30], так и ЯМР измерений[31, 30]. Во всех этих работах вблизи границы СП-ВСП наблюдалось существование доменов одной из фаз на фоне другой. Соотношением фаз можно управлять как за счет изменения температуры [28, 30], так и магнитного поля[29]. В пользу разбиения на домены выступает значительное усиление критического поля[32] в таком неоднородном состоянии. Особый интерес связан с возможным триплетным спариванием в этом соединении[33], которое выживает и в неоднородном состоянии [34].

Был предложен целый ряд теорий, призванных объяснить такое фазовое расслоение применительно к (ТМТЗР)2РРб • Первая группа основана на поиске минимума свободной энергии в присутствии двух параметров порядка[30, 35]. Другой подход базируется на рассмотрении сверхпроводимости внутри электронных и дырочных карманов, которые образуются на фоне щелевого состояния ВСП[36]. В перечисленных теориях система рассматривается просто как сильно анизотропная Ферми-жидкость без учета возможной роли спиновых и зарядовых корреляций. Вторая группа теорий непосредственно берет в расчет существование одномерных молекулярных цепочек в С^Ш сверхпроводниках. Сюда относится рассмотрение расслоения фаз приближенно с позиций латтинжеровской жидкости [37]. В ней заложена граница между волной спиновой плотности и триплетным сверхпроводником[38], что применительно к С^Ю соединениям может приводить к сосуществованию двух фаз в некотором диапазоне давлений[37, 39]. Особый интерес здесь представляет модель солитонной фазы[40, 41], которая в С^Ш случае предполагает образование макроскопических подвижных доменных стенок в волне спиновой плотности,

внутри которых может установиться сверхпроводимость.

Экспериментальное определение пространственной текстуры двухфазного состояния было призвано определить приоритет какой-либо из теорий, поскольку именно в этом вопросе их предсказания значительно расходятся. Тем не менее, недавние измерения анизотропии транспорта в (ТМТЗР)2РР6 [42] привели к противоречивым результатам, показав формирование нематической сверхпроводящей фазы вдоль направления наихудшей проводимости в кристалле, что до сих пор не находит самосогласованного объяснения[43]. Такое расхождение теории и эксперимента может являться либо следствием каких-либо неучтенных особенностей конкретного соединения (ТМТЗР)2РР6 , либо следствием какого-то более общего механизма формирования промежуточного состояния, подобно высокотемпературным сверхпроводникам [10].

В то же время, предложенные механизмы перехода от волны спиновой плотности к сверхпроводимости являются общими для систем и не ограничиваются случаем

(ТМТЗР)2РР6. В этой связи становится актуальным расширение области исследований на другие соединения данного класса.

Основная цель данной диссертации состоит в проверке универсальности механизма переходов между фазами волны спиновой плотности и сверхпроводника в СДБ органических соединениях и поиске общих параметров, которые определяют характеристики этих переходов.

Поставленная цель достигается в несколько этапов. Во-первых, изучена роль трехмерной дисперсии в устойчивости ВСП, на которую указывали как на возможную причину образования нематической структуры [42, 43]. Это сделано на основе измерений анизотропии термодинамических свойств ВСП в магнитном поле в (ТМТЭР)2РРб • Для изучения универсальности переходов сверхпроводник-волна спиновой плотности наиболее перспективным объектом является родственное соединение (ТМТЗР)2С104 . В нем этот переход наблюдается при нормальном давлении[26], что позволяет зафиксировать все кроме одного параметры зонного спектра. В то же время существует масса указаний на (¿-волновую

симметрию сверхпроводящего параметра порядка в этом соединении вдали от границы с волной спиновой плотности, что также позволяет исследовать необходимость установления триплетного спаривания (р или / симметрия) при переходе в промежуточное состояние.

Структура диссертации

Во второй главе диссертации дается краткий обзор основных представлений о природе ВСП и возможных симметриях сверхпроводящего спаривания в соединениях, а также подробно рассматриваются накопленные на данный момент теоретические и экспериментальные данные по вопросу сосуществования фаз. Третья глава посвящена описанию техники эксперимента и ряду методических вопросов, в том числе, особенностям управления фазовой диаграммой (ТМТЗР)2С104.

В четвертой главе основное внимание уделено роли трехмерной дисперсии в подавлении волны спиновой плотности на примере (ТМТЗР)2РР6. Для этого используется эффект 31) —> 2Б кроссовера в магнитном поле, который позволяет эффективно "исключить" одну из компонент поперечной дисперсии, Мы исследовали разницу в температуре перехода в волну спиновой плотности в отсутствии и в присутствии поля в различных ориен-тациях. В пределах экспериментальной точности мы не обнаруживаем заметного вклада трехмерной дисперсии в подавление волны спиновой плотности даже вблизи критического давления. Таким образом, наши данные указывают либо на крайне незначительную роль, которую она играет в стабильности волны спиновой плотности, либо на существенные отклонения от в остальном успешной "стандартной" теории вол