CC BY
21
УДК 536.417
АНОМАЛЬНОЕ ВЛИЯНИЕ МАГНИТНОГО ПОЛЯ НА НИЗКОТЕМПЕРАТУРНОЕ ТЕПЛОВОЕ РАСШИРЕНИЕ ВТСП СИСТЕМ В^БГ2_хЬахСиОИ Ш2-хСехСиО— В НЕСВЕРХПРОВОДЯЩЕЙ ФАЗЕ
И. Б. Крынецкнй1, А. Крапф2, В. П. Мартовицкий3, Н. П. Шабанова3, С.Ю. Гаврилкин3, В. И. Коваленко3, А. П. Русаков4, А. И. Головашкин 3
На монокристаллах высокотемпературной сверхпроводящей (ВТСП) системы В12Зг2-хЬахСив диэлектрической фазе с составами, не имеющими сверхпроводящего перехода до температуры 1.8 К (х > 0.8), измерено тепловое расширение в произвольном направлении в (аЪ)-плоскости в диапазоне температур 7-50 К. Обнаружены температурные области сжатия материала при нагревании. Исследование аномалии в магнитном поле 3 и 6 Тл, параллельном и перпендикулярном с-оси, обнаружило анизотропный и немонотонный характер влияния поля на тепловое расширение. На образце ВТСП с п-типом проводимости Н(12-хСехСитакже не имеющем сверхпроводящего перехода, подобные аномалии выявлены, впервые. Результаты показывают, что природа аномалии обусловлена анизотропным электронным упорядочением, возможно, волной зарядовой плотности в плоскости Си02 и флуктуациями сверхпроводимости в диэлектрической фазе.
Ключевые слова: высокотемпературные сверхпроводники, аномальное тепловое расширение. волна зарядовой плотности, флуктуационная сверхпроводимость.
Отрицательное тепловое расширение при низких температурах было обнаружено как в безмедньтх. так и в купратньтх оксидных высокотемпературных сверхпроводя-
1 Московский государственный университет им. М.В. Ломоносова, 119991 Москва, Россия.
2 Humboldt-Universität, Institut für Physik, 12489 Berlin, Germany.
3 Учреждение Российской академии наук Физический институт им. П.Н. Лебедева РАН, 119991 Москва, Россия; e-mail: shaban@sci.lebedev.ru.
4 Московский государственный институт стали и сплавов, 117936 Москва, Россия.
тцих (ВТСП) системах [1 3]. Существуют различные представления о возможных механизмах такой аномалии [2 6]. В работах [2 4] была предложена физическая модель аномалии, основанная на идее волны зарядовой плотности (ВЗП) в кислородной под-решетке оксидных ВТСП, стабилизирующей их структуру [2 4]. В настоящее время отрицательное тепловое расширение других материалов, в частности тетраэдрических полупроводников, также связывают с ВЗП [7]. Неоднородное электронное упорядочение в ВТСП предполагалось теоретически [1 4. 8]. Современные туннельные измерения выявили сильно неоднородное и анизотропное распределение электронной плотности и ВЗП в плоскостях СиОг купратов В128г2СиОб+г (В12201) и других [9, 10].
Предложенная физическая модель с ВЗП [2 4] предполагает существование аномалии теплового расширения в диэлектрической фазе ВТСП. Известно, что в купратньтх оксидах в этой фазе наблюдается энергетическая щель в электронном спектре, возникающая из-за переноса заряда СиЗс! 02р [11]. Возникновение щели может проявляться в структурных особенностях и приводить к целому ряду аномалий. Согласно [2 4]. тепловые аномалии, обусловленные существованием ВЗП. ДОЛ ж н ы быть чувствительны к экранированию при электронном допинге, а также, в силу особенностей электронной структуры, к магнитному полю.
Заметное влияние электронного допинга и магнитного поля до 4 Тл на аномальную температурную зависимость коэффициента теплового расширения КТР при низких температурах действительно обнаружено для ВТСП оксидов [1 3], что подтверждает электронную природу аномалий. В частности, такие исследования выполнены для. сверхпроводящих составов системы В128г2-жЬажСиОб+г (Ьа-В12201) [3]. Тепловое расширение диэлектрической фазы Ьа-В12201. её несверхпроводящих составов, остается неизученным. Отсутствуют данные о влиянии ориентации магнитного поля относительно с-оси на тепловое расширение ВТСП в (аб)-плоскости. Получение таких данных представляет интерес, поскольку предполагаемые механизмы отрицательного теплового расширения, зарядовое и. возможно, спиновое упорядочение на границе антиферро-
2
ются анизотропным электронным порядком.
В настоящей работе проводится экспериментальное исследование низкотемпературного теплового расширения ВТСП системы В128г2-жЬажСиОб+г в диэлектрической фазе с составами, не имеющими сверхпроводящих переходов (х > 0.8), во внешнем магнитном поле Н до 6 Тл при его различной ориентации относительно с-оси.
Электронный допинг при замещении стронция лантаном снижает концентрацию сво-бодн Ы X дырок в системе Bi2Sr2-cLacCu06+¿. С ростом уровня замещения x растет температура сверхпроводящего перехода Tc, достигая максимального значения 33 К при оптимальном уровне x ~ 0.4 и концентрации дырок p ~ 0.15 на атом меди [12]. При дальнейшем допинге система переходит в режим "underdoped'"*'. и. когда концентрация дырок снижается до p ~ 1/8 на атом меди (x ~ 0.7), на температурных зависимостях удельного сопротивления появляются признаки локализации свободных носителей, перехода металл-диэлектрик (диэлектрическая фаза), а именно, участок температурной зависимости сопротивления полупроводникового типа [12]. Сверхпроводимость существует в диэлектрической фазе до уровней замещения x ~ 0.8 (p ~ 0.1). Несверхпроводящие образцы с концентрацией дырок p < 0.1 характеризуются полупроводниковой температурной зависимостью удельного сопротивления в широком интервале температур.
Монокристаллы с составами B^SroLao^CuO^ и Bi2SrL i8Lao.82Cu06+¿ выращены методом свободной кристаллизации в пустотах расплава при его охлаждении от 1020 °С
до 920 °С со скоростью 1-2°/час с последующим охлаждением до комнатной темпера°
геновской дифрактометрии [14]. Тестирование на сверхпроводимость проводилось по динамической магнитной восприимчивости и по сопротивлению. В образцах не обнаружено сверхпроводящего перехода или его признаков при понижении температуры до температуры 1.8 К. Относительное изменение AL/L длины кристаллов L измерялось дилатометрическим методом с чувствительностью ~5 • 10-7 вдоль произвольного направления в (аб)-плоскости в диапазоне температур 7-50 К. Измерения проводились относительно плавленого кварца, имеющего малый коэффициент расширения. В экспериментальные результаты вносилась поправка на его температурную зависимость.
На рис. 1 показано изменение длины кристаллов в (аб)-плоскости при их нагревании, измеренное относительно кварца, в постоянном магнитном поле различных значений. Результаты обнаруживают сильное влияние магнитного поля на тепловое расширение образцов, причем эффект зависит от величины и ориентации магнитного поля. Соответствующие температурные зависимости КТР образцов а (рис. 2, рис. 3) представляют собой зависимости величины (dL/dT)/L от температуры с поправкой на температурную зависимость КТР кварца.
При измерениях в нулевом магнитном поле для всех образцов выявлены темпера-ту рные области сжатия в (аб)-плоскости при нагревании. Отрицательный коэффициент
Рис. 1: Температурные зависимости относительного изменения длины АЬ/Ь в (аЪ)-плоскости монокристаллов ВтъЗг^ЬаояСиОб+й (образец Ьа0.8 (а)) и ВъЗг^яЬаожСиОб+б (образец Ьа0.82 — 1 (Ь) и образец Ьа0.82 — 2 (с)), в магнитном поле 0 3 и 6 Тл, параллельном (жирные линии) и перпендикулярном (тонкие аЪ
дены результаты измерений относительно кварца. Положение кривых относительно АЬ/Ь
теплового расширения а обнаруживается в близких температурных диапазонах (рис. 2). Сравнение с полученными ранее данными для сверхпроводящих составов системы Ьа-В12201 [3] выявило некоторое расширение аномалии в область высоких температур. Расширение температурной области сжатия при допировании лантаном коррелирует со снижением концентрации дырок и ростом уровня напряжений [14]. В физической модели с ВЗП результат объясняется повышением амплитуды ВЗП в результате ослабления экранирования свободными носителями [3, 4].
Рис. 2: Температурные зависимости коэффициента теплового расширения а в (аЪ)-плоскости (с коррекцией на тепловое расширение кварца) монокристаллов Ш23г1.2ЬаояСиОб+г (образец Ьа0.8) и В^вгх^Ьсо^СиО^ (образец Ьа0.82 — 2) в магнитном поле 0 3 и 6 Та, параллель ном (аЪ)-плоскости - (а) и (Ъ), и перпендикулярном аЪ
Измерения во внешнем магнитном поле 3 и 6 Тл в геометрии, когда оно параллельно или перпендикулярно с-оси кристаллов, выявили анизотропный характер влияния поля на тепловое расширение с целым рядом особенностей.
аЪ
расширение в двух из кристаллов, причем, степень подавления аномалии в образцах различна (рис. 1(а), (Ь)). Для третьего кристалла (рис. 1(с)) подавление отрицательного теплового расширения параллельным плоскостям полем не обнаруживается. На рис. 2(а), (Ь) показано, как меняется температурная зависимость КТР в случае мак-
аЪ
2-Ю"6
МО"6
й
3 6
О
-МО"6
10
20
30
40
Т, К
Рис. 3: Температурные зависимости коэффициента теплового расширения а тексту-рированного несверхпроводящего образца Н(12-хСехСи04-з в направлении, перпендикулярном преимущественной ориентации с-о си, в магнитном поле 0 3 и 6 Тл, приложенном в этом же направлении. Значения магнитного поля указаны рядом с кривыми.
иитным полем. В перпендикулярном (аЬ)-плоскости поле (Н У с) (рис. 2(с), (<!)) для обоих образцов обнаруживается немонотонный характер влияния магнитного поля на КТР.
Как видно из рис. 1, анизотропное влияние магнитного поля на тепловое расширение исследованных образцов различно. В первом образце (рис. 1(а)) анизотропное влияние ярко выражено, во втором - практически не видно (рис. 1(Ь)), в третьем - проявляется обратная анизотропия (рис. 1(с)). Это различие определяется тем, что отрицательное тепловое расширение образцов подавляется параллельным магнитным полем в различной степени. Природа такого различия не ясна. Предположительно, оно может быть связано с существованием в исследованных монокристаллах несоразмерных модуляций по Ь-оси [14]. Линейный КТР в (аЬ)-плоскости может оказаться анизотропным. Можно также предположить зависимость влияния на КТР параллельного плоскостям магнитного поля (Н\\аЬ) от угла приложения относительно осей а и Ь кристалла.
Мы не исключаем также, что различное анизотропное влияние магнитного поля на КТР в различных образцах (рис. 1) является следствием конкуренции двух сосуществующих механизмов аномалии с анизотропным электронным и спиновым упорядочением [4, 5]. Присутствием второго механизма можно объяснить немонотонный характер зависимости КТР материала от магнитного поля (Н\\с) (рис. 2).
В литературе обсуждается сосуществование двух энергетических щелей, сверхпроводящей и диэлектрической ВЗП-тцели в частично диэлектризованньтх ВТСП [15]. Хотя исследуемые образцы диэлектрической фазы Ьа-В12201 не обнаруживают сверхпроводящего перехода, в этом материале не исключено присутствие локальной сверхпроводимости. обусловленной флуктуациями плотности состояний вблизи перехода металл-диэлектрик [16]. Действительно, в составах диэлектрической фазы системы Ьа-В12201 при Т > Тс наблюдается рост удельного сопротивления под действием магнитного поля [12]. который можно интерпретировать как восстановление нормального состояния при подавлении флуктуаций сверхпроводимости. Не исключено, что обнаруженные для хорошо сверхпроводящих составов ВТСП аномалии упругих свойств в магнитном поле [18] могут проявиться в режиме флуктуирующей сверхпроводимости.
В настоящей работе мы также провели первые исследования низкотемпературного теплового расширения ВТСП с электронным типом проводимости. Цилиндрический текстурированный образец Кс12-жСежСи04-г с преимущественной радиальной ориента-с
Параметр решетки с = 12.09 А материала отвечает несверхпроводящему составу, близкому к началу сверхпроводимости [17]. Цилиндр был разрезан вдоль оси на два полуцилиндра. Тепловое расширение измерялось на тттлифе вдоль оси полуцилиндра, то
с
кладьтвалось в этом направлении. Такая геометрия, качественно, отвечает измерению теплового расширения в (аЪ)-плоскости, выходящей на шлиф, в параллельном ей магнитном поле. Обнаружены температурные области отрицательного теплового расширения, как в дырочных ВТСП, а также признаки немонотонной зависимости КТР от магнитного поля (рис. 3).
Таким образом, на исследованных монокристаллах системы Ьа-В12201 в диэлектрической фазе с составами В^БгоЬао^СиО^г и В128г1Л8Ьао.82СиОб+г, не обнаруживающими сверхпроводящего перехода, выявлены температурные области аномального, от-
аЪ
вьте обнаружено также отрицательное тепловое расширение ВТСП с электронным типом проводимости Кс12-жСежСи04-г, причем на образце, не имеющем сверхпроводящего перехода. Исследовано влияние внешнего магнитного поля 3 и 6 Тл, приложенно-
с
аЪ
ружена зависимость КТР от величины и ориентации магнитного поля. Анизотропный
характер влияния магнитного поля на сжатие ВТСП в (аб)-плоскости ассоциируется с анизотропным электронным упорядочением, возможно, с волной зарядовой плотности [4] или спиновым упорядочением [5] в плоскости Си02- Сравнение с результатами, полученными ранее на сверхпроводящих составах La-Bi2201 [3], показывает расширение диапазона температур отрицательного КТР в несверхпроводящей диэлектрической фазе. В модели с ВЗП это объясняется ослаблением экранировки свободными носителями [4]. Однако природа других особенностей аномалии остается не выясненной. К ним относится немонотонное изменение КТР в магнитном поле (H||с), а также различная степень подавления аномалии параллельным (аб)-плоскостям магнитным полем в различных образцах материала. Как мы полагаем, такие особенности могут возникнуть при сосуществовании различных электронных механизмов аномалии. Одним из механизмов может являться также флуктуационная сверхпроводимость в диэлектрической фазе. Для более полного понимания природы аномалий теплового расширения ВТСП представляется актуальным экспериментально исследовать зависимости их КТР от магнитного поля в различной геометрии.
Работа выполнена при поддержке РФФИ, грант Л"2 10 02 01339-а, и Министерства образования и науки.
ЛИТЕРАТУРА
[1] X. V. Anshukova, Yu. V. Boguslavski, A. I. Golovaskin, et al., Journal of Superconductivity 7(2), 427 (1994).
[2] H. В. Антттукова, А. И. Головаттткин, Л. И. Иванова и др.. Письма в ЖЭТФ 71, 550 (2000).
[3] Н. В. Антпукова, А. И. Головатпкин, Л. И. Иванова и др., ЖЭТФ 129, 1043 (2006).
[4] А. И. Головатпкин, А. П. Русаков, ФТТ 49, 1363 (2007).
[5] А. С. Mclaughlin, F. Slier, J. P. Attfield, Nature 436, 829 (2005).
[6] A. Hosomichi, Y. Xue, S. Xaher, et al., J. Phys. Chem. Sol. 66, 583 (2005); H. Suzuki, Y. Xue, A. Hosomichi, et al., Supercoud. Xov. Magu. 19, 89 (2006).
[7] А. И. Дмитриев, В. M. Каминский, Г. В. Латпкарев и др., ФТТ 51, 2207 (2009).
[8] А. С. Москвин, К). Д. Панов, Н. В. Мельникова, ЖЭТФ 126, 1267 (2004).
[9] Y. Ivohsaka, С. Taylor, К. Fu.jita, et al., Science 315, 1380 (2007).
[10] W. D. Wise, M. С. Boyer, Iv. Chatterjee, et al., Nature Physics 4, 696 (2008).
[И] A. Damascelli, Z. Hussaiu, Z.-X. Slien, Rev. Mod. Phys. 75, 473 (2003). [12] S. Oiio, Ando Yoichi, T. Murayama, et al., Phys. Rev. Lett. 85, 638 (2000). R. Manzke, R. Müller, С. Janowitz, et al., Phys. Rev. В 63, 100504(R) (2001).
[14] В. П. Мартовицкий, А. Крапф, Л. Дюди, Письма в ЖЭТФ 85, 349 (2007).
[15] А. И. Войтенко, А. М. Габович, ФТТ 52, 20 (2010).
[16] Т. М. Бурбаев, В. А. Курбатов, ФТТ 40, 1190 (1998).
[17] В. И. Воронин, А. Е. Карькин, Б. Н. Гощицкий и др., ФТТ 40, 117 (1998).
[18] Т. Hauaguri, Т. Fukase, Т. Suzuki, et al., Physica В 194-196, 1579 (1994).
Поступила в редакцию 29 декабря 2010 г.
