Гальваномагнитные эффекты в смешанном и нормальном состояниях ВТСП кристаллов Nd2-x Ce x CuO4- δ тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.07 ВАК РФ



fj

российская академия наук уральское отделение ордена трудового красного знамени институт физики металлов

На правах рукописи

Игнатенков Андрей Николаевич

УДК 538.935:538.945

ГАЛЬВАНОМАГНИТНЫЕ ЭФФЕКТЫ

В СМЕШАННОМ И НОРМАЛЬНОМ СОСТОЯНИЯХ

ВТСП КРИСТАЛЛОВ Nd2.xCexCu04-5 \

< у'*

01.04.07 - физика твердого тела

У

Диссертация на соискание ( 4

ученой степени кандидата физико-математических наук

Научный руководитель ведущий научный сотрудник доктор физ.-мат. наук А.И.Пономарев

Екатеринбург 1999

СОДЕРАЖАНИЕ

ВВЕДЕНИЕ................................................................................................3

ГЛАВА 1. Литературный обзор................................................................8

1.1. Строение кристаллической решетки медьсодержащих высокотемпературных сверхпроводников...........................................8

1.2. Галъваномагнитные эффекты в высокотемпературных сверхпроводниках..................................................................................23

ГЛАВА 2. Методика эксперимента........................................................34

2.1. Описание установки для исследования гальваномагнитных эффектов..............................................................................................34

2.2. Подготовка образцов к измерениям, ................................38

2.3. Погрешности определения измеряемШх*вёличин.........................43

ГЛАВА 3. Анизотропия и температурные зависимости сопротивления

монокристаллов Nd2.xCexCuO4.s-..........................................................46

ГЛАВА 4. Сопротивление и эффект холла монокристаллов

т2.хСехСи04.5 в смешанном состоянии.........................................59

4.1. Разрушение сверхпроводимости магнитным полем...................59

4.2. Магнитосопротивление и эффект Холла в смешанном состоянии образцов Ш2-хСехСи04.$...................................................72

ГЛАВА 5. Сопротивление и эффект холла монокристаллов

АЫ2-хСехСи04-8 в нормальном состоянии........................................78

ОСНОВНЫЕ РЕЗУЛЬТАТЫ РАБОТЫ..................................................95

ЛИТЕРАТУРА..........................................................................................97

ВВЕДЕНИЕ

После открытия в 1986 г. Беднорцем и Мюллером [1] явления высокотемпературной сверхпроводимости (ВТСП) прошло уже более 10 лет, но до сих пор эта тема остается предметом активных исследований. Несмотря на то, что опубликовано уже более 30000 работ [2], касающихся проблемы ВТСП, все еще нет единой теории, объясняющей все экспериментальные факты. Причиной этого является прежде всего то, что недостаточно выяснена физическая картина нормального состояния высокотемпературных сверхпроводников, что в свою очередь препятствует целенаправленному поиску материалов с более высокими критическими параметрами. Поэтому исследование физических свойств высокотемпературных сверхпроводников в нормальном состоянии является актуальной задачей.

Все медьсодержащие ВТСП соединения обладают общим свойством -наличием Си02 плоскостей, по которым преимущественно и происходит перенос заряда. Исследованное в данной работе соединение Ый2.хСехСи04-з отличается от большинства ВТСП материалов тем, что обладает электронной проводимостью и имеет наиболее простое строение кристаллической решетки. В кристаллической решетке Ый2.хСехСиО4-8 отсутствуют так называемые апексные (вершинные) ионы кислорода, что выражается в отсутствии С11О5 пирамид и СиОб октаэдров и в наличии изолированных друг от друга Си02 плоскостей. Благодаря такой слоистой структуре Ш-Се-Си-О имеет очень высокий коэффициент анизотропии сопротивления в нормальной фазе рс/раь~104 и можно ожидать, что при низких температурах это соотношение по крайней мере не уменьшится. Таким образом, появляется возможность объяснения наблюдаемых в этом

материале эффектов с помощью представлений другого, весьма актуального в последние годы направления физики твердого тела - физики низкоразмерных систем.

Целью настоящей работы было:

- Исследовать анизотропию сопротивления в нормальной фазе, а также температурные и магнитополевые зависимости сопротивления серии монокристаллических образцов АЩ.хСехСи04-8 с различной степенью легирования для выяснения характера проводимости вдоль Си02 слоев и перпендикулярно им при изменении степени легирования.

- Исследовать эффект Холла в этих образцах при низких температурах для выяснения особенностей поведения коэффициента Холла в смешанном состоянии (при Вс1<В <ВС2) электронного высокотемпературного сверхпроводника Мс12-хСехСм04^.

Диссертация состоит из введения пяти глав и заключения.

Первая глава носит обзорный характер и посвящена изложению современных представлений о строении кристаллической решетки медьсодержащих высокотемпературных сверхпроводников и имевшихся к началу работы результатов исследований проводимости и эффекта Холла в Ш2-хСехСи04.$.

Во второй главе описаны методика подготовки образцов к измерениям и экспериментальная установка для исследования гальваномагнитных эффектов: проводимости, эффекта Холла, магнитосопротивления.

Исследовались объемные монокристаллы и монокристаллические толстые пленки Ш2-хСехСи04_$ с различным содержанием церия

0<х<0.20. В работе исследовано 8 образцов (монокристаллические пленки с х= 0.12; 0.15; 0.17; 0.18; 0.20, выращенные А.А.Ивановым (МИФИ, Москва) и объемные монокристаллы с х=0; 0.15; 0.18, выращенные Г.А.Емельченко (ИФТТ, Черноголовка)).

Эксперименты проводились в интервале температур 1.3 К < Т < 300 К и в постоянных магнитных полях 0<В<5.5Т. Часть измерений была проведена на установке "Oxford - Instruments" в постоянных магнитных полях до 12 Т и при температурах 0.2 К <Т< 4.2 К.

В третьей главе представлены результаты наших измерений температурных зависимостей сопротивления и коэффициента анизотропии сопротивления в объемных монокристаллах Nd2Cu04 и Ndi^CeoigCuO 4.6 в интервале температур Т=1.5+300 К. Обнаружено, что с увеличением содержания церия изменяется характер проводимости от прыжковой в Nd2Cu04 - к металлической в Ndi^Ceo.isCuO 4.5. Показано, что проводимость кристаллов и коэффициент анизотропии сопротивления с легированнием возрастают. Сделаны оценки радиусов локализации носителей заряда в аЪ - плоскости и в направлении с.

В четвертой главе обсуждаются температурные зависимости сопротивления р(Т), магнитосопротивление р(В) и поведение коэффициента Холла R(B) в объемном монокристалле Nd]85Ce0.¡5CUO4.S и монокристаллических пленках Nd2-xCexCu04.§ с различным содержанием церия 0.12 <х <0.20, находящихся в смешанном состоянии.

Показано, что наблюдаемое поведение магнитосопротивления р(В) в смешанном состоянии сверхпроводящих Nd2.xCexCu04.s может быть объяснено с помощью модели вязкого течения вихрей. Наблюдаемая при этом немонотонная зависимость и инверсия знака коэффициента Холла обусловлена переходом от режима пиннинга абрикосовских вихрей к

режиму их вязкого течения. Смена знака температурного коэффициента dp/dl соответствует обычному разрушению сверхпроводимости магнитным полем. Полученные нами значения критических индексов теории скейлинга для образца с х = 0.15 позволяют сделать вывод о двумерном характере наблюдаемого нами фазового перехода.

В пятой главе представлены результаты исследования температурной зависимости сопротивления р(Т), магнитосопротивления р(В) и коэффициента Холла R(B) в нормальном состоянии монокристаллических образцов Nd2.xCexCuÖ4.s (0.12<х<0.20). Обнаружены и исследованы эффекты слабой двумерной локализации как в несверхпроводящих, так и в сверхпроводящих кристаллах при воздействии на них сильного магнитного поля В > ВС2. Сделаны оценки следующих величин исследованных образцов: верхнего критического магнитного поля, объемной и поверхностной плотности носителей тока, параметра длины

когерентности и средней длины свободного пробега в плоскости ab, времени сбоя фазы и эффективной толщины d проводящего Си()2-слоя.

В заключении сформулированы основные результаты, полученные в диссертационной работе.

Основные результаты диссертации опубликованы в статьях [52]-[58] и [79], и докладывались на Х-й Международной конференции по тройным и многокомпонентным соединениям (Штуттгарт, 1995), XXI-й Международной конференции по физике низких температур (Прага, 1996), Международной конференции по физике и химии молекулярных и оксидных сверхпроводников (Карлсруэ, 1996), XVI-й Международной конференции по физике конденсированного состояния (Лёвен, 1997), Международном симпозиуме «Наноструктуры: физика и технология'97» (С.-Петербург, 1997), Российской школе по сверхпроводимости (Черноголовка, 1998), 24-й Международной конференции по физике

полупроводников (Иерусалим, 1998), Международной школе молодых ученых по физике ВТСП (Албена, 1998), Международной конференции «Физика на пороге 21-го века» (С.-Петербург, 1998), П-й Уральской школе молодых ученых и студентов по физике конденсированного состояния (Екатеринбург, 1998), XIII Уральской международной зимней школе по физике полупроводников (Екатеринбург, 1999).

Результаты работы могут быть использованы при интерпретации результатов, планировании новых экспериментальных исследований и при разработке технических устройств на основе этого соединения в научно-исследовательских институтах Российской Академии Наук и на предприятиях, занимающихся разработкой и созданием приборов с использованием ВТСП материалов.

ГЛАВА 1.

ЛИТЕРАТУРНЫЙ ОБЗОР

1.1. Строение кристаллической решетки медьсодержащих высокотемпературных сверхпроводников

На предмет наличия сверхпроводящих (СП) свойств было исследовано множество химических соединений [2], но только у ограниченного их числа наблюдается СП переход. К настоящему времени известно более 100 сверхпроводящих соединений. В таблице 1 приведен список некоторых наиболее изученных ВТСП соединений и их критические температуры Тс. Для сравнения приведены критические температуры некоторых "старых" сверхпроводников: ИЬ, РЬ и ЫЬ3(}е. ЫЬ3Сте имел самую высокую критическую температуру (23.5 К) до 1986 г. Наиболее полный обзор сверхпроводящих материалов и их физических свойств можно найти в работах Э. Даготто [3], Н.М. Плакиды [4], Э.А. Пашицкого [5], Я. Айе [6], Ю.А. Изюмова [7], М.В. Садовского [8], С.Г. Овчинникова [9]. М. Халлер и Р. Шнайдер в обзоре [10] приводят данные о некупратных сверхпроводниках, оксикарбонатах, фосфатах, боратах, сульфатах и халькогенидах.

Основные семейства ВТСП включают редкоземельные, висмутовые, таллиевые и ртутные соединения. У каждого из них - свои преимущества. Ртутные соединения, например, обладают наивысшей критической температурой (Тс ~135 К), из висмутовых сверхпроводников производят провода длиной до 50 км, редкоземельные ВТСП проявляют наиболее резкие переходы в сверхпроводящее состояние в магнитном поле.

Все известные к настоящему времени высокотемпературные сверхпроводники являются сложными оксидами, содержат много атомов в

Таблица! Сверхпроводники и их критические температуры [3].

Материал Те (К)

К^Ва2Са2Си308+б 135

Т12Ва2Са2Си3Ою 125

УВа2Си307 92

В128г2СаСи208 89

Ьа1.858го.15Си04 39

Ш1.85Сео.15Си04 24

Ва1.хКхВЮз 30

ВаРЬ1.хВ1хОз 13

№>3Ое 23.2

ыъ 9.25

РЪ 7.20

элементарной ячейке кристаллической решетки, склонны к образованию различных фаз близкого состава и обладают анизотропными электронными сойствами. Большинство из этих соединений обладают общими чертами. Кристаллические решетки практически всех купратных В ТСП материалов могут быть представлены, как набор (в различных комбинациях) следующих «модулей» [10]:

- ячейка перовскита (АВОз). Причем, возможны два варианта:

1) в центре ячейки находится ион А, (Рис. 1а)

2) в качестве центра выбран ион В; (Рис. 1 б)

- слои со структурой каменной соли (Рис. 2а);

- блоки со структурой каменной соли (Рис. 26);

- безграничные слои (Рис. 2в);

- блоки безграничных слоев (Рис. 2г);

- флюоритные блоки (Рис. 2д).

В результате, элементарная ячейка купратных ВТСП соединений будет представлять собой одну или несколько перовскитных ячеек (содержащих плоскости СиОг), разделенных слоями, которые служат «резервуарами» заряженных частиц. Перовскитные ячейки могут располагаться как непосредственно друг над другом, так и со сдвигом в пол-периода в направлении а и/или Ъ. На рис. 3 представлены два варианта такой решетки, где разделительными слоями выступают слои и блоки со структурой каменной соли. Однако возможны вариации. Например в соединениях Ьп2-хАхСи04-§ (Ьп = Рг, N(1, 8т, Ей; А = Се, ТИ) разделительные слои имеют структуру не каменной соли, а флюорита. Такую решетку принято обозначать Г-фазой, где ион меди окружен четырьмя ионами кислорода, образуя «чистые» Си02 слои, без Си-0 пирамид или октаэдров (Рис. 4). Существуют также Т- и Т*- фазы, где ион

а)

А

В

О О

АВО,

Рис. 1. Ячейка перовскита (.ЛВОз).

а) в центре ячейки находится ион А,

б) в качестве центра выбран ион В.

г) д)

Рис. 2. «Компоненты» кристаллических ячеек купратных ВТСП

соединений [10]:

а) слои со структурой каменной соли;

б) блоки со структурой каменной соли;

в) безграничные слои;

г) блоки безграничных слоев;

д) флюоритные блоки.

Рис. 3. Два варианта кристаллической решетки. Разделительными слоями выступают слои (а) и блоки (б) со структурой каменной соли [10].

Си

о

0-

-б

-О

1_а(8г)

Ол::

о

м

ш

=о

х>

ю

02

0-

-о

о

0-

-0'

о

о

В 1~а(8г)

:0-

•о-

Ъ

Си

О

си

о

>Ыс1(Се)

02

о—4^01 т^ о °»о1

■о т

Ыс!(Се)

Рис. 4. Три типа кристаллической структуры медных оксидов [12]

Ьа2.х8гхСи04 - Т фаза 1м2-х-уЗгхСеуСи04 - Г* фаза Ш2-хСехСи04 - Г'фаза

Си окружен шестью или пятью ионами О, что приводит к наличию Си-0 октаэдров (Т- фаза) или пирамид (Т*- фаза).

Кроме того, такое чередование слоев вызывает искажения Си-0 связей, вызывая при сжатии выталкивание электронов из Си(?2 плоскостей (сверхпроводники р-типа), либо, при растяжении, «притягивание» электронов (сверхпроводники «-типа). Слоистая структура этих соединений приводит к появлению двумерного характера проводимости. И чем более «изолированными» оказываются проводящие Си02-слои, тем отчетливее проявляются двумерные свойства. К сверхпроводникам «-типа относится исследуемый в данной работе высокотемпературный сверхпроводник АЫ2-хСехСи04.$. Схожими с ним свойствами должен, по-видимому, обладать целый ряд соединений - Ьп2-хАхСи04.5 (Ьп = Рг, N(1, Бт, Ей; А = Се, ТИ).

Соединение Ш2.хСехСи04„3 имеет объемно - центрированную кристаллическую решетку и соответствует 7"-фазе. Ионы кислорода 02 из вершинных положений сдвинуты в узлы на гранях тетрагональной ячейки (Рис. 4). Отсутствие вершинного кислорода в фазе Т' проявляется в ряде электронных свойств соединений ШСеСиО, как например, независимости Тс от давления.

Координаты атомов в элементарной ячейке: Си(0,0,0); N(1.(0,0,+0.352); 01(0,1/2,0)(1/2,0,0); 02(0,1/2,+1/4). Параметры решетки: а = 3.94 А, с = 12.08 А. Основные межатомные расстояния: МСе — 01 = 0.2659 им (4 связи), Ш/Се — 02 = 0.2330 нм (4 связи), Си — 01 = 0.19734 нм (4 связи), Си — 02 = 0.36071 им (8 связей) [11]. Атомные конфигурации элементов, образующих это соединение, таковы:

Ж- [Хе](4])4^)2; Се: [Хе](4/)(5с1)(6^)2) Си: [Аг](3с1)10(4ь); О: [Не]^)2(2р)4.

Согласно рентгенографическим данным [13], электронная зарядовая плотность в Ш2.хСехСи04 соредоточена преимущественно вдоль Си02 плоскостей.

В кристалле 1Яй2Си04 атомы меди теряют два электрона и превращаются в ионы Си2+, кислород находится в состоянии О2' и неодим - в состоянии А. При этом, если заряд ионов ЛИ действительно оказывается близким к своей формальной валентности (3+), то заряды ионов Си и О ввиду сильной гибридизации 5¿/-состояний меди и 2р-состояний кислорода могут существенно отличаться от своей формальной валентности (2+ и 2- соответственно) и в сильной степени зависят от легирования и содержания кислорода.

Общая схема формирования электронной структуры Си02 плоскостей представлена на рис.5. В атоме меди в поле сферической симметрии энергия ^¿/-уровней вырождена. В кристаллическом поле кубической симметрии Он происходит расщепление пяти 3¿/-уровней на дублет Ея и триплет Т2&. При понижении симметрии до тетрагональной происходит

дальнейшее расщепление на состояния ^2 2, ^Зг2_г2, и дублет {¿42,

4Л- Атомные 2р-уровни кислорода в кристаллическом поле локальной

симметрии О21, расщепляются на 3 уровня - Р^ , Рл± и Ра . Состояниям

ях-типа соответствуют орбитали р2 вне плоскости Си02. Орбитали рх либо ру, лежащие в плоскости Си02, но направленные перпендикулярно связи Си-О соответствуют состоянию щ. Состояния сг-типа образуются из орбиталей рх (ру), которые направлены вдоль связи Си-О. Именно эти кислородные орбитали а- типа и испытывают наиболее сильную связь с _у2 орбиталями меди, что приводит к широкой связывающей (сг) и

антисвязывающей (сг* ) зонам гибридизированных рс1сг- состояний (см. рис. 5).

Рис. 5. Схема формирования электронной структуры Си02 плоскостей с учетом расщепления 3(1- и 2р-уровней в кристаллическом поле и их ковалентной связи [4].

При учете кулоиовской корреляционной энергии схема электронного строения Си02 плоскости приобретает следующий вид (рис.6). В диэлектрической фазе имеется заполненная (преимущественно 2р-типа) валентная зона и пустая (преимущественно ЗоРгипа) зона проводимости, которые разделены щелью, обусловленной переносом заряда. Существует несколько моделей изменения электронной структуры этой диэлектрической фазы при допирова