Анизотропия, критический ток и динамика вихрей в высокотемпературных сверхпроводниках тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.09 ВАК РФ

РОССИЙСКАЯ АКАДЕМИЯ НАУК ИНСТИТУТ ФИЗИЧЕСКИХ ПРОБЛЕМ им. П.Л.КАПИЩ

на правах рукописи УДК 538.941

КИМ Сергей Федорович

АНИЗОТРОПИЯ, КРИТИЧЕСКИЙ ТОК И ДИНАМИКА ВИХРЕЙ В ВЫСОКОТЕМПЕРАТУРНЫХ СВЕРХПРОВОДНИКАХ

(01.04.09. - физика низких температур и криогенная техника)

Автореферат диссертации на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук

Москва 1992

Работа выполнена в Институте физических проблей им.П.Л.Капицы РАН.

Научный руководитель: член-корреспондент РАН,

профессор, Н.Е.Алексеевскяй

Официальные оппоненты:

доктор физико-математических наук В.Ф.Шахрай кандидат физико-математических наук В.Н.Нарояшый

Ведущая организация

Московский институт радиотехники и электрокики РАН

Защита состоится 1992г. в часов на заседании

специализированного совета Д 003.04.01 при Институте физических проблем РАН по адресу: 117334 Москва, ул.Косыгина, 2.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке ИФП РАН. Автореферат разослан " " 1992 г.

Ученый секретарь Специализированного совета доктор физико-математических наук

Л.А.Прозорова

зЯИОГсКД

-31. ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Актуальность проблемы.

В конце 1986 года Беднорцем и Миллером были открыты высокотемпературные сверхпроводники (ВГСП). К настоящему моменту известно большое количество новых сверхпроводящих соединений. Перечислим только некоторые из них. Это соединение Ьа^ дЭгд 2Си04 с критической температурой сверхпроводящего перехода' Гс около 40 К, соединение УВа2Си307_х (сокращенно УВаСиО или 123) с Тс" 90 К, соединение В12Зг2СаСи20у с Тс~80 К (сокращенно В13гСаСиО или 2212). Наибольшую известную к настоящему времени критическую температуру имеет соединение Т12Ва2Са2Си30у (Т1ВаСаСиО) с Тс"125 К.

Последовавший бурный период исследований выявил большое количество довольно необычных и интересных свойств новых сверхпроводников. Помимо высокой температуры сверхпроводящего перехода новые сверхпроводники оказались сильно анизотропными так, что, если в большинстве своих свойств УВаСиО ведет себя как трехмерный анизотропный сверхпроводник, то сверхпроводимость в МЭгСаСиО и Т1ВаСаСиО скорее можно рассматривать как двумерную. Наряду с этим новые сверхпроводники обладают чрезвычайно малой длиной когерентности. Это приводит к тому, что характерные энергии пиннинга вихревой решетки оказывается малы, а влияние тепловых флуктуаций наоборот сильно, что во многом определяет физику макроскопических магнитных свойств ВТСП. Так, например, при определении верхнего критического поля Но2 было обнаружено неожиданное уитрение резисгавного перехода в магнитном поле. При исследовании температурной зависимости статической намагниченности М было обнаружено существование так называемой "линии необратимости" в плоскости Н-Т (магнитное поле -температура), разделяющей фазовую плоскость на области, где намагниченность образца изменяется соответственно обратимым и гистерезисным образом. Дальнейшие исследования магнитных свойств

обнаружили еще одно характерное свойство высокотемпературных сверхпроводников - заметная неэкспоненциальная релаксация магнитного момента со временем.

Цель диссертации.

Получение монокристаллических образцов высокотемпературных сверхпроводников.

Исследование анизотропии физических свойств в нормальном и сверхпроводящем состояниях.

Исследование анизотропии критической плотности тока в сильных магнитных полях.

Изучение динамики вихрей и релаксации магнитного момента монокристаллов.

Научная новизна работы.

Впервые предложена и реализована усовершенствованная модуляционная методика, позволяющая определять анизотропию критической плотности тока на монокристаллах высокотемпературных сверхпроводников. Измерения, проведенные с помощью этой методики на монокристаллах 0уВа2Сиз07_х при Т=4,2К дают величину критической плотности тока .3 ? текущей в плоскости аЬ кристалла, равную 8,1 108 А/м2 и величину критической плотности тока текущей перпендикулярно плоскости аЬ, равную 2,2 107

в поле 1,76 Т. Таким образом анизотропия токов текущих в плоскости СиО и перпендикулярно им ^37, Показано, что при Т = 4,2 К анизотропия убывает с увеличением магнитного поля.

Используя импульсное магнитное поле трапецеидальной формы, впервые были проведены исследования релаксации магнитного момента монокристаллов В12СаБг2Си208+х в миллисекундной области. Установлено, что в интервале времен 0,2-2,0 мсек и интервале температур 8-25 К магнитный момент в поле убывает по логарифмическому закону. Из сравнительного анализа данных с использованием модели Андерсона-Кима и теории коллективного крипа показано, что эксперимент более согласованно можно объяснить, исходя из представлений о коллективном характере

крипа. Определена характерная величина барьера пиннинга ио~10иЭв, фигурирующая в теории коллективного крипа.

Апробация результатов. Основные результаты работы докладывались и обсувдались на семинарах Института физических проблем им.П.Л.Капицы, на XXVI Всесоюзном совещании по физике низких температур (Донецк, 1990 г.), на Европейской конференции по тонким пленкам и монокристаллам высокотемпературно: сверхпроводников ( г.Устронь, Польша 1989 г.), на XXIX Совещании по физике низких температур (Казань, 1992 г.).

11. СОДЕРЖАНИЕ ДИССЕРТАЦИИ

Во введении обсуядается актуальность теш и описывается расположение материала по главам.

В первой главе описывается методика выращивания монокристаллов системы Н-Ва2Си30^.х, где И = У, Ьа, Ей, Ег, ду, СИ, Но и Тт.

Во второй глава приведены результаты исследования анизотропии сопротивления Ш^СцдО^.д. Показано, что удельное сопротивление в плоскости линейно по температуре в то время, как для величины удельного сопротивления рс наблюдается полупроводниковый ход. Величина анизотропии *>с/<>аь составляет 30 при комнатной температуре и растет до 250 вблизи Тс.

Также в этой главе приведены данные по изучению анизотропии критического поля БуЕ^СидО^ из резистивных измерений. Наблюдается явно выраженный анизотропный характер сверхпроводимости.

Третья глава посвящена рассмотрении задачи определения критической плотности тока на монокристаллах высокотемпературных сверхпроводниках.

Ввиду малых размеров получаемых монокристаллов определение критического тока прямым методом (по появлению разности потенциалов на образце при пропускании через него электрического тока) довольно затруднительно. Сложности, которые возникают при использовании этого метода, связаны как с задачей нанесения

низкоошшх электродов на исследуемые кристаллы, так и с проблемой возможного перегрева образца при пропускании через него больших по величине токов. Поэтому более удобным оказывется применение бесконтактных методов. Основная идея, лежащая в основе практически большинства бесконтактных методов, заключается в том, что предполагается существование соотношения, связывающего изменение потока внутри сверхпроводника, регистрируемое катушкой, окруяащей образец, с плотностью критического тока. Это соотношение дается в модели критического состояния Бина. Для исследования критической плотности тока в традиционных сверхпроводников ранее использовалась модель Бина в изотропной фомулировке. Для них было установлено хорошее согласие иежду результатами, получаемые из контактных (резистивных) и магнитных (бесконтактных) методов. В случае анизотропных систем модель Бина необходимо обобщить на случай конечной геометрии образца и учесть анизотропное проникновение магнитного потока в образец.

Для определения мы воспользовались усовершенствованным модуляционным методом.

Общий принцип модуляционных методов заключаются в следующем. Образец помещается в область однородного постоянного магнитного поля, на которое налагается переменное поле малой амплитуды. Возникающее при этом изменение плотности магнитного потока внутри сверхпроводящего образца регистрируется приемной катушкой, охватывающей образец.

В качестве переменного поля можно использовать синусоидальную модуляцию. В этом случае можно добиться большой чувствительности пш использовании синхронного детектирования приемного сигнала (метод Кэмпбелла).

Проблема учета геометрического фактора хорошо известна для классических сверхпроводников и связана с введением понятия размагничивающего поля. Что касается монокристаллов ВТСП в виде пластинок, то эффекты размагничивания могут различаться в зависимости от того, как происходит намагничивание образца -параллельно плоскости или перпендикулярно ей. Учет

размагничивания можно произвести с помощью замены величины приложенного поля Н эффективным полем Н^. Вообще говоря, для точного решения этой задачи необходимо проведение громоздких численных вычислений. Однако задача значительно упрощается при использовании следующих двух предположений. Первое заключается в том, что полный тензор размагничивания заменяется размагничивающим фактором. Справедливость этого предположения, вообще говоря, относится только к материалам с однородной намагниченностыз и эллипсоидальной формы. Второе предположение сводится к тому, что трехмерная форма образца заменяется бесконечным цилиндром, ось которого параллельна приложенному полю. В этом случае учет размагничивающих эффектов можно произвести при помощи следующей замены:

"оНе££=*о«-Ш

7

где 0 обозначает размагничивающий фактор, а»0=4* 10 Г/м.

Учет анизотропии критических токов можно провести следующим образом. Рассмотрим образец в виде прямоугольного цилиндра размерами в сечении 12 и будем считать магнитное поле направленным перпендикулярно плоскости и^). Обозначим токи текущие вдоль ребра и ^соответственно через ^ и Согласно уравнению критического состояния профиль поля определяется протекающим током ав/¿х ~ з. Тогда уравнение критического состояния можно трактовать как уравнение, определяющее наклон грани "песочного холма". Высота, опущенная на основание из точки, находящейся на грани в каком- либо месте "холма*, в этом случае аналогична величине магнитного поля, а суммарный объем "холма*, деленный на площадь основания, аналогичен намагниченности (магнитному моменту единицы объема) М. Анизотропию в этих представлениях можно учесть, вводя разные наклоны^ граней получаемой пирамидоподобной фигуры, а сама задача сводится к вычислению ее объема.

В случае достаточной малости амплитуды переменного поля (строго говоря, когда глубина проникновения переменного поля много меньше размера образца) придем к результату показывающему, что изменение момента квадратично по амплитуде модулирующего

поля:

Сделаем следующее замечание. При выводе этого выражения неявно производлся отсчет постоянного магнитного поля от нулевого уровня. На основе модели критического состояния несложно показать, что при правильном отсчете (т.е., учитывая величину приложенного постоянного поля) это приведет к дополнительному слагаемому, линейному по амплитуде переменного, что соответствует мейснеровскому экранированию. При проведении эксперимента по определению критической плотности тока для компенсации линейного по амплитуде модулирующего шля сигнала использовалась часть сигнала, индуцируемого в компенсационной катушке.

Вышеописанная методика была применена наш для исследования критической плотности тока на монокристаллах ЦуВаСиО. Измерения проводились при двух ориентациях образца относительно направления магнитного поля: НЦаЬ и Н±аЬ. Анизотропию критической плотности тока в этой случае можно определить из следующих выражений:

где Ь0= >«0Ье££ - величина поля с учетом размагничивающего фактора.

На ^ рис.1 приведены вычисленные таким образом плотности критического тока и Величина анизотропии

составляет в поле 2,9Т около 37. С ростом поля анизотропия падает и в поле 5,ЗТ составляет около 16.

Столь большая величина анизотропии не покажется удивительным, если принять во внимание следующее обстоятельство.

'аЬ = ^аТ (а + Ь

Действительно, в настоящее время считается, что за

сверхпроводимость ответственны Си-0 слои. Минимальное расстояние

о

й мевду слоями в соединениях 1-2-3 составляет приблизительно 4А.

С другой стороны длина когерентности {„ вдоль направления с

о с

приблизительно равна ЗА.. Поэтому вероятным следствием сравнимости величин <1 и (с может быть слабая связь между сверхпроводящими слоями и, следовательно, большая величина анизотропии критических токов

В четвертой главе приведены результаты исследования релаксации магнитного момента В12СаЕг2Си20^+х при приложении импульсного магнитного поля трапецеидальной формы. Показано, что в широком интервале температур производная магнитного момента по времени меняется обратно пропорционално времени (рис.2).

Результаты анализируются, используя подход, основанный на теории коллективного крипа, разработанной Ларкиным с сотр. (теория РвШ. Согласно этому подходу, момент релаксирует по следующему закону:

ма)=м0а+а-! 1п-ф"1

Показано, что области времен мсек вышеприведенное

соотоношение можно упростить и привести к виду: . 1 М х т 1 П0йЬ

Согласно этому выражению производная момента по времени обратно пропорционально времени, что соответствует результатам наших экспериментов.

На рис.3 приведена температурная зависимость потенциала пиннинга ио, определенная из наклона прямых по рис.2. Характерная величина энергии пиннинга составляет 10 мэВ и увеличивается с понижением температуры.

Также экспериментальные данные обрабатывались нами с использованием модели термоактивированного крипа Андерсона-Кима. Однако, получаемые малые величины потенциала пиннинга не позволяют объяснить долговременную релаксацию, т.к. согласно

представленияы термоактивированного крипа магнитный момент релаксирует практически до нуля за характерное время ^г<хЬи1сехр(ио/Т). Действительно, если положить 11о«10 мзв, Т=20К, то Ъсг получится порядка 10"9 сек.

В заключении обсуждаются возможные дальнейшие направления проведения экспериментальных исследований и приведены основные результаты работы.

111.ОСНОВНЫЕ РЕЗУЛЬТАТЫ РАБОТЫ

1. Получены монокристаллы систем 1Ша2Си307_х, где И = У, Ьа, Ей, Ег, Ву, Сс1, Тш, Но.

2. Исследована анизотропия сопротивления ЕгВа2Си307_х. Показано, что удельное сопротивление в плоскости />аЬ линейно по температуре в то время, как для величины удельного сопротивления рс наблюдается полупроводниковый ход. Величина анизотропии 'с^аЪ составляет 30 при комнатной температуре и растет до 250 вблизи Тс.

Исследована анизотропия критического поля 1)уБа2Си307,х из резистивных измерений. Наблщается явно выраженный анизотропный характер сверхпроводимости.

3. Впервые предложена и реализована усовершенствованная модуляционная методика, позволяющая определять анизотропию критической плотности тока на монокристаллах высокотемпературных сверхпроводников. Измерения, проведенные с помощь» этой методики на монокристаллах 0уВа2Си307,х дают величину критической плотности тока текущей в плоскости аЪ кристалла, равную 8,1 108 А/м2 и величину критической плотности тока ,г , текущей перпендикулярно плоскости аЪ, равную 2,2 107 в поле 1,76 Т. Таким образом анизотропии токов тенущих в плоскости СиО перпендикулярно им 37 п0казан0) что при Т = 4,2 К анизотропия убывает с увеличением магнитного поля.

4. Используя импульсное магнитное поле трапецеидальной формы, впервые были проведены исследования релаксации магнитного момента монокристаллов В12СаЗг2Си20а+х в миллисекундной области. Установлено, что в интервале времен 0,2-2,0 мсек и интервале

температур 8-25 К магнитный момент в поле убывает по логарифмическому закону. Из сравнительного анализа данных с использованием модели Андерсона-Кима и теории коллективного крипа показано, что эксперимент более согласованно можно объяснить, исходя из представлений о коллективном характере крипа. Определена характерная величина барьера пиннинга ио~10мЭв, фигурирующая в теории коллективного крипа.

Основные результаты диссертации опубликованы в следующих работах:

1. Н.Е.АяексеевскиМ, С.Ф.Ким.

Выращивание монокристаллов R-Ba-Cu-0 (R = Y, La, Eu, Gd, Dy, Ho, Er, Tm) и исследование физических свойств некоторых из них. СФХТ, 1990, т.З, » 1, стр. 78.

2. N.E.Alekseevskii, S.F.Kim, A.V.Mitin, E.G.Nikolaev, V.I.Nizhankovskii, E.P.Khlybov and G.M.Kuzmicheva

Some pecularities of physical properties of high-Tc superconductors.

Proc.Eur.Conf. on High-Tc Thin Films and Single Crystals, 1989, Ustron, Poland, p.37.

3. N.E.Alekseevskii and S.F.Kim

Modulation technique for measuring critical current density in single crystals of high-Tc superconductors. Physica C, v.178, 1991, pp. 89-92.

4. N.E.Alekseevskii, S.F.Kim, A.I.Kharkovskii, T.Palettski. Critical current in DyBa2Cu207.^ single crystals. Cryogenics, v.32, 1992.

10

сч

Е ,

>10

о

-э

10 7:

DyBa2Cu30x Т « 4.2 К

TÜ*—Ü—¿t-..Д

¿ ' 4 н (Т)

-Г

6

1

Рис.1

Bí2CaSr2Cü208+)í H0 = 305 Oe

t (mS)

Рис.2

401

30

о Z>

10-1

п BiaCaSrzCujCW Н0—305 Ое

□ D

□

О.

m п

L3

□ О

□

□

"Г"-•-Г"11" 1...........1 ........» .....>

10 15 , 20 25 30

Т (К)

Рис.3