МиSR-исследование магнитных свойств высокотемпературных сверхпроводников La2-xSrxCuO4-y тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.07 ВАК РФ

ОБЪЕДИНЕННЫЙ ИНСТИТУТ ЯДЕРНЫХ ИССЛЕДОВАНИЙ

На правах рукописи 14-92-430

ПОМЯКУШИН Владимир Юрьевич

УДК 538.945

ySR-ИССЛЕДОВАНИЕ МАГНИТНЫХ СВОЙСТВ

ВЫСОКОТЕМПЕРАТУРНЫХ СВЕРХПРОВОДНИКОВ

La0 Sr CuO„ 2-х х 4-у

Специальность: 01.04.07 - физика твердого тела

Автореферат диссертации на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук

Дубна 1992

Работа выполнена в Лаборатории Ядерных Проблем Объединенного Института Ядерных Исследовании

Научный руководитель:

кандидат фиаико-математических наук

старший научный сотрудник Пономарев А.II. Официальные оппоненты:

доктор фиоико-математических наук Селиванов В.И.

доктор фиаико-математических наук, профессор Горелкин В.Н.

Ведущая организация: Институт теоретической и экспериментальной физики, г.Москва

Защита состоится "(0" МКа5Ру$1992 г. вА1 часов на ¡заседании спецпалиоированного совета Д 047.01.05 при Лаборатории нейтронной фиоикн и Лаборатории ядерных реакций Объединенного института ядерных исследований, г.Дубна Московской области.

С диссертацией можно оонакомиться в библиотеке ОИЯИ. Автореферат разослан 1992 г.

Ученый секретарь специализированного совета

Таран Ю.В.

российская

государственная

библиотека Общая характеристика работы

Актуальность темы

Высокотемпературными сверхпроводниками (ВТСП) называют класс соединений на основе окислов меди 1л1-М(-Л1 )-С'и-0, где Ьп - трехвалентный редкоземельный ион пли У. В1, Т1, М - двухвалентный: щелочноземельный ион (Яг, Ва, Са). Явление высокотемпературной сверхпроводимости было открыто в 1986 году в соединении Ьаг-хВахСиС^-у с температурой сверхпроводящего перехода Тс = 30 К[1]. К настоящему времени достигнут ¡значительный прогресс в исследованиях ВТСП - синтезированы новые семейства ВТСП с критическими температурами выше 77 К, хорошо установлены структура, многие физические свойства, однако вопрос о механизме, ответственном за высокотемпературную сверхпроводимость остается открытым. Актуальной задачей экспериментальных исследовании является развитие представлений о магнитных свойствах новых сверхпроводников. Метод /г51? позволяет измерять спектральное распределение магнитных полей на имплантированных мюонах. Применительно к ВТСП ото дает возможность исследования поведения магнитных вихревых нитей в смешанном состоянии сверхпроводника и явлений связанных с магннтоупорядочением.

Пз распределения магнитных полей от вихревой решетки может быть определен такой существенный параметр, как глубина проникновения магнитного поля в сверхпроводник Л. Температурная зависимость глубины проникновения \(Т) и зависимость низкотемпературного значения А(Т—'ОЛ") от температуры сверхпроводящего перехода [2] служат хорошими критериями проверки различных механизмов сверхпроводимости. Общепринятым экспериментальным фактом на сегодняшний день является лишь величина А(0) в ВТСП семейства УВагСизОу-^ , а относительно температурной зависимости А(Т) и значений А(0) в других ВТСП имеются существенные ¡экспериментальные расхождения.

Наличие у ВТСП таких специфичных свойств как сильная анизотропия, малая (порядка нескольких межатомных расстояний) длнна когерентности и высокая Тс приводит к необычному поведению вихревых нитей в смешанном состоянии, что дает новые, не наблюдавшиеся в обычных "низкотемпературных" сверхпроводниках, эффекты магнитной необратимости и метастабильности (напр. [3]). Эксперименты по временной релаксации магнитного потока и обнаружение "линии необратимости" В(Т) на диаграмме поле-температура, разделяющей области необратимого и обратимого поведения ВТСП положили начало модели

"сверхпроводящего стекла", в которой сверхпроводящий образец рассматривается как набор сверхпроводящих областей соединенных слабыми джозефсоновскими связями. В дальнейшем для объяснения аналогичных эффектов необратимости стали применяться обычная модель критического состояния - крипа потока п новые теории, предсказывающие фазовые переходы в системе магнитных вихрен из жесткой абрнкосовской решетки в "жидкое" или "стекольное" состояние. Кроме академического интереса исследование эффектов необратимости представляется актуальным с точки зрения получения технологичных ВТСТ1 с высокой плотностью критических токов.

Высокотемпературные сверхпроводники и родственные им соединения представляют интерес как объекты физики магнетизма. Прежде всего имеется ввиду магнетизм ионов Си2+, который, возможно, связан с механизмом спаривания электронов в ВТСП. В соединениях типа Ьа2_х8гхСи04_у допирование стронцием или кислородом вызывает изменения магнитных характеристик и появление сверхпроводимости при х > 0.07. Влияние магнитного беспорядка, вносимого допированием, на свойства антнферромагнитной фазы остается интересной областью исследований данной системы. Имеются расхождения о типе магнпто-упорядочения и протяженности низкотемпературной магнитной фазы (НТМФ), лежащей на фазовой диаграмме между антнферромагнитной и сверхпроводящей областями. Экспериментальные данные о проникновении НТМФ в сверхпроводящую область противоречивы.

Цель работы

ZF- и ТГ-^БИ исследования магпнтоунорядочеппя и динамики магнитных моментов Си2+ в соединениях La2-xSrxC1.1O.1_j. (х=0.00, 0.01, 0.05, 0.07)

Измерения глубины проникновения магнитного ноля в сверхпроводник и исследования эффектов необратимости в образцах La2-xSrxCu04-v (0.10, 0.15, 0.25).

Установление возможностей /¿БИ-метода в исследованиях инннннга магнитных вихрей в жестком сверхпроводнике II рода на примере нио-биевой фольги.

Научная новизна Получены новые данные по глубине проникновения магнитного поля в высокотемпературном сверхпроводнике La2-xSrxCu04_y.

Выведена новая аналитическая форма функции релаксации спина мю-она пригодная для анализа ZF-/¿SR-дaнныx когда исследования систем с магнитным беспорядком проводятся с полпкрпсталлнческнмн или ке-

рамнческнми образцами. Полученный результат применим для ZF-/íSR-оксперимеитов с ВТСП.

Получено свидетельство существования низкотемпературной магнитной фазы (предположительно спин-стекольной) в несверхпроводящем образце La1.93Sro.orCuO.1_y методами и ТГ-^911.

Предложен и проведен //ЯИ-зкспернмент, учитывающий разрешение /(ЭЯ-методикн, по исследованию пнннинга магнитных вихрей в сверхпроводнике II рода N1).

Методом /(БИ, установлено, что распределение магнитных полей в гранулированных образцах ВТСП 1.,а2-х5гхС'и0.1_у не подчиняется модели критического состояния в диапазоне внешних полей 0-800 Э.

Разработаны новые процедуры обработки первичных //511-гнстограмм, позволившие повысить точность анализа, экспериментальных данных по сравнению с традиционными методами.

Структура диссертации Диссертация состоит но введения, четырех глав и заключения. Объем, диссертации - 111 страниц машинописного текста, включая 31 рисунок, 6 таблиц и библиографический список из СО наименований.

Апробация работы Результаты докладывались на семинарах ОПЯИ, международном семинаре по высокотемпературной сверхпроводимости (Дубна 28 пюня-1 июля 1989), международной конференции М2НТ5С — II (Стэнфорд, 23-28 июля 1989) VIII международной конференции по сверхтонким взаимодействиям (Прага 14-19 августа, 1989), V международной //БИ-конференции (Оксфорд, 9-12 апреля 1990), всесоюзном //ЭИ-семинаре (Усть-Нарва, март 1991).

Публикации По результатам диссертации опубликовано 0 работ.

Содержание работы

В главе 1 рассмотрены принципы нрсмя-разпостной /¿ЯК-спектроскопии. Описаны способы постановки //ЯИ-зкспериментов и характер получаемой информации. Даны параметры экспериментальной установки для /|811-11Сследовашш на фазотроне ОПЯП. Приведено краткое описание програмного обеспечения, созданного автором для анализа экспериментальных /¿БН-данных на ЭВМ.

В главе 2 представлены результаты /(БИ-исследований несверхпроводящих образцов семейства ВТСП Ьа2_х5гхСи0.1-у с концентрацией стронция х = 0.00, 0.01, 0.05. 0.07.

В §'2.1 дан краткий обзор данных о структуре н фазовой диаграмме соединения Ьа2-х8гхСиО.|-у.

В §2.2 представлены результаты ¿/ПК-экспериментов с керамическими образцами Ьа2_х5гхСи0.1_у (х=0.00, 0.01). В этих образцах происходит антиферромагнитное (АФ) упорядочение магнитных моментов Си2+ -ниже Тдг = 220 К и 130 К (для х=0.00 и 0.01) наблюдалась прецессия спина мюона (рис.1) в экспериментах в нулевом внешнем магнитном поле (2Г). Для анализа данных выведена теоретическая функция по-

ляризации спина мюона, являющаяся обобщением функции Кубо-Топабе для систем с магнитным беспорядком когда эксперименты проводятся с поликристаллнческнмн или керамическими образцами. Обработка экспериментальных данных проводилась с учетом вклада от парамагнитных частей мишени в функцию поляризации спина мюона. Приведены температурные зависимости среднего магнитного поля на мюоне ВИ{Т) и скорости релаксации о(Т), которая пропорциональна среднеквадратичному разбросу локальных магнитных полей АВ. Значение ноля при низкой температуре практически одинаково в обоих образцах В/,[Т—-0) ~ 400 Гс, а неоднородность магнитных полей А В ~ 50 Гс » образце с х=0.01 в ~ 2.5 раза больше по сравнению с АВ в образце с х=0.00. 'Го есть, при допировании Ьа2-х8гхСиО-|_у происходит увеличение магнитного беспорядка при сохранении величины магнитного момента (!и2+. Разделены

Ьа,СиОд- г? Т=25 К

Рис. 1: Экспериментальная поля]>пзацня спина мюона Р{1) н ее фурье-прообразовапие в Ьа^Г'иО 1—> прп I смпс (>.11 уре "25 К.

вклады в АВ вызванные распределением температур Нееля в образце и локальными нарушениями АФ порядка. Распределения температур Нееля п(Тн) определены по амплитуде прецессии на частоте внешнего поля из /¿811-зкспериментов в поперечном магнитном поле ~ 100 Э. Показано, что определяющий вклад в величину АВ обусловлен распределением п(Гдг). При допировании увеличивается как ширина распределения п^м), так и степень локального магнитного беспорядка. Указано на систематическое увеличение АВ с понижением температуры Нееля (по результатам наших экспериментов и экспериментов других ¿¿811-групп). Поскольку Тщ в соединении Ьа2-хВгхСи04_у определяется уровнем допирования ионами 8г2+ и О , который обычно выражается концентрацией дырок пр = х — 2у, естественно предположить, что распределение температур Нееля вызвано флуктуациями концентрации дырок в образце. Причем, так как корреляция между значениями АВ и Ту наблюдается по результатам экспериментов, выполненных с образцами приготовленными по различной технологии, различных размеров и т.д., можно предположить, что флуктуации концентрации дырок пр являются внутренним свойством системы Ьа2-х5гхСиО 1_у.

В §2.3 представлены результаты 2Г-//8К экспериментов с образцом

Рис. 2: Экспериментальные функции поляризации спина мюона Р(^) в La1.93Sr0.07CuO4._y в нулевом внешнем магнитном поле при температурах 15 и б К.

Lai.95Sro.o5Cu04-y. Перехода в магнитоупорядоченное состояние не наблюдалось вплоть до самой низкой исследованной температуры -1.4 К. Приведена температурной зависимости скорости релаксации спина мюона иэ которой следует наличие критической области температур 6 4.4 К, где происходит резкое (большее чем на порядок) уменьшение частоты флуктуацнй магнитных моментов Си2+.

В §2.4 приведены результаты ZF- и TF-¿tSR ¡экспериментов с образцом Lai.93Sro.o7Cu04_y. Установлено, что при температурах ниже 13 К начинается переход образца в магнитоупорядоченное состояние. Временная зависимость поляризации спина мюона приобретает характерный вид функции Кубо-Тойабе (рис.2). Приведен анализ ZF- и TF-данных, который доказывает наличие статических магнитных полей на мюоне ниже 13 К. Магнитные поля хорошо описываются изотропным гауссовым распределением с нулевым средним значением. Среднеквадратичный разброс магнитных полей на мюоне ниже С К составляет (Д В})1'2 ~ 200Гс. Такое распределение вывано замораживанием магнитных моментов Си2+ при низкой температуре. Вероятным типом ма-гнитоупорядочення является спнн-стеколыюе состояние моментов Cu2+, однако, следует сказать, что антиферромагнитное состояние при наличии широкого распределения температур Нееля может давать похожее распределение магнитных нолей на мюоне. Приведена температурная зависимость доли образца, перешедшей в магннтоунорядоченное состояние. При самой низкой исследованной температуре 4.4 К она составляет 75%.

Глава 3 посвящена /íSR-экспериментам по измерению глубины проникновения магнитного поля в сверхпроводник в ВТСП La2-xSrxCu0.j_y с х — 0.10, 0.15, 0.25.

В §3.1 рассмотрена связь лондоновской глубины проникновения магнитного поля в сверхпроводник с релаксацией спина мюона в ВТСП. В смешанном состоянии сверхпроводника второго рода сини мюона деполяризуется магнитными полями от решетки магнитных вихревых нитей. Из экспериментальной функции поляризации спина мюона может быть получен второй момент спектрального распределения магнитных полей в вихревой решетке, связанный с величиной глубины проникновения магнитного поля А. Рассмотрена лондоновская модель вихревой решетки. Рассмотрен случай анизотропных высокотемпературных сверхпроводников. Приведены соотношения, связывающие дисперсию частот мюонной прецессии (До;2), полученную в экспериментах с нолнкрпстал-лическими ВТСП, с глубиной проникновения магнитного поля перпендикулярного плоскостям СиОг Aa¡,.

В §-'5.2 обсуждены источники систематических ошибок в определении глубины проникновения из реальных //SR-спектров в полпкристалличе-ских образцах BTCII. Особо отмечена необходимость развития теоретических расчетов, которые позволили бы учесть влияние ппннинга магнитных вихрен на ¡экспериментально измеряемую величину второго момента распределения частот (Ао;2) в BTCII. Описаны процедуры обработки экспериментальных /iSR-гистограмм, использовавшиеся для определения глубины проникновении. Определение второго момента распределения частот проводилось несколькими способами.

а) Обработка временных //SR-гистограм.м с функцией поляризации

Р(1) = Y,ajCos{~-jt + 0)c.rp{-a]t2 ¡-2) (1)

j=I

Число компонент т = 2 достаточно для достижения хорошего согласия с экспериментом для всех /iSR-спектров. Величина второго момента (Ди/2)' определялась по значениям подгоночных параметров.

б) обработка частотного спектра Р(а-'). Преимуществом такого подхода является возможность визуальной оценки распределения полей. что позволяет выбрать подходящие функции для описания спектра. Для того, чтобы учесть статистические ошибки при определении частотного спектра. Р(^) его определение проводилось приближением исходной временной гистограммы N(t) по критерию \2 с к функции

X(t) = схр(-1/т„ )( Ли + Y, + о» + с2)

Фиксированные частоты прецессии ^ брались из области вокруг средней частоты прецессии спина мюона. Определяемые в результате процедуры фигировання амплитуды Л', дают соответствующие фурье компоненты P(u)j). Второй момент (Д^'2) определялся далее или прямым расчетом или из параметров обработки Р(л) гауссовыми функциями.

В §3.3 представлены характеристики образцов и температурные зависимости электросопротивления. Описана постановка экспериментов. //SR-измерения проводились в поперечном относительно начальной поляризации спина мюона внешнем магнитном поле -100 Э после охлаждения образцов от температур больших Г,- (FC-ироцедура).

В §3.! приведен анализ экспериментальных данных. Па рнс.З показано типичное для всех образцов распределение частот мюонной прецессии. Такая форма распределения соответствует представлениям о Р(*о)

LaigSr0iCuO, FC 4 06 G. T=10 К

и, рад/мкс

Рис. 3: Распределение частот Р(и)) в Lai.9Sro.iCu04_y при температуре 10 К, во внешнем поле 400 Гс. Лнннен показана подгонка Р(и>) к двухга-уссовой функции.

в поликрнсталлическом анизотропном сверхпроводнике. Похожая форма Р(и>) может также симулироваться наличием фонового сигнала в спектре. Оценены систематические ошибки в величине второго момента (Аи>2) из-за возможной примеси фонового сигнала и ошибки вызванные процедурами обработки. Оценена ошибка в (Aw2) из-за отличия экспериментального значения (Auj2) во внешнем поле Hcxt — 400 Fe от используемого в расчетах глубины проникновения асимптотического значения при Hext — оо. В результате установлено, что систематическая ошибка в величине глубины проникновения магнитного поля не превышает 8%.

В §3.5 представлены результаты измерений. Приведены температурные зависимости скорости релаксации а ос (Ли;2)1''2, полученные при FC-процедуре в образцах La2-xSrxCuO-i-y. При температурах выше Тс скорость релаксации имеет низкое значение, обусловленное деполяризацией на ядерных дипольных полях атомов кристаллической решетки. При переходе в сверхпроводящее состояние спин мюона начинает сильно деполяризоваться на решетке магнитных вихрей. Переход в сверхпроводящее состояние хорошо виден и по диамагнитному эффекту температурной зависимости магнитного поля на мюоне. Температурные зависимости а{Т) в образцах с х=0.10 и х=0.15 находятся в хорошем согласии с формулой

Таб. 1: Сводная таблица глубин проникновения магнитного поля в Ьа2_х5гхСиО,1_у.

X Тс, К <т(0), мкс-1 Ае//(0),А АвЬ(0),А

0.1 26.44(6) 0.63(1) 4126(65) (300) 3135(50) (250)

0.15 36.7(1) 1.14(2) 3067(54) (250) 2330(41) (200)

0.25 24 0.77(4)1" 3732(194)1" (300) 2836(147)1 (250)

1 Значения приведены при температуре 6.5 К.

1 2

1.0 ¿^0.8 о06 0.4 0 2 0 0

0.0 0.2 0.4 0.6 0.8 1.0

т/тс

Рис. 4: Нормализованная глубина проникновения магнитного поля как функция Т/Тс в Ьа2-х8гхСи04_у. Теоретические кривые из работы [4].

двухжпдкостной модели для глубины проникновения. Иное поведение зависимости а(Т) в образце с х=0.25 интерпретируется неоднородностью образца из-за близости концентрации стронция х=0.25 к предельному значению концентрации. На рис.4 представлены экспериментальные зависимости Л(0)2/Л(Г)2 в сравнении с теоретическими функциями (теоретические кривые взяты из работы [4]) Полученные значения А(0) и

оБго .СиО.

О. , \ Ч N

\\

БКШ

____ БКШ грязный предел

_ _ сильная связь чистый предел Л

г^т'у-инцк'пгтняя иппрль

_ _ сильная связь грязный предел . 1 1 . ' ] 1

Тс сведены в таблицу 1. В этой таблице также представлены ¡значения эффективной глубины проникновения Леу0) для удобства сравнения с результатами других /(йЯ-работ. Во второй строке в графах глубин проникновения приведены значения систематических ошибок. §3.0 содержит обсуждение экспериментальной ситуации с намерением глубины проникновения в ВТСП. Проведено сравнение с другими экспериментальными данными и методами.

Глава 4 посвящена /¿БЯ-исследованиям "обычного'" сверхпроводника II рода ниобия и сравнительному изучению эффектов магнитной необратимости при намагничивании образцов МЬ и ВТСП La2-x.SixCuO.4--y

В §4.1 обсуждены возможности /¿БЯ-метода для изучения пишшнга магнитных вихрей в "жестких" сверхпроводниках II рода. ^БЯ-метод позволяет получать спектральное распределение магнитных полей в объеме сверхпроводящего образца. Если макроскопические методы измерения намагниченности дают только среднее ¡значение индукции (В) в образце, то из /¿БЯ-распределения полей внутри образца наряду с (В), определяется дисперсия полей {АВ2) и более старшие моменты распределения. Профиль магнитной индукции в образце в 7ЕС-оксперпментах (охлаждение в нулевом поле ниже Тс с последующим повышением и понижением поля) сильно зависит от магнитной предыстории, что хорошо проявляется на данных /¿БЯ-экспериментов.

Для правильной интерпретации результатов //ЙЯ-измеренни с новыми ВТСП соединениями необходимо ясное понимание аналогичной информации, получаемой при исследовании обычных "низкотемпературных''' сверхпроводников. При постановке /гвЯ-экспернментов по изучению ¡эффектов, связанных с. пиннннгом в "жестких"' сверхпроводниках, следует учитывать возможности методики. Для определения параметров спектрального распределения полей желательно, чтобы скорость релаксации ^БЯ-прецессии не превышала 10-15 мкс-1, соответствующей неоднородности магнитных полей в образце порядка 200 Гс. Ширина распределения полей внутри "жесткого" сверхпроводника при его намагничивании пропорциональна поперечному к внешнему полю геометрическому размеру образца. Для успешного проведения //БЯ-измерений необходимо соблюдение условия < 100 Гс, где ./с - плотность критических токов в [А/см2], с! - поперечный размер образца в [см]. Если взять сверхпроводник с ,/с ~ Ю5 А/см2 , то поперечный размер образца, соответствующий разбросу полей 100-200 Гс, составит 20 40 мкм. Высокотемпературные керамические сверхпроводники удачно удовлетворяют этому критерию - в полях выше 10-100 Гс намагниченность определяется не-

1.0

0.0 -

0.6

о

с

0.2

Нс1

0.0

о

о

3

4

н,кэ

Рис. 5: Мсйсснсропская (не занятая магнитным полем) доля объема ниобия при намагничивании образца при температуре 6.5 К.

большим размером сверхпроводящих гранул, так как слабые связи между гранулами в таких полях уже разрушены. В случае обычных цельных сверхпроводников необходима специально приготовленная мишень для /¿811-псслсдоваинп.

В §4.2 представлены характеристики образцов. Ниобневый образец был изготовлен в виде 210 круглых пластинок N1} толщиной 30 мкм и диаметром 50 мм, сложенных подобно "сэндвичу" вместе с кружками ман-лара толщиной 20 мкм. Такая конфигурация позволяет рассматривать каждый кружок фольги как "тонкую" изолированную пластину. Образец был упакован в цилиндрический алюминиевый контейнер. Приведены данные измерения электрического сопротивления ннобневой фольги. Отношение электрических сопротивлений составило рзоок/рюк — 8. Для исследовании использовались те же керамические образцы ВТСП La.2_xSrxCuO.i_y, что и для измерений глубины проникновения (глава 3).

В §4.3 представлены результаты ГС-экспериментов с образцом ниобия. Измерения проводились при двух значениях поля Яех< = 0.9 КЭ н 2.7 КЭ. При анализе экспериментальных данных учитывался вклад от фоновой части мишени. Поляризация спина мюона сопоставлялась с функцией типа (1). Оценена величина глубины проникновения магнитного поля А(0) ~ 800А, величина второго критического ноля Нсг(0) ~ 10 КЭ

МЬ 2ТС Т = В К

150 -

100 -

т \

50

о 200 150 100 £ 50

1 ° в -50

-100

-150

-200 -Щ

о Повышение поля . а Понижение поля

X \ л

1"\Ф \ *

\ И

овышение поля [ониженпе поля

0 04 0 0 1.2

Н.КО

1 6

Рис. 6: Среднеквадратичное отклонение магнитного поля 15.М.Б. п разность (В) — Яет( в ниобии при намагничивании образца при температуре 8 К. Линии на графике И.\I.Я. показывают полуширины распределения магнитного поля в образце, расчитанные согласно МКС. На вставке показана плотность критических токов. Все графики имеют общую ось абсцисс.

/

о

и определена критическая температура Тс = 9.25!^!о8 КВ §4.4 рассмотрена модель Вина-Лондона (модель критического состояния). Получены основные следствия для эксперимента.

В §4.5 представлены результаты 2ГС-эксиернменты с образцом ниобия. Измерения проводились при двух температурах 6.5 К и 8 К. спектры обрабатывались аналогично ГС-экспернментам в соответствии с выражением для поляризации (1). Определена доля по сверхпроводника, в которой магнитная индукция равна нулю. На рис.5 показана зависимость доли «о от внешнего поля при Т = 6.5 К. Такая полевая зависи-

мость /1 о хорошо объяснима в рамках модели критического состояния. На рисунке хорошо видны первое критическое поле Ис\ ~ 0.5 КЭ и поле Н* ~ 1.9 КЭ. Значение второго критического поля Нс2 ~ 3.8 КЭ определялось по уменьшению скорости релаксации до величины ~ 0.2мкс-1, соответствующей скорости релаксации в нормальной фазе. На рис.6 представлены результаты ХГС'-экспернмента при Т=8 К. В верхней части рисунка показана величина скорости релаксации а которая пропорциональна Я.М.Б магнитного поля в образце, в нижней части разность между средним полем в образце п внешним полем М(?) = (В) — На

вставке изображена зависимость плотности критических токов Jc{Hext)^, вычисленная по гистерезису кривой Л/(ЯеГ() согласно модели Бнна.. Интегрированием уравнения критического состояния с .1С{Н) были вычислены значения полуширин распределения магнитных полей. Результаты расчета показаны на графике ) сплошными линиями. Каче-

ственное согласие с МКС хорошее - при повышении и понижении поля в образце образуется "критическое состояние'', что проявляется в значениях скорости релаксации, которые намного превышают величину релаксации от магнитной вихревой решетки. Гистерезис в скорости релаксации спина мюона возникает вследствие сильной зависимости -]с от магнитного поля.

В §5.6 приведены результаты ZFC-/гSR экспериментов с высокотемпературными сверхпроводниками Ьа2-х8гхСи04_у. Измерения проводились во внешних полях 0-800 О в широком диапазоне температур. Обработка экспериментальных данных проводилась аналогично обработке ГС-экспериментов (глава 3). На рнс.7 изображены скорость релаксации <7 (правая ось ординат показывает среднеквадратичное отклонение (ДВ2)1'2) и разность между средней магнитной индукцией ДВ и внешним полем НеХ1 в сверхпроводнике Ьа1,858гол5Си04_у при повышении внешнего поля до ~ 800 Гс и последующем понижении при температурах 10, 20 и 30К. Полученный результат интерпретируется следующим образом. При повышении магнитного поля в сверхпроводящих гранулах образуется критическое состояние. Скорость релаксации превышает значение а от магнитной вихревой решетки на величину порядка ширины гистерезиса средней индукции ¿{В). При понижении внешнего поля профиль индукции характерный для критического состояния не образуется. Магнитная индукция в гранулах В(х) практически не отклоняется от своего среднего значения {В}. При этом, скорость релаксации ег имеет низкое значение обусловленное только микроскопическими изменениями магнитного поля от решетки магнитных вихрей. Таким обра-

н. э

Рис. 7: Скорость релаксации а (правая ось ординат показывает соответствующие значения среднеквадратичного отклонения R.M.S) и разность {В} — Hext в Lai.85Srcu5Cu04_y при намагничивании образца при температурах 10, 20, 30 К. Линии проведены для наглядности.

зом, полученные экспериментальные данные позволяют сделать вывод, что во внешних магнитных полях до 800 Э модель критического состояния не дает адекватного описания распределения магшпноп индукции в гранулированных BTCII La2-xSrxCu0.i_y.

Приведены аналогичные результаты, полученные в двух других образцах Lai.9Sro.iCu04_y и La1.75Sru.25CuO.t_y.

В заключении диссертации перечислены основные выводы.

Основные результаты диссертации

1. Методами и ТГ-дЯК исследованы магнитные фаоовые переходы в системе Ьаг-хЗгхСиО^-у для концентраций стронция х = 0.00, 0.01, 0.05, 0.07 в диапазоне температур 1.2-300 К.

Покапано, что образцы с х = 0.00, 0.01 обладают дальним антнфер-ромагннтным порядком ниже температур Пееля 7дг = 220 К и 130 К, соответственно. Получены температурные зависимости локального магнитного поля па мюоие Л,,(Т) и скорости релаксации мюоннон прецессии а{Т). Из данных ТГ-эксперпментов определены ширины магнитных переходов. Показано, что основной вклад в неоднородность локальных полей на мюоне ниже Тдг в 7,Г-оксперименте АВ ос <т обусловлен распределением температур Пееля в образце.

В образце сх = 0.05 установлено существование критической области температур Т = 0 - 4.4 К в которой происходит резкое уменьшение частоты флуктуацнй магнитных моментов Си2+, свидетельствующее о близости точки фазового перехода.

Эксперименты с образцом х = 0.07 показали наличие магнитного перехода в, предположительно, спин-стекольное состояние со средней температурой перехода Т =8 К. Начало перехода наблюдалось при температуре 13 К. Статические магнитные поля па. мюоне в магнптоупорядо-ченной области имеют тот-же порядок величины, что и в антнферрома-гннтных соединениях системы Ьа2-х8гхСиО.|_у.

2. Методом ТГ-/л51? исследованы высокотемпературные сверхпроводники семейства Ьа2-х5гхСи0.1_у, х=0.10, 0.15, 0.25. По измеренным значениям второго момента распределения частот мюоннон прецессии в магнитной вихревой решетке (Ли;2) получены величины глубины проникновения магнитного поля. Проведен анализ систематических ошибок при процедуре извлечения второго момента (Аи2) из временных /¿БИ,-гистограмм. Глубина проникновения магнитного поля в направленннн, перпендикулярном С11О2 плоскостям \аь(Т = 0А"), составила

2300^2оо А

и 3100^250 ^ Для образцов с концентрациями стронция х=0.15 и 0.1. Температурная зависимость глубины проникновения магнитного поля А(Т) находится в хорошем согласии с эмпирической формулой для двух-жндкостной модели.

3. Методом ТГ-^811 исследованы образцы сверхпроводящего N1) и высокотемпературных сверхпроводников Гаг-хБгхСиО^-у. Полученные результаты по N1» продемонстрировали высокую точность методики //811

для определения таких характеристик сверхпроводников II рода как Тс, lid, Нс2 , глубины проникновения магнитного поля А(0), плотности критических токов Jc-

Анализ полевых зависимостей ширины распределения и среднего значения магнитных полей на мюоне при намагничивании образцов выявил качественное отличие в поведении ширины распределения магнитных полей в Nb и La2_xSrxCu04-y образцах. В то время как данные по ниобию хорошо описываются в рамках модели критического состояния, применение аналогичного подхода к гранулированным ВТСП в области внешних полей 0-800 Гс не дает удовлетворительного описания полученных окспе-риментальных результатов.

4. Предложены и разработаны новые методы анализа временных /iSR-спектров: реализована процедура получения распределения локальных полей на имплантированных мюонах методом минимизации стан-

2 .. дартного х функционала и процедура совместной обработки нескольких

/iSR-гнстограмм, позволяющая увеличить точность определения сильно

коррелирующих параметров теоретических моделей.

Основные результаты диссертации опубликованы в следующих работах:

1. Grebinnik V.G. et al. "The /iSR-Investigation of the Magnetic and Superconducting Properties of the Compound La2-xSrxCuO<i_y" // Phys-ica C. 1989. Vol. 162-164. P. 145-146.

2. Bezhitadze D.T. et al. "The /¿SR-Investigation of High-Tc Superconductors at the LNP JINR Phasotron" // International Seminar on High Temperature Superconductivity, Dtibna, June 28 - July 1, 1989. / Progress in HTSC Vol. 21: World Scientific, Singapore, 1990. P. 563-568.

3. Grebinnik V.G. et al. "Antiferroinagnetism and Spin-Glass-Like Behaviour in Ceramics La2_xSrxCu04_y Studied by /¿SR" // Ilyperfine Inter. 1990. Vol. 61. P. 1085-1088.

4. Grebinnik V.G. et al. "Penetration Depth and Pinning Effects in High-Tc Superconductors La-Sr-Cu-0 and (Er,IIo)-Ba-Cu-0 Studied by HSR" // Hyperfine Inter. 1990. Vol. 61. P. 1093-1096.

5. Grebinnik V.G. et al. "The Comparative Study of Irreversibility Effects in Nb Foil and High-Temperature Superconducting Ceramics by /iSR"

// Preprint JINR, E14-90-254. Dubna, 1990.

Grebinnik V.G. et al. // Hyperfine Inter. 1990. Vol. 63. P. 123-130.

6. Kornilov E.I., Pomjakushin V.Yn. "On a Generalization of the Kubo-Toyabe Formula" // Phys. Lett. Л. 1991. Vol. 153. P. 361-367.

Цитируемая литература

[1] Bednorz J.G., Muller К.Л. // Z. Pliys. B. 1986. Vol. 64. P. 189-193.

[2] Ueinura Y.J. et al. // Phys. Rev. Lett. 1989. Vol. 62. P. 2317-2320.

[3] Brandt E.H. // Int.J.Mod.Ph.vs.B. 1991. Vol. 5. P. 751-795.

[4] Rammer J. // Europhys.Lett. 1988. Vol. 5. P. 77-80.

Рукопись поступила в издательский отдел 21 октября 1992 года.