CC BY
13
УДК 537.312.62
ОПРЕДЕЛЕНИЕ ПЛОТНОСТИ ЭЛЕКТРОННЫХ СОСТОЯНИЙ RBa2Cu307 И Ndx 85Се0 15Cu04 ИЗ ДАННЫХ ДЛЯ КРИТИЧЕСКОГО ПОЛЯ Нс2
С. И. Красносвободцев, Н. П. Шабанова, В. С. Ноздрин, Е. В. Печень,
А. И. Головашкин
Исследуется изменение верхнего критического магнитного поля Нс2 высокотемпературных сверхпроводников (ВТСП) RBa2Cu307 (R = Y, Но) и NdlA5Ce0^CuO, при увеличении концентрации дефектов. Из зависимости //с2 от удельного сопротивления в интерпретации теории ГЛАГ проводятся оценки плотности электронных состояний на уровне Ферми N(0). Рассматривается роль N(0) в формировании Тс ВТСП.
Исследование чувствительности критических параметров к дефектам струк гуры является важным направлением изучения механизма сверхпроводимости в материалах различных классов. К настоящему времени накоплен значительный экспериментальный материал, касающийся влияния радиационного облучения на критическую температуру Тс [1 - 3] и критический ток [3-5]. Ценная информация об основных электронных характеристиках может быть получена в результате измерений температурной зави симости верхнего критического поля НС2(Т) сверхпроводников с различной степенью дефектности [6, 7]. Такой способ определения электронных характеристик оперирует с зависимостью Нс2 от удельного сопротивления р и не требует привлечения дополнительных экспериментальных данных (коэффициента электронной теплоемкости [8] или плазменной частоты [9, 10]). Детальные исследования, предпринятые для соединений NbC со структурой В1 [7, 11, 12] и Nb3Sn со структурой А15 [6. 7] позволили сделать прямые оценки плотности электронных состояний на уровне Ферми N(0), средней скорости Ферми, длины когерентности £ и других параметров. Прямое наблюдение изменения N(0) при внесении дефектов по зависимости НС2(р) дало возможность проанализировать влияние плотности электронных состояний на Тс этих соединений. В
то же время для высокотемпературных сверхпроводников (ВТСП) чувствительность Нс2 к дефектам структуры практически не исследована. Получение такой информации принципиально важно для изучения связи критических и электронных параметров этих материалов.
В настоящей работе исследуются верхние критические магнитные поля малодефек i ных пленок Ndi>85Ce0ji5CиО4 и пленок ЛВа2Си307 (R = Y, Но) с различной концентрацией радиационных дефектов, а также изучается возможность определения элок тронных характеристик по зависимости Яс2(/о) на основе теории Гинзбурга Ландау Абрикосова - Горькова (ГЛАГ).
Для измерений использовались эпитаксиальные пленки с ориентированной перпендикулярно поверхности подложки осью с. Пленки RBa^Cu^Oj с Тс = 90 К и резким "индуктивным" переходом (шириной менее 0,5 К), измеренным по магнитной восприимчивости на переменном токе, получали методом двухлучевого лазерного испарения [13]. Пленки Ndi &5Ce0 ^CuO^ выращивали тем же методом в атмосфере смеси Ar/О без последующего отжига (in situ) при давлении в напылительной камере 0,4 mopp. Концен трация кислорода в смеси составляла около 15%. Осаждение производилось на монокри сталлические подложки (100) SrTi03, разогретые до 780°С. Пленки Ndx$bCe0ti5CиО4 имели TC(R = 0) = 23,3 К и резкий (менее 0,5 К) индуктивный переход. Перехода в сверхпроводящее состояние измерялись по сопротивлению в постоянном магнитном поле. Концентрация дефектов менялась облучением ионами гелия с энергией 3,6 М:>В.
На рис. 1 и 2 представлены результаты измерений резистивных переходов полученных пленок в магнитном поле двух ориентаций относительно оси с. В отличие от обычных сверхпроводников, где магнитное поле приводит к сдвигу резистивного nepf хода в низкотемпературную область (рис. 3), в самых высокотемпературных сверхпро водниках, например, в ЯВа^СизОт, основным эффектом является уширение перехода (рис. 1). Механизм полевого уширения связан с сильными флуктуациями параметра порядка и диссипативным движением вихрей, обусловленными высокой температурой, относительно небольшой силой пиннинга и резкой анизотропией ВТСП. В связи с этим для RBa2Cu3Ö7 не представляется возможным прямо определить вызванный магнит ным полем температурный сдвиг фазового перехода и, соответственно, температурную зависимость НС2(Т).
В Ndi_85Ce0ti5CuO4, ВТСП с более низкой Гс, уширение перехода значительно меньше (рис. 2), и возможна оценка Нс2. Из полученных для малодефектных пленок этого соединения данных можно оценить наклон температурной зависимости перпендикуляр
Рис. 1. Сверхпроводящие переходы эпитаксиалъной пленки УВа2Си307 в перпендикулярном (а) и параллельном (б) ее поверхности (слоям Си02) магнитном поле Н = 0,10,20,30,40,50,60 и 70 кЭ (справа налево).
Рис. 2. Сверхпроводящие переходы эпитаксиалъной пленки N¿^Сво 15СиОА в перпендикулярном. (а) и параллельном (б) ее поверхности (слоям Си02) магнитном поле Н = 0,5,10,15,20,25 и 30 кЭ (справа налево).
ного критического поля: —¿Н^/дТ « 2 кЭ/К. Эта величина определена по сдвигу середины резистивного перехода в магнитном поле 30 кЭ. Соответствующая длина ко герентности Гинзбурга - Ландау {(0) в слоях Си02 составляет 82 А. Она найдена из
выражения
-dH^dT = ФО/2тгГс£2(0). (I)
Длина когерентности вдоль оси с £с(0) = 3,6 Л получена из анизотропии кри пт ских полей по отношению H\\/dH¿ = (/(с = 25. Высокая анизотропия показывает, что в этом материале в широкой температурной области реализуется условие квазидвумер ной сверхпроводимости £С(Т) < \/2s [14], где £С(Т) = (c(0)/yj\ — Т/Тс, у расстояние между слоями. Для Nd\£$Ce0¿$CuO<i s = 6 А.
Как показали исследования, проведенные нами для NbC и Nb3Sn, экспериментальная зависимость —dHc2/dT от удельного сопротивления в нормальном состоянии перед переходом рп при невысокой концентрации дефектов и постоянстве плотности состояний /V(0) близка к линейной [6, 7, 11], что находится в согласии с представлениями теории ГЛАГ. Экстраполяция такой зависимости к рп = 0 дает величину наклона —dH®2ldT для предельно чистого сверхпроводника. Скорость возрастания вклада рл< сеяния dHrildT — dH®2/dT с ростом удельного сопротивления определяется пло тное гью электронных состояний: \dHc2/dT — dH"2/dT\ ~ N(0)pn [11]. Точное выражение для пс ренормированной плотности электронных состояний N*(0) сверхпроводника с сильной связью имеет вид
,iV(0) = 3,03.10
рп[Ом ■ см)
где N*(0) = А^(0)(1 + А) в сост/эрг см3 (на два спина), Л - константа электрон фононного взаимодействия, г/ - поправка сильной связи, обычно близкая к 1. Н(р) вс<ч да близка к 1 и может быть оценена по соотношению величин грязного и чистою терма, да югцему также отношение длины свободного пробега электронов / к длине когерен i ности (и микротеории [6, 8].
Сравнение полученных нами результатов для Ndi s5Ce0¡i5CuOli и известных литс ратурных данных [15, 16] в терминах теории ГЛАГ показывает, что исследованные в настоящей работе пленки являются наиболее чистыми образцами, поскольку имеют минимальные из известных значения —dHc2/dT — 2 кЭ/К и рп = 50 чкОм ■ см. Сопоставление с данными [16] позволяет сделать осторожную оценку скорости роста наклона с удельным сопротивлением, что дает г/А'*(0) ~ 0,5 • Ю34 сост.¡'эрг ■ смл cu гласно выражению (2). Полученное значение подтверждается оценкой сверху //Л "(0) 1,2 • 1034 сост./эрг • смл из соотношения для грязного предела —dIIc2/dT ~ Л'(0)р.
Хотя, как показано выше, для RBa2Cu3Ü7 прямое определение Нс2 по резистивным переходам проблематично, в рамках разработанного на базе теории ГЛАГ метода был
предложен способ оценки критического поля как функции длиг]ы свободного пробега электронов /, определенной экспериментально при облучении образцов [6. 17]. Учи гы-валось изменение длины когерентности в плоскости ab £аб(0), определяющей искомую величину Нс2 в (I), при изменении /. Например, в грязном пределе £аб(0) = 0,8-")v/6î7.
Величина / в плоскости ab исходной пленки НоВа2С и307 с отношением сопротивлений /9(300)/рп — 3, подвергнутой ряду последовательных облучений, оценивалась исходя из данных, полученных после флюенса, при котором р(300)/рп снизилось до 0,9. Признаки локализации электронов на температурной зависимости сопротивления в нор мальмом состоянии позволяют считать, что длина свободного пробега, после облучения снизилась и достигла параметра решетки / ~ 4 А. Считалось, что длина пробега /0. обусловленная рассеянием на радиационных дефектах, растет с уменьшением их концентрации как /о ~ 1 /у/F, где F - флюенс. При низких флюенсах учитывался вклад рассеяния на фононах: 1// = \/l0 + l/lep, 1о/1сР = {рп — Ро)/Ро: где р0 остаточное сопротивление. 13 результате для исходной пленки получена оценка / ~ 30 А. Ьлизкие оценки получены для соединения YBaiCu3Oy [6], обнаруживающего аналогичное поведение при облучении.
13 ВТСП этого класса длина когерентности в плоскости ab составляет 10 20 А [18]. Для определенности предполагалось, что в исходном образце £аь(0) = 16 А. Изменение длины когерентности при облучении оценивалось из выражения £„/,(0) = 0, 71 Ço\J\ (/)■ где \ (/) = Д/(1 +О,88£о/0 функция Горькова. Учитывалось изменение £0 при деградации Тс [6, 17].
Основным качественным выводом для RBa2Cu307 является росг их критического поля IIс концентрацией дефектов (рис. 4), что противоположно результату, который получается при формальном определении пН~по сдвигу середины переходов в маги и гном поле.
Полученная зависимость —dH^/dT от рп отвечает неизменной плотности электрон пых с остояний, исключая область, соответствующую максимальному флюенсу. где име ет место локализация электронов. Оценка из выражения (2) дает для RВа2СилО-. также как и для Nd1A!iCeav>Cu04, невысокую величину r]N*(0) ~ 3,6 • 1034 гост/эрг ■ см'1 Для сравнения, обычный сверхпроводник Nb3Sn [4, 5], имея близкие к ¡Si d.\е.0ЛЬС аО л значения Тс и рп, характеризуется на порядок более высоким значением qN"{0) ~ 16 ■ 10 м состп/эрг ■ см3.
Учитывая, что // ~ 1 (для Nb3S7i rj = 1,17 [8]), можно заключить, что плотность электронных состояний на уровне Ферми исследованных высокотемпературных сверх
80 г
Т, К рп, мкОм см
Рис. 3. Сверхпроводящие переходы nлeнкuNb3Sn в магнитном поле Н ~ 0.10.20,30. Ю. ">(). (.0 и 70 кЭ.
Рис. 4. Зависимости наклонов — еШс2^Т, расе:читанного по изменению I и форма.и,но em.pt деленного по середине перехода еШс2/</Т" от удельного сопротивления рп г, плехкоетп аЬ пленки НоВа2Сия07. облученной ионами II++. Точки соответствуют флюе нсам: I = ()(о I. V = I • 10" см'2 (□),. Г = а-10" см-2 (0), F = I- 1016 см-2, (Л), Г = 1,3 • 10" см~- (у)
проводников NdX|ssCeo¡l5Cu04 и ИВа2Си307 низка. Анализ данных для НВа2С и показал, что она та,клее слабо меняется при облучении, в то время как величина 7 значительно снижается. Это дает основание полагать, что в ВТСП, в о тличие о-1 ! I". плотность электронных состояний не является параметром, определяющим высокую критическую температуру и ее деградацию при облучении.
Поскольку результаты для И.Ва2Си307, представленные в данной работе, носят оно средованный характер, детальное исследование изменения верхнего критического магнитного ноля N е!^ ¿зС ео^СиО^ при облучении позволит сделать прямую проверку ха рактера чувствительности Нс2 высокотемпературных сверхпроводников к дефек там и работоспособности представлений теории ГЛАГ с фононным механизмом.
Таким образом, в настоящей работе исследованы критические поля высоко темпе ратурных сверхпроводников ЯВа2Си307 (И = У, Но) и N¿\^Сеол5СиОл с различной степенью дефектности. Для малодефектной эпитаксиальной пленки Nе\)Л^( 'иО. на основе измерения Нс2(Т) оценена длина когерентности Гинзбурга Ландау £(0) = 82 1 в слоях Си02 и длина когерентности вдоль оси с £с = 3,6 А. Плотность электронных состояний этих ВТСП, полученная с позиций теории ГЛАГ с фононным механизмом п .
зависимости #с2 от рп, оказалась существенно ниже, чем в соединениях со структурой Л15. Предполагается, что в ВТСП величина /V(0) не является параметром, определяю щим высокую критическую температуру и ее деградацию при облучении.
Работа выполнена при поддержке Научного совета РНТП "Актуальные проблемы физики конденсированных сред" и Российского фонда фундаментальных исследований (гранты N 96-02-19696 и N 95-02-06052а).
ЛИТЕРАТУРА
[1] Kobayashi N., Linker G., Meyer О. J. Phys. F: Met. Phys., 17. 1191 (1987).
[2] E л e с и н В. Ф. Сверхпроводимость: физика, химия, техника, 4, 658 (1991).
[3] Е л е с и н В. Ф., Александров А. С. Вопросы атомной науки и техники: Физика радиационных повреждений и радиационное металловедение, вып. 3(31), I (1984).
[4] S с h i n d 1 e r W. et al. Physica C, 169, 117 (1990).
[5] E лесин В. Ф., Руднев И. А. Сверхпроводимость: физика, химия, техника. 4, 2055 (1991).
[6] Golovashkin A. I., Shabanova N. P. Physica С, 185-189. 2709 (1991).
[7] Шабанова Н. П., Красносвободцев С. И., Н о з д р и н В. С.. Г о л о в а ш к и н А. И. ФТТ, 38, 1969 (1996).
[8] Orlando Т. Р., М с N i f f Е. J., Foner S., В e a s 1 e у M. R. Phys. Rev. B, 19, 4545 (1979).
[9] Г о л о в а ш к и н А. И., Печень Е. В., Шабанова Н. П. ЖЭТФ. 82. 850 (1982).
[10] Г о л о в а ш к и н А. И., Печень Е. В., Шабанова Н. II. Труды ФИАН, 190. 128 (1988).
[11] Красносвободцев С. И. и др. ЖЭТФ, 108, 970 (1995).
[12] Shabanova N. P. et, al. Czech. J. Phys., 46, 853 (1996).
[13] G о 1 о v ashkin A. I. et al. Physica C, 162-164, 715 (1989).
[14] К 1 e m m R. A., Luter A., Be as ley M. K. Phys. Rev. B, 12. 877 (1975).
[15] H i d a k a Y., Suzuki M. Nature, 338, 635 (1989).
[16] M а о S. N. et al. Appl. Phys. Lett., 61, 2356 (1992).
[17] Shabanova N. P. et al. Physica C, 235-240, 1355 (1994).
[18] Мейлихов Е. 3., Шапиро В. Г. Сверхпроводимость: физика, химия техника, 4, 1437 (1991).
Поступила в редакцию 6 ноября 1996 I
