CC BY
11
УДК 537.362
ОТРИЦАТЕЛЬНОЕ ТЕПЛОВОЕ РАСШИРЕНИЕ ПРИ НИЗКИХ ТЕМПЕРАТУРАХ И ЕГО СИЛЬНАЯ ЗАВИСИМОСТЬ ОТ МАГНИТНОГО ПОЛЯ В В128г2Си06
Н. В. Аншукова, А. И. Головашкин, Л. И. Иванова, И. Б. Крынецкий,
А. П. Русаков, Д. А. Шулятев
Измерено тепловое расширение а(Т) монекристаллических образцов ВТСП системы В12+хЗг2-х-уСи1+уОъ+е в области температур 4.2 — 80 К в нулевом магнитном поле и полях Н до 2.8 Тл. Как и в других ВТСП, найдено аномальное (отрицательное) тепловое расширение, при низких температурах Т < 20 А". При измерениях в магнитных полях обнаружена аномально сильная зависимость коэффициента теплового расширения а от Н: с ростом Н область отрицательных значений а смещалась в сторону низких температур. При более высоких температурах (Т « 30 —50 А') найдена особенность ос(Т), которая может быть связана с образованием псевдощели.
В ряде высокотемпературных сверхпроводящих систем (ВТСП) было обнаруже но аномальное (отрицательное) тепловое расширение а(Т) при низких температурах [1]. При этом в области аномалии наблюдалась сильная зависимость коэффициента теплового расширения от магнитного поля Н [2]. Эти аномалии наблюдались (при определенных уровнях легирования) в купратных ВТСП системах Ьа2-хЗгхСи04, УВа2Си3Ог-х1 В123г2СаСи20»: в висмутатах Ва1-хКхВЮз. ВаРЬхВг1-хОз, а также в МдДг [3]. Эффекты, как правило, проявлялись на качественных свежеприготовленных образцах. На примере системы Вал-хКхВЮ-х было показано [1], что аномалия теплового расширения наиболее сильно проявляется в области слабого легирования и исчезает при сильном легировании. Возникает вопрос: являются ли
указанные аномалии фундаментальным свойством всех ВТСП систем или это cneii.ii фические свойства отдельных систем? Если это фундаментальное свойство высокотем пературных сверхпроводников, то должна быть связь таких аномалий с механизмом высокотемпературной сверхпроводимости. Ответ на эти вопросы требует исследования других ВТСП систем, в которых еще не изучена зависимость а(Т, И).
В настоящей работе проведены измерения теплового расширения в области температур 4.2 - 80 К и влияния на него магнитных полей до 2.8 Тл на монокристаллических образцах Вг^+хвтг-х-уСих+уОв+й (Вг-2201) с разным уровнем легирования. Были изу чены образцы, приготовленные двумя методами: методом бестигельной зонной плавки с радиационным нагревом [4] и методом выращивания в газовой каверне внутри раствора расплава [5]. Исследования теплового расширения проведены на образцах двух типов: образцы первого типа имели состав х = 0.32 — 0.35, у = 0.07 — 0.1, 8 = 0.18 — 0.19 (эти образцы далее будут обозначены как В ¡-А)] образцы второго типа имели состав х = 0.19 — 0.20, у = 0.10 — 0.12, 8 = 0.10 (эти образцы будут обозначаться как В/ В). Состав образцов определялся с помощью электронного микроанализатора (методом ЕРМА). Образцы таких составов, как известно [6 - 8], находятся в области сильного легирования. При этом в образцах Вг-А, по нашим данным, концентрация дырочных носителей заряда р превышала концентрацию носителей в образцах Вг-В. Это связало с тем, что уменьшение концентрации дырочных носителей р с ростом содержания вп< мута с избытком компенсировалось увеличением р из-за роста концентрации кислорода. Исследование образцов с разной концентрацией дырочных носителей позволило полу чить информацию о ее влиянии на тепловые свойства в области сильного легирования.
Рентгеновское тестирование показало очень высокое качество исследованных образ цов. Дифрактограммы кристаллов состояли только из одной серии очень интенсивных рефлексов (00/). Параметры решетки для образцов Вг-А были: а = 5.410 Л, с = 24.55 А: для образцов В1-В эти параметры составляли: а = 5.390 А, с = 24.60 А. Полуширин;.! кривых качания указывают на высокое структурное совершенство кристаллов. Так в образцах типа Вг-А полуширина кривой качания рефлекса основной решетки (0016) составляла менее 0.2°. В обоих типах образцов наблюдалась сверхрешеточная модуля ция, коррелирующая с величиной критической температуры. Из известной зависимости периодов решетки системы Вг-2201 от состава следует, что данные рентгеновских измерений хорошо согласуются с данными, полученными методом ЕРМА. Критические температуры образцов Тс определялись из измерений дифференциальной магнитной вос-
приимчивости. Было найдено, что для образцов Вг-В Тс = 7.2 ± 0.1 А', для образцов Вх-А Тс <4 К.
Изменение длины образца АЬ/Ь измерялось дилатометрическим методом с помощью тензодатчиков с чувствительностью ~ Ю-' [9]. Магнитное поле было параллельно направлению, в котором измерялась деформация образца. Калибровка установки проводилась с помощью измерений теплового расширения образцов редкоземельных оксидов с хорошо изученной зависимостью а(Т).
Рис. 1. Типичные температурные зависимости теплового расширения в нулевом
магнитном поле для образцов Вг-А (кривая 1) и Ш-В (кривая 2). Для удобства наблюдения кривая для образца Вг-А сдвинута по оси ординат на величину 1 • Ю-4.
Рис. 2. Температурные зависимости коэффициента теплового расширения а(Т) = (1 /Ь)с1Ь/(1Т в области низкотемпературной аномалии для образцов Вг-В в разных магнитных полях Н. Точками обозначены полученные нами экспериментальные данные, кривые - интерполяция методом наименьших квадратов. Для удобства сравнения данные для а(Г), соответствующие разным магнитным полям, сдвинуты по оси ординат на величины, кратные 0.2 • Ю-4 А'-1.
На рис. 1 показаны типичные температурные зависимости АЬ/Ь при Н = 0 для образцов обоих типов (Вг-А и В1-В). На кривой для образца В1-В с меньшей кон центрацией носителей четко видны две особенности: "низкотемпературная" в области Т < 30 К и "высокотемпературная" в области Т ~ 50 А'. Для образцов Вг-А с более высокой концентрацией дырок зависимость АЬ/Ь имела лишь слабую "высокотемпературную" особенность в районе Г = 25 — 35 А. Для удобства наблюдения кривая для такого образца, приведенная на рис. 1, сдвинута по оси ординат на величину 1 • Ю-4.
При более низких температурах величина теплового расширения таких образцов была практически равна нулю (меньше чувствительности датчиков). При температурах, превышающих "высокотемпературную" особенность, зависимости ДL/L для обоих типов образцов не имели особенностей и соответствовали обычным для металлов температурным зависимостям с положительным значением коэффициента теплового расширения а.
Температурные зависимости коэффициента теплового расширения а = (1/L)dL/dT в области низкотемпературной аномалии и влияние на нее магнитного поля для образцов типа Вг-В показаны на рис. 2, где точками обозначены полученные нами экспе риментальные данные, кривые - интерполяция методом наименьших квадратов. Для удобства сравнения данные для а(Г), соответствующие разным магнитным полям, сдвинуты по оси ординат на величины, кратные 0.2 • Ю-4 А'-1. Видно, что с ростом магнитного поля наблюдается смещение области с а < 0 в сторону меньших температур. Зависимость температуры минимума а(Т) от магнитного поля показана на рис. 3.
F, 10"4
... Т'К
-------V- *Ч--
20 30 40 \ 50 60
--------
fr^^vv»^'4*-1---
'-V •
Н=2.28 Тл
Н=1.41 Тл Н=0
Рис. 3. Зависимость температуры минимума а{Т) от магнитного поля.
Рис. 4. Положения аномалий АL/L, наблюдающихся в области температур 30 — 55 А', для разных магнитных полей Н. Результаты (величина F) представлены в следующей форме: из экспериментальных данных вычиталась линейная зависимость, экстраполированная из области низких температур. Для удобства сравнения данные для AL/L, соответствующие разным магнитным полям, сдвинуты по оси ординат на величины, кратные 0.1 • Ю-4 А'-1.
Положения аномалий AL/L, наблюдающихся для образцов Bi-B в области более высоких температур (30 — 55 А'), для разных магнитных полей Н показана на рис. 4.
Результаты представлены в следующей форме: из экспериментальных данных вычиталась линейная зависимость, экстраполированная из области низких температур. Эта зависимость с высокой точностью описывалась линейным законом. Для удобства сравнения данные для АЬ/Ь, соответствующие разным магнитным полям, сдвинуты по осп ординат на величины, кратные 0.1 • Ю-4 К~х. Видно, что с увеличением магнитного поля начало аномалии смещается в область более низких температур. На рис. 5 показана зависимость температуры начала этой аномалии от Н.
Для обсуждения полученных результатов необходимо обратиться к фазовой диаграмме ВТСП. На рис. 6а схематично показана известная фазовая диаграмма для ВТСП системы Вг-2201 в единицах Т-р, где Т - температура, р - концентрация дырочных носителей заряда в пересчете на один ион меди [10]. Сплошной линией схематично показана зависимость Тс(р), пунктирной линией - зависимость Т*(р), где Т* - температура образования псевдощели. Исследованные нами образцы относятся к области сильного легирования с р ~ 0.2. На рис. 6Ь в зависимости от Тс сплошными кружками показаны полученные нами температурные положения высокотемпературных аномалий для двух типов изученных образцов, а квадратами - данные о Т* пз
работ [6, 7, 11]. Видно, что все точки довольно хорошо ложатся на линейную зависимость (точнее, оптимальная зависимость содержит небольшой квадратичный член, но из-за малого числа точек этот вывод является превышением точности). Это дает возможность предположить, что наблюдаемая нами высокотемпературная аномалия теплового расширения при 1 ^ 30 — 50 А' обусловлена образованием псевдощели. Таким образом, если принять этот вывод, псевдошель в системе Ш2+хЗг2-х-уСщ+уОъ+$ должна наблюдаться вплоть до концентраций носителей заряда р > 0.2, т.е. до границы области сверхпроводимости. С учетом этого и нарисована схематичная фазовая диаграмма на рис. 6а.
И 250
сб
^ 200
св
О-
О)
1150 £
100
0.05 0.1 0.15 0.2 0.25 0.3 Концентрация дырок на атом меди, р
Рис. 6. а) Схематичная фазовая диаграмма ВТСП в координатах Т-р, где Т - температура, р - концентрация дырочных носителей заряда в пересчете на один ион меди. Сплошная линия - зависимость Тс(р), пунктирная линия - зависимость Т*(р), где Т* - температура образования псевдощели, Ь) Зависимость Т* от Тс. Сплошными кружками показаны полученные нами температурные положения высокотемпературных аномалий, квадратами данные о Т* из работ [6, 1, 11].
В данном эксперименте наблюдается так называемая "диэлектрическая" псевдощель Дд, которая образуется для некоторых направлений обратной решетки согласно нашей модели [12] и приводит к повышению Тс. В экспериментах [7] убедительно показано, что псевдощель и сверхпроводимость в висмутовой системе имеют разную физическую
природу. Т.е. псевдощель не является "сверхпроводящей" псевдощелью. Согласно нашей модели [12] появление "диэлектрической" псевдощели А*П должно сопровождаться структурным искажением и наблюдаться в экспериментах типа теплового расширения (рис. 1). В то же время в системе, в принципе, может образовываться и "сверхпроводящая" псевдощель Д* (появление некогерентных пар носителей заряда), которая наблюдается в ряде экспериментов. Несмотря на разную физическую природу "диэлектрической" псевдощели Дд и сверхпроводящей щели Д, они взаимосвязаны, т.к. обе электронного происхождения.
В [7] было показано, что в отличие от других ВТСП систем, в системе Вг-2201 обе щели, - сверхпроводящая щель и псевдощель, - наблюдаются вплоть до самых низких температур. Это связано с большой разницей величин этих щелей. Поэтому они остаются различными по величине и не сливаются, как в других ВТСП. Было показано также, что такая большая разница величин щелей обусловлена сильной деформацией плоскостей СиО2 из-за наличия сильной модуляции в плоскостях ВЮ. Такая деформация приводит к подавлению сверхпроводящей щели и понижению Тс, но слабо сказывается на величине псевдощели. Это указывает на то, что на сверхпроводимость (величину Тс) влияет не только концентрация дырочных носителей, но и степень деформации О плоскостей Си02. Поэтому более полная фазовая диаграмма ВТСП систем должна строиться в координатах Т,р, Б. Наиболее ярко это проявляется в системе 5г-2201, где, уменьшая степень деформации (с помощью легирования лантаном и свинцом), удалось повысить Тс с 7 К до 47 А' [13].
Нужно отметить, что так же как и в других ВТСП системах, например, в Ва\-хКхВЮъ [2] при очень сильном легировании в системе В12+хЗг2-х-уСи\+уОъ+б величина а положительна во всей области температур. Однако при уменьшении уровня легирования (т.е. концентрации дырочных носителей) возникает аномалия теплового расширения (а < 0) в области низких температур. Температурная область аномалии а увеличивается при уменьшении концентрации дырочных носителей заряда.
Так же как и в других ВТСП системах [1 - 3], в В12+хЗг2-х-уСи1+уОв+б наблюдается аномально сильная зависимость отрицательного теплового расширения от магнитного поля. Это указывает на электронную природу возникновения аномального (отрицательного) а [14].
На рисунках 3 и 5 показаны изменения температуры минимума а(Т) и положения высокотемпературной аномалии с магнитным полем. В первом приближении эти зависимости линейны, поэтому легко оценить, в каком поле аномалии исчезнут. Оказалось, что
магнитное поле, необходимое для подавления обеих аномалий, составляет 7-11 Тл. К сожалению, мы не имели таких полей, чтобы проверить этот вывод экспериментально.
Полученные новые данные дают дополнительные основания считать, что наблю даемые аномалии тепловых свойств и их зависимость от магнитного поля и уровня легирования являются фундаментальным свойством ВТСП систем.
Авторы благодарят Г. А. Калюжную за предоставление образцов, выращенных в газовой каверне внутри раствора-расплава, В. П. Мартовицкого за проведение рентгеновского анализа и С. А. Зверькова за измерения состава образцов. Работа выполнена при поддержке РФФИ (проект N 01-02-16395) и Минпромнауки (ФЦНТП "Теоретические и экспериментальные исследования механизмов ВТСП").
ЛИТЕРАТУРА
[1] Anshukova N. V., Golovashkin A. I., I v а п о v a L. I., et al. Intern. J. Modern Phys., 12, 3251 (1998).
[2] А н ш у к о в а Н. В., Г о л о в а ш к и н А. И., Иванова Л. И. и др. Письма в ЖЭТФ, 71, 550 (2000).
[3] А н ш у к о в а Н. В., Б у л ы ч е в Б. М., Головашкин А. И. и др. ЖЭТФ, 124, 80 (2003).
[4] А р г е 1 е v А. М., G г a z h u 1 i s V. A., S h u 1 у a t e v G. A., et al. Phys. Low-Dim. Struct., 10, 31 (1994).
[5] G о r i n a Y. I., К a 1 j u s h n a i a G. A., Senturina N. N., and Stepanov V. A. Solid State Comm., 126, 557 (2003).
[6] К u g 1 e г M., Ф i s с h e r F., R e n n e r C., et al. Phys. Rev. Lett., 86, 4911 (2001).
[7] Yurgens A., Winkler D.,Claeson Т., et al. Cond-mat. 0212562 (2002).
[8] A n d о Y.,H anaki Y., О n о S., et al. Phys. Rev., B, 61, 4911 (2001).
[9] A n s h u k о v a N. V., Golovashkin A. I., Bugoslavskii Y. V., et al. J. Supercond., 7, 427 (1994).
[10] A n d о Y., H a n a k i Y,Ono S., et al. Phys. Rev., B, 61, R14956 (2000). [И] H о u X. H.,Zhu W. J., L i J. Q., et al. Phys. Rev., B, 50, 496 (1994).
[12] Аншукова H. В., Головашкин А. И., Иванова Л. И., Русаков А. П. ЖЭТФ, 123, 1045 (2003).
[13] Jianwu Z., С h a n g j i n Z., S h u n Т., et al. Supercond, Sci. Technol., 14, 599 (2001).
[14] Аншукова Н. В., Булычев Б. М., Г о л о в а ш к и н А. И. и др. ФТТ, 45, 8 (2003).
Поступила в редакцию 1 сентября 2003 г.
