CC BY
6
УДК 538.9
ГИГАНТСКАЯ МАГНИТОСТРИКЦИЯ МОНОКРИСТАЛЛА
Bi2Sr2-xLaxCuO6+(5 (x = 0.8)
И. Б. Крынецкий1, А. С. Москвин2, В. П. Мартовицкий3,
Н.П. Шабанова3, С.Ю. Гаврилкин3, А. В. Варлашкин3
Гигантская магнитострикция монокристалла Bi2Sr2-xLaxCuO6+s (La-Bi2201) при x = 0.8 впервые обнаружена в области низких температур. Данный состав находится на границе диэлектрик/сверхпроводник фазовой диаграммы высокотемпературного сверхпроводника (ВТСП) La-Bi2201. Образец являлся сильно недодопированным, несверхпроводящим La-Bi2201 и ранее демонстрировал аномальное магнитозависи-мое отрицательное тепловое расширение при низких температурах. Нами наблюдалась гигантская магнитострикция величиной порядка 10-4, известной для сверхпроводящих ВТСП купратов. Эффект наблюдался в диапазоне температур от 6 до 70 K. Результаты указывают на остаточную флуктуирующую сверхпроводимость, которая в ВТСП наблюдается до высоких температур.
Ключевые слова: сильно недодопированный ВТСП купрат La-Bi2201, гигантская магнитострикция, остаточная флуктуирующая сверхпроводимость.
Высокотемпературные сверхпроводящие (ВТСП) купраты демонстрируют ряд маг-нитоупругих свойств, связанных с переходом в сверхпроводящее состояние [1-5]. В частности, известна гистерезисная магнитострикция [3, 4], значительно большая, чем у обычных сверхпроводников [5]. В данной работе наблюдались неожиданно большие значения магнитострикции несверхпроводящего монокристалла сильно недодопирован-ного ВТСП купрата Bi2Sr2-xLaxСиОб+г (La-Bi2201) с уровнем замещения x = 0.8. На
1 МГУ им. М.В. Ломоносова, 119991 Россия, Москва, Ленинские горы, 1.
2 Уральский федеральный университет им. Б. Н. Ельцина, 620002 Россия, Свердловская область, Екатеринбург, ул. Мира, 19.
3 ФИАН, 119991 Россия, Москва, Ленинский пр-т, 53; e-mail: shabanovanp@lebedev.ru.
c >Л
фазовой диаграмме La-Bi2201 [6] при x < 0.8 появляется сверхпроводящая фаза. Таким образом, состав нашего образца находился в пограничной области фаз сверхпроводник/диэлектрик.
Электронный допинг, вызванный замещением Sr на La в Bi2Sr2-xLaxСиОб+г снижает концентрацию свободных дырок p, и при оптимальном допировании x ~ 0.4 и концентрации дырок p ~ 0.15 на атом меди температура сверхпроводящего перехода Tc достигает максимума около 33 К [6]. При дальнейшем замещении (режим "underdoped Tc падает и сверхпроводимость исчезает при уровне замещения выше x ~ 0.8 (p ~ 0.10 на атом меди). Несверхпроводящие образцы (x > 0.8) характеризуются полупроводниковой температурной зависимостью удельного сопротивления [6]. С целью исследования особенностей теплового расширения подобного "диэлектризованного" ВТСП [7], где, как мы первоначально полагали, влияние сверхпроводящего параметра порядка электронной подсистемы на динамику кристаллической решетки минимизировано, ранее нами были отобраны монокристаллы La-Bi2201 с уровнями замещения x > 0.8. Предполагалось, что отрицательное тепловое расширение (ОТР) материала обусловлено переходом в состояние с волной зарядовой плотности (ВЗП). Однако по результатам этих исследований, не исключалась связь магнитозависимости ОТР с остаточной флуктуирующей сверхпроводимостью.
Наш образец Bi2Sr2-xLaxCuO6+^ с уровнем замещения x = 0.8 уже демонстрировал аномальное, магнитозависимое ОТР [7]. Причем в несверхпроводящих монокристаллах La-Bi2201 той же серии с более высоким уровнем замещения x = 0.82 подобной аномалии не обнаружено. Измерения магнитострикции монокристалла Bi2Sri.2Lao.8CuO6+<5 c аномально магнитозависимым ОТР являются продолжением исследования магнито-упругих свойств La-Bi2201 и их связи с параметрами порядка ВТСП.
Технологические детали синтеза образцов La-Bi2201 и их детальные структурные исследования были опубликованы [8, 9]. Монокристаллы состава Bi2Sr1.2La0.8CuO6+^ были получены в процессе охлаждения расплава с небольшим избытком висмута. Размеры кристаллов достигали 4-5 мм в длину, 2-3 мм в ширину и 50 мкм в толщину. Исследуемый монокристалл имел форму пластины с размерами 2.5x4.2x0.05 мм3 с кристаллографической осью с, перпендикулярной плоскости. Тестирование монокристаллов на сверхпроводимость проводилось по динамической магнитной восприимчивости и по сопротивлению. Измерения не обнаружили признаков сверхпроводящих переходов при температуре выше 1.8 К [7, 9]. Тензометрические измерения проводились в диапазоне 6-70 K.
Измерения магнитострикции проводились с помощью тензометрического дилатометра с чувствительностью по относительной деформации не хуже 5 • 10-7. Датчики были изготовлены из сплава, специально предназначенного для измерений в сильных магнитных полях [10], детали измерительного метода описаны ранее [11]. Измерялось относительное изменение АЬ/Ь длины образца Ь вдоль некоторого направления в (аЬ)-плоскости. Внешнее магнитное поле прикладывалось параллельно направлению измерения деформации (продольное магнитное поле, Н||аЬ) и перпендикулярно ему (поперечное магнитное поле, Н ± аЬ).
Результаты измерений магнитострикции монокристалла В^ГоЬаавСиОб+г показаны на рис. 1, 2.
0 1 2 3 4 5 6
Magnetic field, Т
Рис. 1: Кривые магнитострикции монокристалла Ьй-Бг2201 (х = 0.8) в продольном магнитном поле. Измерения проводились при различных фиксированных температурах, значения температуры показаны рядом с кривыми.
Рис. 1 демонстрирует кривые магнитострикции монокристалла В128г12Ьа0.8СиОб+г при различных фиксированных температурах в продольном магнитном поле. Введение продольного магнитного поля вызывало сжатие образца (АЬ/Ь < 0). Магнитострикция достигала гигантских значений порядка -1 • 10-4, известных для монокристаллических образцов ВТСП купратов В128г2СаСи2О8 и Ьа2-Х8гХСиО4 в сверхпроводящем состояния [3, 4]. Кроме того, при Т = 6.3 К после уменьшения поля до нуля образец оставался деформированным с большими остаточными деформациями -0.9 • 10-4. Несмотря на то, что максимальное значение магнитострикции в поле 6 Тл резко снижается с температу-
рой, довольно большое её значение —4 • 10-5 наблюдается практически до температуры жидкого азота. Остаточная же деформация резко падает с ростом температуры, обращаясь в ноль при Т = 20 К. Кривые магнитострикции носили гистерезисный характер с сильной температурной зависимостью.
Магнитострикция монокристалла в поперечном магнитном поле резко отличается от магнитострикции в продольном поле. Она имеет противоположный, положительный знак и величину на два порядка меньше (рис. 2). Дискретность точек на графике связана с пределом разрешения прибора.
Рис. 2: Кривая магнитострикции монокристалла Ьй-Бг2201 (х = 0.8) в поперечном магнитном поле при температуре Т = 7.7 К. Сплошная линия проведена усреднением соседних значений.
Разница в величинах поперечной и продольной магнитострикции наблюдалась во многих сверхпроводниках [5]. Однако следует отметить, что в сверхпроводящих монокристаллах ВТСП эта разница не так велика, как в наблюдаемом нами случае.
И. 1ки1а е1 а1. [3] была предложена модель для объяснения магнитострикции монокристаллических образцов ВТСП купрата Б12Бг2СаСи208. Модель связывает гистерезисный характер магнитострикции в сверхпроводниках II рода с пиннингом магнитного потока на дефектах структуры. Сжимающая сила действует на кристалл в процессе увеличения поля, в силу того, что пиннинг потока препятствует его вхождению в образец, в процессе уменьшения поля образец расширяется. Поскольку движение потока необратимо, то кривая магнитострикции получается гистерезисной.
Мы предположили, что наблюдаемая нами магнитострикция несверхпроводящего Ьа-В12201 связана с остаточной флуктуирующей сверхпроводимостью, сохраняющейся в материале. В ВТСП купратах выше температуры Тс существует фаза, в которой аномальные свойства сохраняются до достаточно высоких температур. Ее называют фазой псевдощели [12]. Доказательства существования остаточной флуктуирующей сверхпроводимости в Ьа-В12201 при температурах намного выше Тс, как и во многих других купратах, были получены на основе измерений теплоемкости [13], угловых измерений магнитного крутящего момента [14], сигнала Нернста и диамагнетизма [15, 16]. Диамагнитный отклик наблюдался также для несверхпроводящего Ьа2-Х8гХСиО4 [16].
В псевдощелевой области температур в магнитном поле возможны спонтанные вихревые возбуждения [12]. Наблюдения сигнала Нернста в дырочных ВТСП купратах свидетельствуют о том, что вихревые возбуждения существуют при температурах на 50-100 К выше Тс [15]. В несверхпроводящем купрате В12201 в диэлектрическом состоянии в магнитном поле также обнаружены вихреподобные возбуждения [17].
Мы предполагаем, что флуктуационные вихревые возбуждения, возникающие в несверхпроводящем образце, вызывают пиннинг потока и, как следствие, магнито-упругие эффекты, в частности, магнитострикцию. Наблюдаемая температурная зависимость магнитострикции может быть следствием температурной зависимости силы пиннинга также, как в обычных сверхпроводниках.
Отметим также, что образование волн зарядовой плотности в сильном магнитном поле, приложенном параллельно аЬ-плоскости, обнаружено в недодопированном Ьа-В12201 [18]. На фазовой диаграмме Ьа-В12201 начальная температура ВЗП находится примерно над критическим уровнем замещения х ~ 0.8 [18]. Мы не исключаем, что обнаруженная нами магнитострикция монокристалла В128г2-ХЬаХСиОб+г (х = 0.8) может быть связана с формированием ВЗП [10].
В заключение еще раз подчеркнем, что нами впервые обнаружена аномально большая магнитострикция в несверхпроводящем купрате В128г12Ьа0.8СиОб+г, которая достигала гигантских величин порядка 10-4, характерных для монокристаллических образцов ВТСП купратов В128г2СаСи2О8 и Ьа2-Х8гХСиО4 в сверхпроводящем состоянии. Эта магнитоупругая аномалия скорее всего связана с остаточной флуктуирующей сверхпроводимостью, существующей до 70 К, и связанным с ней пиннингом магнитного потока, хотя нельзя исключить и эффект образования волн зарядовой плотности в магнитном поле.
ЛИТЕРАТУРА
[1] T. Hanaguri, T. Fukase, T. Suzuki, et al., Physica B 194-196(2), 1579 (1994). DOI:
10.1016/0921-4526(94)91289-0.
[2] M. Nohara, T. Suzuki, Y. Maeno, et al., Phys. Rev. B 52(1), 570 (1995). DOI:
10.1103/PhysRevB.52.570.
[3] H. Ikuta, N. Hirota, Y. Nakayama, et al., Phys. Rev. Lett. 70(14), 2166 (1993). DOI:
10.1103/PhysRevLett.70.2166.
[4] H. Ikuta, N. Hirota, K. Kishio, K. Kitazawa, Physica C: Superconductivity 235(1), 237
(1994). DOI: 10.1016/0921-4534(94)91357-9.
[5] A. Nabialek, H. Szymczak, V. V. Chabanenko, J. Low Temp. Phys. 139(1), 309 (2005).
DOI: 10.1007/BF02769588.
[6] S. Ono, Y. Ando, T. Murayama, et al., Phys. Rev. Lett. 85(3), 638 (2000). DOI:
10.1103/PhysRevLett.85.638.
[7] И. Б. Крынецкий, А. Крапф, В. П. Мартовицкий и др., Краткие сообщения по
физике ФИАН 38(12), 3 (2011). DOI: 10.3103/S1068335611120013.
[8] В. П. Мартовицкий, ЖЭТФ 129(6), 1087 (2006). DOI: 10.1134/S1063776106060094.
[9] В. П. Мартовицкий, А. Крапф, Л. Дюди, Письма в ЖЭТФ 85(6), 349 (2007). DOI:
10.1134/S0021364007060069.
[10] И. Б. Крынецкий, В. А. Кульбачинский, Н. П. Шабанова и др., ЖЭТФ 143(5),
1005 (2013). DOI: 10.1134/S1063776113050051.
[11] И. Б. Крынецкий, В. А. Кульбачинский, М. В. Голубков и др., ЖЭТФ 146(3), 761
(2014). DOI: 10.1134/S1063776114090167.
[12] P. W. Anderson, Nature Phys. 3(3), 160 (2007). DOI: 10.1038/nphys539.
[13] H. H. Wen, G. Mu, H. Q. Luo, et al., Phys. Rev. Lett. 103(6), 067002 (2009). DOI:
10.1103/PhysRevLett.103.067002.
[14] H. Xiao, T. Hu, W. Zhang, et al., Phys. Rev. B 90(21), 214511 (2014). DOI:
10.1103/PhysRevB.90.214511.
[15] Y. Wang, L. Li, N. P. Ong, Phys. Rev. B 73(2), 024510 (2006). DOI:
10.1103/PhysRevB.73.024510.
[16] L. Li, Y. Wang, S. Komiya, et al., Phys. Rev. B 81(5), 054510 (2010). DOI:
10.1103/PhysRevB.81.054510.
[17] S. I. Vedeneev, D. K. Maude, Phys. Rev. B 72(21), 214514 (2005). DOI:
10.1103/PhysRevB.72.214514.
[18] S. Kawasaki, Z. Li, M. Kitahashi, et al., Nat. Commun. 8(1), 1267 (2017). DOI:
10.1038/s41467-017-01465-9.
Поступила в редакцию 12 октября 2022 г.
После доработки 26 декабря 2022 г. Принята к публикации 27 декабря 2022 г.
