Термогальваномагнитные эффекты и релаксационные явления в высокотемпературных сверхпроводниках Nd2-x Ce x CuO4- Δ и Bi2Sr2 CaCu2 O8+y тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.07 ВАК РФ

5 ОД

Специализированный совет

^ 11а (грявят си

ЧАРИКОВА Татьяна Борисовна

ТЕРМОГАЛЬВАНОМАГКИТНЫЕ ЭФФЕКТЫ И РЕЛАКСАЦИОННЫЕ ЯВЛЕШЯ В ВЫСОКОТЕМПЕРАТУРНЫХ СВЕРХПРОВОДНИКАХ й В123г2са0иг08+у.

01.04.07 - 1$игика твердого тела

Автореферат диссертации на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук

•Екатеринбург 1994

Работа выполнена в лаборатории полупроводников и полуметаллов Ордена Трудового Красного Знамени Института физики металлов Уральского Отделения РАН.

Научные руководители - академик РАН -

И.М.Цвдильковский, кандидат физ.-мат.наук, старший научный сотрудник

A.И.Пономарев. Официальные оппоненты - доктор физ.-мат.наук,

.ведущий научный сотрудник,

B.И.Окулов,

кандидат физ.-мат.наук, старший научный сотрудник,

C.И.Щкуратов.

Ведущая организация - НИИ физики и прикладной математики яри Уральском университете.

Защита состоится "((? ^'/ь-'^ЛЪЪЪ г. в__ часов на

заседании Специализированного совета К 002.03.01 в Институте физики металлов УрС РАН по адресу: 620219, Екатеринбург, ГСП-170, ул.С.Ковалевской, 18.

С диссертационной работой можно ознакомиться в библиотеке Институте физики металлов УрО РАН.

Автореферат разослан Э94 г.

Ученый секретарь

Специализированного совета ¿s^^^f

кандидат физико-математических наук, уу^^ " Б.?.Га.

чахов

ОБЩАЯ ХАР1КТЕРИСТЖА Р.4БОТН' ------------------

Диссертационная работа посвящена исследованию термоэдс, проводимости и эффекта Холла, а также явлений релаксация сопротивления и намагниченности на керамических и ""ипкшсталлических образцах высокотемпературных

екрхпровояшшоз (У1Ш; "с^^^СцО, я И В12Бг2СаСи2О0+у

Актуальность темы.

Актуальность теш диссертации обусловлена большим научным и практическим интересом к проблеме ВТСП. С момента открытия ВТОП прошло семь лет, однако природа, высокотемпературной сверхпроводимости остается пока невыясненной. Вместе с тем уже ' полученные экспериментальные результаты показали, что все известные к настоящему времени ВТСП являются сложными медными оксида?®, содержат множество атомов в элементарной ячейке кристаллической решетки и склонны образовывать различные фазы близкого состаьа. Общим для ВТСП является проводящие слои Си02, разделенные различными структурными блоками.

Исторически сложилось так., что первое исследования ВТСП проводились на керамических образцах. Керамические образцы можно рассматривать как неоднородные среда: кристаллические гранулы или зерна разделены слабыми даозефсоновскими связями и ориентированы, случайным образом.. '

Решений вопросов, связанных с установлением механизма высокотемпературной сверхпроводимости, посвящено большое количество экспериментальных и теоретических работ. Однако, сведения об электронных свойствах высокотемпературных сверхпрово,вдиков в нормальном состо/овжи, в том числе соединений ШСеСиО и ВЬЗгСаСиО, ко времени начала данной работы были противоречивы и неполны,, а часто и просто отсутствовали. Не было и ясного представления о роли слабых

связей в керамических ВТСП.

Поэтому перед нами стояла задача комплексного исследования кинетических и магнитных свойств керамических и монокристаллических соединений ИйСеСиО и В1БгСаСиО' для получения данных об электронных свойствах нормального состояния е тих соединений и о влиянии магнитного поля на их сверхпроводящие свойства.

Целью работы было:

- Исследовать. анизотропию и температурные зависимости проводимости и термоедс на монокристалле Кс^^Се^СиО^ для получения сведений об особенностях плотности состояний в энергетическом спектре.

- Изучить явление релаксации остаточной намагниченности и обнаруженный наш ранее аффект релаксации остаточного сопротивления в керамических образцах ИйСеСиО и В1БгСаСиО для выяснения роли слабых связей и их влияния на движение захваченного магнитного потока.

- Исследовать обнаруженное нами влияние магнитного поля на сверхпроводящий переход в мошифисталле Ий^Се^СиО^для выяснения природы индуцированного магнитным полем перехода сверхпроводник- диэлектрик (СД).

Научная новизна диссертационной работы состоит в следующем:

1. Результаты впервые выполненных комплексных исследований електрических и магнитных свойств " в керамическом N<1, 85Се0 15Си04_ф, а также в обычной и литой керамике В1г8г?СаСи208+у указывают на общие закономерности проникновения, захвата и движения магнитного потока как в электронном, так и в дырочном сверхпроводнике: имеет место гистерезис намагниченности и сопротивления; остаточная намагниченность и остаточное сопротивление уменьшаются со временем по логарифмическому закону.

2. Показано, что в керамическом" Ш, -85Се0 и5СиОд_в

-4-

велиинэ энергии активации абрикосовских вихрей, найденная из релаксации сопротивления при Т=4.2К и равная 7=38^9 ~мэВ~в-четьгре раза больше энергии активации, определенной при той же температуре из релаксации намагниченности (11=10.3 мэВ).' Установлено, что с уменьшением плотности тока величина энергии активащш'У стремится к значению анергии активации и, найденному из релаксации намагниченности.

3. !$он»з»ш, --¡¿о ?«ппшуиа сопротивления при Т=19К на температурной зависимости р'И) в керяиичвеки* 'образцах М1'85Се0 15Си0д_^. в ■ фиксированном " магштном поле свидетельствует о возможном существовании двух гр?пп слабых межгранульшл контактов, существенно различающихся по величине энергии связи.

4. Температурные зависимости сопротивления р(Т) и термоэдс

3(Т) для исследованного монокристала ' ЯсЦ 35се0 1 ^СиО^^ 0 То=17К интерпретированы в рамках модели узкого пика плотности состояний вблизи уровня Ферми. При выбранной ширине гшка ~500К расчетные зависимости р(Т) и 3(Т) оказались близки к экспериментальным.

5. В монокристалле Ш1-'85Се0 -)5Си04_^ впервые наблюдался переход сверхпроводник-диэлектрик, индуцированный магнитным полем. Экспериментальные результаты а лх теоретический анализ на основе динамической теории сксйлинта, показали, что такой переход соответствует переходу из сверхпроводящей фазы свободных электронных . пар к • диэлектрической фазе локализованных куперовских пар.

6.Впервые изучены сверхпроводящие свойства литой керамики

8иБг„СаСц.0о . Установлено, что в образцах литой керамики 2 2 г 8+у

В12Згг0аСир08+уг верхнее критическое поле Вс2 для слабых связей оольше, чем нижнее критическое поле 3,1,для зерна. Показано, что значения перзого критического поля В ^ слабых снясей для

литой и обычной керамик В^Б^СаСьиОд^ различаются на порядок

и составляют: в. обычной керамике В ,=10~2Т, а в литой

—3 ^

керамике Во1=10~ Т. С другой стороны, анергия активации

абрикосовских вихрей в литой керамике на порядок больше

энергии активации в обычной керамике.

7. В образцах литой керамиь В^вг^аС^Од обнаружено

явление избыточной проводимости (парапроводимость),

возникающее вследствие флуктуаций параметра порядка.

Оцененная из анализа экспериментальных данных длина

о

когерентности составляет £(0)=7 А. Эта величина коррелирует с величиной длины когерентности, полученной из соотношения Гинзбурга-Ландау.

Основные положения, выносимые на защиту:

I.Особенности .поведения сопротивления в керамическом И<11 85Се0 15Си04_^, а также в обычной и литой керамике В128ггСаСи208+у . указывают . на общие закономерности . проникновения, захвата и движения магнитного потока в электронном и дырочном сверхпроводнике: имеет место гистерезис намагниченности и сопротивления; остаточная намагниченность и сопротивление уменьшаются со временем по логарифмическому закону.

2. Наличие минимума сопротивления при Т=19К на тешературной зависимости р(Т) в керамических образцах М1 85Се0 15СиОд_д в фиксированном магнитном поле свидетельствует о возможном существовании двух групп слабых межгаркульных контактов, существенно различающихся по энергии связи.

3.Температурные зависимости сопротивления р(Т) и термоэдс Б(Т) для исследованного монокристала ^ ,в5Сео.15Си04-С с Т -17К интерпретированы в рамках модели узкого пика плотности

состояний вблизи уровня Ферт, когда узкий пик— образуется - из состояний, отщецленных от верхней хаббярдовской зоны при легировании NdgCuO^ церием.

Д.Шдуцированный магнитным полем переход сверхпроводник-диэлектрик, впервые наблюдавшийся в монокристалле Mf e5CeQ ¡¿CuO^, соответствует переходу из ■?рлртпповоляшей фазы локализованных вихрей и делокализованных олактропиж к фазе локализовали??*: э >нпыа ~ делокализованных абрикосовских вихрей.

5. Нэблюдаемое отклонение от линейности на. температурной зависимости сопротивления в литой керамике Bi^S^CaCt^Og^ при температуре Т<200К обусловлено избыточной проводимостью, возникающей вследствие флуктуацйй параметра порядка. С уменьшением температуры при Т„г=114 К происходит переход от двумерной парапроводимоста к трехмерной.

Научная и практическая ценность работы.

Диссертационная работа выполнена в рамках плановых исследований, проводимых в лаборатории полупроводников и полуметаллов ¡'¡Ш УрО РАН, а также в рамках проектов по высокотемпературной сверхпроводимости 90--09Ü и 93-028 "Кинонтика". Экспериментальные результаты, полученные в работе, и их интерпретация позволят лучше понять характер локализации, особенности плотности состояний в энергетическом спектре,.а также сделать некоторые заключения о роли слабых связей в ВТСЛ и их влиянии на движение захваченного магнитного потока, что необходимо при поиске новых и усовершенствовании технологии уже известных ВТСП ыатериалоз.

Апробация работы.

Основные результаты диссертации докладывались на III Всесоюзном симпозиуме "Неоднородные электронные состояния" (Новосибирск,1989г.); Международной конференции "Влияние

сильного разупорядочения в. втсп" (Заречный,1990г.), viii Международной конференции по тройным и многокомпонентным соединениям (Кишинев, 1990г. ), Советско-Германском совещании по резистивному состоянию (Черноголовка, 1991г.),ХПХ Совещании по физике низких температур (Казань,1992г.),

европейско-американской конференции по сверхпроводящим материалам, физике и применению (Париж,1992г.), ix международной конференции по тройным и многокомпонентным соединениям (Иокогама, 1993г.), 1У семинаре по физике и технике сверхнизких температур (Алушта, 1993г.), xxx Совещании по физике низких температур (Дубна,1994г.), iv Международной конференции по материалам и механизмам сверхпроводимости и ВТСП (Гренобль, 1994г.)

Публикации.

По материалам диссертации опубликовано 5 научных работ. Список приведен в конце автореферата.

Структура и объем диссертации.

Диссертация состоит из введения, пяти глав, заключения и списка литературы. Она содержит 162 страниц машинописного текста, в том числе 2 таблицы и 69 рисунков. Список цитируемой литературы включает 114 наименования.

СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ

Во введении показана актуальность теш, сформулированы цели работы, основные положения, выносимые на защиту, указаны объекты исследования, а также научная и практическая ценность полученных результатов.

Первая глава носит обзорный характер и посвящена изложению современных представлений о двух типах ВТСП -дырочных и электронных, о строении кристаллической решетки

и полученных' к началу работы результатов исследования кинетических свойств йй^Се^иОд^ и В^Б^СаС^О^.

В основе соединения^. Н^СиОд лежат слои из связанных вершинами в шахматном порядке квадратов СиОд? между этими слоями в немного деформированных кубах Ш08 располагаются катионы неодима. Чистый И^СиОд является изолятором и сверхпроводимость появляется только у твердых растворов на основе етого соединения как, например, Щ^Се^СиО^ 0.14<х<0.18. Кристаллическая структур» !*^_хС0.,Си0д - ото тетрагональная структура -тяпа 14/®®.;. В структуре В1-Бг-0я-Си-и выделяется две слоевые структурные единицы: ИаС1-т1одоб!Шв и перовскитошдобные с пространственной группой 14/тпта. Соединение В^Зг^аС^О^ имеет ромбическую ячейку, в

которой а=Ь=5.4А, о=30.7А. Соединения на основе В1 имеют химическую формулу В^Б^Са^Си^Оу, п - число Си-0 слоев на элементарную ячейку (п=1,2,...). Индекс х, принимающий значения 1 и 2, соответствует числу слоев В1-0.

Результаты исследований термогальваномагнитннх аффектов в высокотемпературных сверхпроводниках Шг-хСехСи04-С и В1гЗггСаСиг0е+у, опубликованные к началу выполнения работы, представляли собой набор несистематизированных экспериментальных данных. Они были выполнении в основном на керамических образцах и на единичных июнокрисТаллических образцах, часто были противоречивы и не давали полных сведений об электронных свойствах отих материалов в нормальном • состоянии. Поэтому задачей было получение надежных кинетических и магнитных параметров указанных веществ.

Во второй главе описана методика приготовления образцов и . экспериментальные установки для измерения гэльваномапмтных (проводимости, аффекта Холла, магнитосопротивления) и термоэлектрических эффектов, а также эффектов релаксации

сопротивления. Эксперименты проводились в интервале температур 1-ЗК<ЗЮООК и в магнитных полях до • В = 5 Т. Полученные результаты обрабатывались о помощью компьютеров тиль нАрг1оо1РС-П" и 1ВН РС АТ 386. Измерения проводились с использованием компьютеров в автоматическом решме.

Третья глава посвящена .исследованию влияния содержания

кислорода на удельное сопротивление, термоэдс и вф$ект Холла в

керамических образцах М] 85Се0 15СиОЛ_£. Установлено, что

содержание кислорода, зависящее от условий термообработки,

влияет на удельное сопротивление и термоэдс к приводит при

некоторых условиях к исчезновению сверхпроводящих свойств.

Обнаруженный отрицательный температурный коэффициент, как и

логарифмическая зависимость сопротивления от температуры

связаны о рассеянием носителей на антиферромагнитно

з+

упорядоченных локализованных магнитных моментах ионов М .

Во втором разделе этой главы приведены результаты исследования гистерезиса сопротивления и намагниченности в керашческом Ий) 85Се0 15СиОд_ф в магнитных полях до В=0.15Т и релаксации остаточного сопротивления и намагниченности. В керамическом НсЦ 85Сэ0 1&Си04_д на кривой намагниченности петля гистерезиса в слабых магнитных полях В~10~3Т не наСлидалась. Это может быть обусловлено двумя причинами. Во-первых, можно предположить,'что верхнее критическое поле дксзефсоновских мекгранульных связей очень мало В Л 2*10~4Т,

Сс

и упомянутая петля не наблюдается вследствие недостаточной чувствительности измерительной установки'. Во-вторых, ситуация моает Сыть обратной, т.е. когда первое критическое поле дхозефеоиоЕехкх связей велико (Во1>8*10~3Т), а второе критическое поле Во2 дшзефсоноьскнх мекгранульных связей больше, чем Зо1 для зерна. Однако, ь последнем случав следовало ба ожидать, что намагниченность в полях В <

8»10~33! будет близка к намагниченности идеального диамагнетика, что не наблюдается на эксперименте. Поэтому более вероятным представляется первое предположение о малости критических полей"джозефсоновских связей.

В керамическом Нс^ 85Се0 15СиОд_^ в магнитном поле имеет место гистерезис не только намагниченности, но и сопротивления. При уменьшении магнитного поля до нуля сопротивление и намагниченность не обращаются в нуль, а даеэт ^некоторые остаточные значения. ■ Крома , тоге остаточная намагниченность и остятечное. сопротивление уменьшаются со временем ттс •логарифмическому закону. Для остаточной ньмепшчетшооти

М^/Мд =' (1-квТЛ1)Ш, где намагниченность в текущий момент, времени, М0~ намагниченность в начальный момент времени, и- энергия активации абрикосовских вихрей. ■ Для остаточного сопротивления

Р/Р0 = (1- кдТ/У )1гД, где сопротивление в текущий момент • времени, р0~

оопротив-пение в начальный момент времени, У-энергия активации абрикосовских вихрей.

Величина энергии активации абрикосовских вихрей, найденная из релаксации сопротивления при Т=4.2К и равная У=38.9 мэВ,. в четыре раза больше энергии активации, определенной при той же температуре из релаксации намагниченности (и=10.3 меВ). Установлено, что с уменьшением плотности тока величина энергии активации V стремится к значению енергии активации и, найденному из релаксации намагниченности. Различие величин энергий ' активации в експериментах по релаксации намагниченности и сопротивления можно объяснить следующим образом. Захваченной магнитный поток

-И-

распределяется по образцу неравномерно: преобладающее число захваченных магнитных вихрей остается в межгранульных связях, а меньшая часть - внутри самих гранул. Следовательно, межгранульные1 области переходят в резистивное состояние, в то время как гранулы остаются в мейснеровском состоянии. Токовый путь складывается из отрезков пути по резистивным межгранульным областям и по сверхпроводящим гранулам. Наибольший вклад в сопротивление вносят мехсгранулыше области и в релаксации сопротивления проявляется движение захваченного магнитного потока именно по етим областям. Силы яиннинга (захвата вихрей) в етих областях, ' по-видимому, наиболее велики. В релаксацию намагниченности преобладающий вклад вносят те области образца, где захваченные магнитные вихри удерживаются наименьшими силами пишшнга, что соответствует меньшим анергиям. С уменьшением плотности тока будет уменьшаться к вклад от движения захваченного магнитного потока по резистивным мекгранульным. областям.

В третьем разделе этой главы показано, что б керамическом И, е5Се0 1£.Си04_ф с ростом плотности тока- и внешнего магнитного поля сверхпроводящий (СП) переход уширяется и сдвигается в область более низких температур. В нулевом магнитном поле при плотности тока ¿=0.1 А/см2 ширина СП перехода составляет №ЦК, а в поле' Б-2*Ю~°Т составляет уже ММ5К. Было обнаружено, что кривые р(Т) во внешних магнитных полях мало различаются для случая продольной и поперечной конфигураций 1|В к 11В. Е обоих случаях ширина перехода увеличивается с полем, а температура полного перехода Тс очень чувствительна к величине внесшего магнитного поля. Так, при

БО Т =16К, а в поле Е = 2*1О"3 Т Т =5К.

О __ с

В поле В > 3*10 Т сопротивление уже не обращается в нуль вплоть до гелиевых температур. Кроме того, на кривых р(Т)

с понижением температуры появляется плечо,которое в полях В > 10~2Т превращается в минимум, расположенный при Т=19К. Положение этого минимума не меняется вплоть до В = 0.1 Т, но в более сильных полях- минимум смещается в сторону низких температур и при В - 4 Т кривая р(Т) является продолжением , хода"^температурной зависимости сопротивления в нормальной фазе. Двухступенчатый характер СП перехода в керамических образцах 85Се0 15СиОд_ф свидетельствует о во^ожнси существовании двух групп слабых межграву.тьных контактов, существенно различающихся по величине энергии . связи. Результаты исследовании аляаюя магнитного поля на СП переход, полученные на керамических образцах системы УВаСиО, . были ':штерщ>етированы подобным образом /1/.

В< четвертой главе приведены результаты исследований сопротивления раЪ и р0 и термоэдс Б^и 8о монокристалла 85Се0 15Си0д_^ о температурой СП перехода Т0=17К и шириной перехода АТ-2К. Было показано, что зависимости РаЪ(Т) и Рс(Т) имеют положительный температурный коэффициент во всем температурном интервале То<Т<300К. Величина сопротивления при Т=300К составляет раЬ=1.65*Ю~40м*см, р0=2.3 0м*см. Коэфициент анизотрогаш ро(Т)/раЬ(Т)=1.4*104 при Т=300К, что меньше чем для лучших кристаллов В13гСаСиО ("Ю5), но существенно больше, чем для УВаСиО ПО2) и для 1аБгСи0 (~10).

В монокристалле Ы<11 85Се() 15СиО,_ф "металлическая"

проводимость наблюдается не только в плоскости аЬ, но и вдоль

оси с. Можно было бы предположить, что при измерении р любые

нарушения ориентации контактов могут привести к вкладу

плоскостных токов, т.е. наблюдаемая зависимость р (?) может в

<•' с

основном определяться вкладом раЬ(Т). Однако, изменение РаЬ<Т)

в интервале температур Т <Т<300К составляет &р ,-110 м0м*см, а

изменение ро Лро=1.2 0м*см, т.е. изменение раЬ составляет

только 3% от изменения рс. Следовательно, металлическое

поведение сопротивления вдоль оси с является собственным свойством кристалла.

Температурные зависимости обеих компонент сопротивления р , (Т) и о (Т) в области температур ниже Т<*240К мокно описать

&и С р

квадратичной формой р(Т)=ро+АТ , где для направления С ро=1.1 Ом*см, А=1.б«10"5 Ом*см/Кг и для плоскости аЬ ро=0.6*10"4 Ом*см, А=1.2*10~9 Омком/К2. Видно, что раЬ хорошо описывается квадратичной зависимостью в интервале температур То<1Ч24РК, а рс - в интервале То<Т<200К. Выше указанных температур зависимость р(Т) становится линейной.

Зависимость БаЬ(Т) получена, когда градиент температуры направлен вдоль плоскости аЬ, Б (0?) - при - градиенте

С *

температуры вдоль оси с. Установлено, что при температуре Т<То термоэдс равна нулю в обоих случаях. При температуре ТИТ термоэдс БаЬ и Бс начинают расти, достигают максимума при Т-бОК, а затек почти линейно уменьшаются, меняя знак с положительного на отрицательный при температуре Т=150К. При температуре Т=300К величина термоэдс в плоскости аЬ составляет БаЬ=~7 мкВ/К, вдоль оси с Бс=-ЗмкВ/К. Величина термоэдс в максимуме £о=5 ыкВ/К, БаЬ=3 мкВ/К. Таким образом, максимальная ■ анизотропия термоэдс в исследованном интервале температур достигается в максимуме Б (9?) и составляет 5/3 (Т*60К) , что значительно меньше анизотропии сопротивления "Ю4.

Для объяснения наблюдаемой в ШСеСи.0 и в некоторых других ВТСЛ квадратичной зависимости р(Т) предлагались различные механизмы рассеяния: електрон-олектронное, електрон-ыагнонное и да. Однако, квадратичная зависимость р(Т), переходящая в линейную зависимость от Т при Т>240К, а также приведенные температурные зависимости термоэдс Бо'(Т) и (Т) могут быть объяснены в рамках простой полуфеноменологической модели узкой зсж, предложенной в работах И.М.Цидильковского к

В.И.Цидальковсюш /2/. .'

В основе модели, лежат следующие допущения. Во-первых, постулируется, что в ВТСП вблизи уровня Ферми существует узкий пик плотности состояний,.(или узкая зона носителей заряда). Ширина узкой зоны I (вшрина полосы делокализованных состояний) должна быть' сравнила о кТ в рассматриваемой области температур, а обгцая шрина зоны может быть значительно болще. Численные оценки показывают, что значения . *МЮ0-1000К позволяют удовлетворительно описать: теш^р^зт^э зависимости кинетических коэффициентов. Во-втсра», допускается, что помимо узкой зоны вблизи уровня Ъари® (Ер) могут существовать и другие зоны, состоять» вторах не вносят заметного вклада в перенос, однг^о цогу-г существенно влиять на движение уровня Ферм?. Кроме зтого, рассеяние считается сильным: (Ь/ЧГВр релаксации ишульса). Условие сильного рассеяния . соответствует малым подвшшостям или, что то г,е- большой величине сопротивления. Это условно не является необходимым для объяснения формы температурных зависимостей р(5?) и 3(Т). . В работе С.А.Казьмина к др. /3/ предлагалась интерпретация зависимостей р{Т) и 8(5?), основанная не гервом допущении -наличии узкой зонн. -

Компонента проводимости и термосцс п 'плоскости аЬ и вдоль ««и С, согласно дшюй модели, могзю банк»'«. в виде;

У. - г •;,(£)( ЙХ/ае) (1)

к V--.. ;• й = о,. - | о (е) (-#с/бе) ав

к'Г г.

Здесь 1=а» ил» с, 1 - функция Ферми, В ~ »иергия, а с(е) * гадальная проводимость проводимость носителей с еньрпюй 6.

В работах /1,2/ было показано, что при условии И»» сопротивление оказывается пропорциональный температуре Чи'/енный анализ показывает, что при фиксированной положении уровня Ферми, расположенном недалеко от середины зоны, зависимость р(Т) может быть близка к линейной при температуре кТ>(0.3-0.5)*. При понижении температуры сопротивление стремится К постоянному значению:р(Т)=cons t. При етом в ° "переходной" области зависимость р(Т) по форме может быть очень близка к наблюдаемой експериментально и в широком интервале температур зависимость сопротивления от температуры содержит квадратичный по температуре участок.

Для простой модели узкой зоны в форме прямоугольника ширины ff с фиксированным положением уровня Ферми (0(E)=ao=oonst в энергетической полосе ширины W и' равна нулю вне ее) р вычисляется в аналитическом виде:

P(t) = CT' |[ехр(П-1)Д + lj '-Jexpnyn+tj \ (3)

где i=kI/W, ь Ti=(£v-Sp)/W - химпотенциал, отсчитанный от потолка зоны и отнесенный к ее ширине. Численный анализ показывает, что' наклон р(Т) близок к експериментальному при ЙГ500К с уровнем Ферми, расположенным в полоске шириной ~W/2 вблизи центра зоны.

Наиболее простое объяснение температурного хода S (Т) в модели следующее. Считается, что при низких температурах уровень Ферми близок к середине зоны. Если уровень ферми расположен выше ее по . энергии при низких температурах, то величина S положительна и невелика (как на эксперименте).'Если общая плотность делокализованных и локализованных состояний достаточно несимметрична относительно центра узкой зоны, то уровень Ферми с ростом температуры может смещаться в сторону

меньших анергий и пересекать центр зоны, что приводит к смене знака термоёдс. .. ""

В етой же главе представлены температурные зависимости сопротивления для монокрясталла 850во 15СиОд_дВ различных магнитных полязпГиптервале температур 1,ЗК<Т<25К> Как било експеримёнталыю установлено, в полях до В~ЗТ СП переход "сдвигается параллельно самому себе в область более температур. В поле В--4.5Т начинается размытие Z^^ иерохода. Далее с ростом поля наблюдалось ¿»чсинионяе величины температурного ковффициента таомзгнитннх кривых и в ноле

Б---5.5Т уже замечен сопротивления с уменьшением

температуры . Можно отметить тот факт, что увеличение

магн^огс поля до В--9.3! не приводит к изменению температурной зависимости сопротивления. Таким образом, можно говорить'о подавлении сверхпроводимости магнитным полем и о существовании перехода сверхпроводник-диэлектрик *'СД), индуцированного магнитным полем»

Монокристалл М, 0и0д_£ в некотором емнедо мокни

считать аналогом двумерной системы. Доле в том, 'ш> основным элементом решетки М,0и0д япляется плоский квадрат СчО, « о тома тм и двумерной плоскости СиО„ г Н^СиО^ не имеют г^мушечннх ■апекенкх) агомов кислорода, Известно, что из-зг. .''стемомегрш по кислороду я такой ойсчеао может здогемгповггь сесгюиплок, который «южно описать оюмюйшм потенциалом. Лг,этому, ьксперимонтально наблюдягашйоа нами переход СД бил " »э;гдл'ЛЗ'1ГХ1В8К и ПОМОЩЬЮ теория ДЙНйШЧвСКОГО скэйлинга ллл -.-/'пютивлешв дчуыернчх рпиуиорядочённых систем при Т*0, предложенной а работах /4/ в рамке* модели перехода из

■^зг :-яу.р!.»-.ого стекла (сверхпровояда:} к фазе электронного : (диэлектрик). В теории введено понятие универсальных» порогового поверхностногс сопротивления П =И/4в2в 6.45 кОм,

а ' *

которое отделяет сверхпроводящую фазу. локализованных абрикосовских вцхрей и Бозе-жидкости електронных пар от диэлектрической фазы локализованных пар и делокализованных вихрей.

Определяя критическое поле СД перехода В0, как поле, в

котором происходит смена знака температурного коеффициента

сопротивления (с$/<И!)в_в =0, мы получили для исследованного

о

образца В0=5.21'. • Величина порогового сопротивления Йа,

определяемого как значение сопротивления при В=В , была •

. о

оценена из соотношения Н0=р/а, где <1=6.03 А -расстояние меаду Си02 слрями в монокристалле ИсЦ ^Свф 15Си0д_д. Найденное

пороговое сопротивление Иа=1.2к0м ~ Ь/2е2,что. по порядку

величины совпадает с теоретическим . значением. Анализируя

зависимость 1£{<Ш/(Ш)В_В от мы нашли произведение

~ о

динамического и статического критических индексов гв1>в=1.1. Это величина соответствует оценке, полученной Фишером и др./4/ для двумерных систем г^Я.

Таким образом, в монокристалле 85Се0 150и0д_^ нам впервые удалось наблюдать переход сверхпроводник-диэлектрик, индуцированный магнитным • полем. Такой переход характерен именно для двумерных систем и явно демонстрирует двумерную природу монокристалла Ый1 85Се0 ,5СиОд^. Этот переход соответствует • переходу из сверхпроводящей фазы свободных електронных пар к фазе електронных пар, локализованных на флуктуациях случайного потенциала.

Пятая глава посвящена исследованию температурных зависимостей сопротивления образцов литой керамики ВЧ3ггСаСи2°8+у и 8йекта парапроводимости, а также исследованию анизотропии сопротивления и термояде монокристаллов В^Бх^Са&^О^,

В работе, наряду с обычными поликристаллическими

(керамическими) образцами был исследован новый тип ВТСП керамики -литая керамика. Плотность образцов для обычной (В1-296), литой керамики (В1-154, ВЬ211) и стеклокерамики составляла относительно рентгеновской плотности 76$ ( Ъ% к 99%, соответственно.

Температурная зависимость сопротивления образцов Б1-154 в шиервале температур 140К<Т<300К, Б1-211 в интервале температур 200К<Т<30(Ж и в1-296 в интервале температур

Л --------— --------_ — _ Л_Д 1 ТУП

I «II» V«! (ШММ «* Мшми^м * 1— ! ~ — |

где А=0.35 к&аси, В=6.25»Ш ? иОн*с:*/К (Б1-154); А=6.6 мОм*см, В=4.7«!10"3 мом*сы/к (В1-211) и а=1.1 мОм*см, В=4.3*10~3 мОм*см/К (В1-29б).

В области нормальной фазы термоэ.дс образца В1-211 положительна и увеличивается с понижением температуры-от Б=2.5 мкВД при Т=300К до максимального значения Б=10 икВ/К при температуре 1'=120Х. В интервале температур 1ЗОСКЗООК зависимость В(Т) описывается выражением: 5=/и ВТ, где А=15 мкВЯ и В=й5/йТ--0.042 мкВ/К2. Дальнейшее понижение температура (Т <120К) приводит к резкому уменьшению термоедс, и при Т=Т она обращается в нуль.

Кг? зйвисвкюсти сопротивления от томперотурн при ?<200К н образце В1-211 наблюдается отклонение от линейности р(Т) в сторону уменьшения сопротивления. В. отсутствие мапштногс поля з с^яофэзша образцах нзблэдаомсо ¡ш:шва:т сопрстисленя* при приближении к 2 связано с дополнительным вкладом ь проводимость - избыточной проводимостью.

Избыточная проводимость АО носит название парапроводимости • и определяется разностью:

До(1)=1/р(ТН/рк(Т), где р(Т')- значение сопротивления • при данной температуре, а р (Т)- екстраполкровзнная из линейной

области величина сопротивления при той же температуре.

Парапроводимость .обусловлена тем, что в. результате тепловых

флуктуаций возникают короткоживущие куперовские пары при

температурах, превышающих температуру сверхпроводящего

перехода. Это.создает дополнительный канал для электрического

тока, и при этом сопротивление уменьшается. В ВТСП

температурный штервал, в котором заметна избыточная

проводимость, намного шире, чем в обычных сверхпроводниках.

В В1-системах длина когерентности вдоль оси С много

меньше, чем в плоскости ¿Ь <Е . ) - такие системы являются

с *аЪ

слоистыми. Для слоистого сверхпроводника парапроводимость До

описывается формулой Лоуренса и Дониэча /5/:

.,»

Ао = (ег/1б<Ц1)х-1/г (т;+47)"1/г, . (4)

где 1-характерноз расстояние для двумерной системы, Т=(Т-Т0)/Т0, Т=(Со(0)/с1)21 £(0)-длина когерентности при Т=0. При малых 7 и вдали от. Т , где 47«^» парапроводимость изменяется пропорционально 1 , проявляя двумерный характер

(2Ь). Вблизи Т. где 47»Т, избыточная проводимость Ао

• ' -1/2 изменяется пропорционально т , что соответствует

трехмерному случаю (ЗВ). Для слоистых систем при приближении к

То со стороны высоких температур возможен переход от двумерной

проводимости к трехмерной, или'' так называемый "размерный

кроссовер" 2Е-ЗБ.

Из анализа температурной зависимости Ао(Т) мы нашли, что

в интервале температур 117К<Т<133К АсГ"Г1 -25 (трехмерный

характер), а в интервале То<Т<111К Д(ГТ~0'49 (двумерный

характер). Экстраполяция етих зависимостей до пересечения друг

с другом позволила определить температуру кроссовера Т =114К

0113 связана с параметром 7 соотношением:

Т9г=То <1+4(М0)/Ч}. (5)

Задавая в качестве характерного размера й постоянную решетки О

е*30 А, мы оценили длину когерентности для литой керамики £(0)=7А.

Для той же литой керамики при Т=0 " из измерений

сопротивления было найдено верхнее критическое поле В (0) -

о Сс

¿90 Т. Дл«па 1;сгерентноот« Р (о 1=11 А. полученная из

соотноэения Г'инзбурга-Ландау В _(0) - (0), гпв Ф -

-15 2

2.07*10 Т*м - квант магнитного потока, коррелирует с величиной длины когерентности, найденной из 20-30 кроссовера.

Несмотря на то, что плотность литой керамики близка к рентгеновской, литой образец, как и обычная керамика, .состоит из сверхпроводящих зерен, разделенных слабыми связями. Так как на кривой намагничивания для литой керамики отсутствует второй линейный участок, то, по-видимому, верхнее критическое поле Во2 для слабых связей больие, чем нижнее критическое поле ■ Бс1 для зерна. Анализ экспериментальных данных для литой и обычной керамик В^Б^СаСи^Од показал, что первые критические шля Во1 для слабых связей различаются на порядок и составляют .для обычной керамики (образец Вх-296) Вс1=1072Т, а для литой керамики (образец В1-211) В =10-3Т.

С1

Установлено, что энергия активации абрикосовских вихрей, полученная из измерений сопротивления, для литой керамики больше, чем для обычной керамики. Например, в одном и ^ом хе

поле Н=0.3 Т V =100 мэВ (В1-211) и V =18,4 мэВ (В1-296).

Р Р .

Такое различие можно объяснить тем, что более слабые связи

.читой керамики являются более прочными центрами пиннинга для

фявксоидов, движущихся под действием сИлы Лоренца.

ОСНОВНЫЕ РЕЗУЛЬТАТЫ Й ВЫВОДЫ

1.Температурные зависимости сопротивления р(Т) и термоэдс Б(Т) для монокристаллических образцов N<1, 05Сео 15СиОд б интерпретированы в рамках модели узкого пика плотности состояний вблизи уровня Ферма. При ширине пика ~500К расчетная зависимость р(Т) близка к. экспериментальной. Предполагается, что этот пик образуется из состояний, возникающих под дном верхней хаббардовской зоны при легировании Н(32Си04 церием. Обнаруженное изменение знака термоэдс с температурой указывает на существование зоны с большой плотностью состояний выше уровня Ферми.

2. В результате выполненных комплексных исследований кинетических и магнитных свойств в керамических образцах Ш, 85Сэ0 15СиОд_^ и В12БггСаСиг08+у, а также в литых керамиках В^Э^СаС^Од^ показано, что в сверхпроводящей области существенную роль играют межгранульные прослойки (или слабые связи с отличными от виутригранулышх сверхпроводящими параметрами Во иТо). Установлено, что это приводит к обнаруженным наш эффектам гистерезиса и релаксации остаточного сопротивления и остаточной намагниченности, а также к появлению двухступенчатого сверхпроводящего перехода на зависимости сопротивления от-температуры в магнитном поле.

3.Показано, что в керамических образцах Ш, 85Се0 15СиОл_^ величина энергии активации абрикосовских вихрей, найденная из релаксации остаточного сопротивления при Т=4.2К ц несколько раз больше энергии. активации, определенной из релаксации остаточной намагниченности при той же температуре. Такое отличие обусловлено влиянием электрического тока на свойства смешанного состояния данного материала. С уменьшением плотности тока а образце величина энергии активации, найденная

из релаксации остаточного сопротивления, стремится в значению, найденному из релаксации намагниченности.

¿.Характерная особенность исследованных соединений состоит в том, что даже в объемных ВТСП отчетливо . проявляются двумерные (2D) свойства, причем не только в монокристаллах NdCeCuO, но и в керамических образцах BiSrCaCuO.

5.Экспериментальные результаты и их теоретический анализ на основе динамической теории скейлинга показали, что в монокристаллах NdCeCuO магнитное полче индуцирует своеобразный переход сверхпроводник-диэлектрик. . диздактрячеекая фаза соответствует локализации куперовских пар на фдуктуациях случайного потенциала. Найденные-значения критических индексов характерны именно для двумерной системы и явно демонстрируют 2D - природу монокристаллов NdCeCuO. '

6.Для литой керамики BiSrCaCuO ■ впервые исследована

парапроводимость в широком- интервале температур. Вблизи

температуры сверхпроводящего перехода парапроводимость имеет

трехмерный (3R) характер, а с повышением температуры при

Тсг=114К происходит переход от трехмерной к двумерной

перапроводимости (3D-2D размерный кроссовер). Оцененное по

величине температуры размерного кроссовера Тсг значение длины о

когерентности £с(0)=7А оказывается в несколько раз меньше размера элементарной ячейки Вдоль оси С (о=30.7А)-

Основнке результаты опубликованы в следующих работах:

Н.Константинов ' В.Л., Крылов K.P., Пономарев А.И., Цидильковскяй И.М., Чарикова Т.Б., Кэсшна М.Б., Левин А.Б. Анизотропия кинетических и оптических евойстз BiSrCaCuO.// СФХТ-1989-т.2-Ш-стр. 45-51.

2А.Пономарев А.И., Крылов К.Р., Медведев М.В., Мушников Н.В., Цидальковский Й.М., Чарикова Т.Е. Термогальваномагнитные аффекты и релаксационные явления в La-Si^Cu-0. //СФХТ ; -1991-T.4-N 11-е.2149-2158. . ... „

ЗА.Пономарев А.И., Крылов К.Р., Мушников Н.В., Цидальковский И.М., Чарикова Т.Е., Базуев 1.В., Медведев М.В.Крип потока и потенциалы шшнинга в М-Ce-Cu-O.// СФХТ-1992-т.5-й6-стр. 1053-1062. '

4А.Пономарев А.И., Крылов К.Р., Мушников Н.В., Чарикова Т.Б., Городилов Н.А., Штрапенин Г.Л., Цидальковский И.М., Бобылев И.Б., Любимов М.Г. Парапроводимость, критическое поле и энергия активащш крипа потока в литой керамике Bi-Sr-Ca-Cu-О.// СФХТ-1992-т.5-Ш2-стр.2259-2271.

5A.Fonomarev A.I., Tsidilkovski V.I., Krylov K.R., Charikova Т.В., Lakhtin A.A., Leonyuk L.I. Transport properties of Mj ggceq 15Cu04_q 8ingle orystals. The narrow band-model.// Journal of Superoonduotivity, in press.

ЛИТЕРАТУРА

1.Митин. А.В. Влияние термомагнитной предыстории на транспортные свойства гранулярных сверхпроводников теа2Си306+б.// 0Ш-1994-Т .7-Ж-стр.62-7Э.

2.Цидальковский В.И. .Цидальковский И.М. Термоедс, проводимость и магнитная восприимчивость сверхпроводящих керамик при T>TQ.// ФММ-1988^т.65-стр.83-SI; > Tsidiikovski I.M., Tsidilkovski V.I. Resistivity and thermoelectric power of ceramic at T>T// Sol.St.Comm.-1988-V.66-P.51-54.

3.Казьмин C.A., Кайданов' В.И., Лейсинг Г. Термоэдс и удельное сопротивление оксидов YBagCu30?_Q. // ИТ- 1988- т.30-

CTp.2955-2958.

4.Fisher M.P.A., _ Grinstein G., Glrvin S.M. // Phye.Rev.Lett. -1990-v.64-P.587?

Fisher If.P.A. Quantum phase transitions In disodered two-dimensional superoonduotors. // Phys.Rev.Lett.-1990-7.65-P.923-926.

5.Lawrence W.K., Doniaoh S. in "Proceedings of the XII International Conference on Low Temperature Physics, Kyoto, Japan,197Q" Kigaku, Tokyo, 1971, R.361.

Отпечатано на ротапринте ИФМ УрО РАН тира* 80 S8K.9S

объем I печ.л. формат 60x84 I/I6 G202I9 г.Екатеринбург ГСП-РО ул.С.Ковалэвской, 18