CC BY
69
© Г.С. Бурханов, Ю.К. Ковнеристый, С.А. Лаченков, Е.П. Хлыбов,
2007
УДК 669-669.2:537.312.62
Г.С. Бурханов, Ю.К. Ковнеристый, С.А. Лаченков,
Е.П. Хлыбов
ТЕМПЕРАТУРНАЯ ЗАВИСИМОСТЬ КРИТИЧЕСКИХ МАГНИТНЫХ ПОЛЕЙ СВЕРХПРОВОДНИКОВ СИСТЕМЫ Y-Dy-Rh-B*
\^орошо известно, что сверхпроводящее состояние вещества может быть разрушено под
Уж. воздействием достаточно большого внешнего или хорошо сформированного внутреннего магнитного поля. Предполагалось, что сверхпроводимость и магнетизм в одном образце одновременно существовать не могут, что подтверждалось многочисленными экспериментальными результатами. Однако за последние два десятилетия ряду исследователей, в том числе и нам, удалось синтезировать некоторые вещества совмещающие сверхпроводимость и магнетизм. К ним относятся, в частности, фазы Шевреля (ЯЕМо^8) и тройные бориды родия (ЯЕЯ.^ В4), содержащие редкоземельные металлы (RE) [1], а так же некоторые бориды и карбобориды типа YNi2B2C и YNi2B [2]. Установлено, что в этих соединениях наряду со сверхпроводимостью может существовать, в зависимости от редкоземельного металла, антиферромагнетизм, ферримагнетизм или ферромагнетизм. При этом сверхпроводимость и магнетизм оказывают взаимное влияние.
В настоящей работе рассмотрены магнитные сверхпроводники - тройные бориды родия с редкоземельными металлами, с точки зрения влияния их магнитной подсистемы на такие наиболее важные сверхпроводящие параметры как Тк (критическая температура сверхпроводящего перехода) и Вк2 (верхнее критическое магнитное поле). Эти сверхпроводящие параметры могут заметно понизиться при возникновении магнитоупорядоченного состояния в веществе, а характер их температурной зависимости, например Вк2 (Т), будет существенно отличаться от традиционного «классического». Для анализа особенностей зависимости Вк2 (Т) важны не только прямые измерения магнитных свойств исследуемых веществ, но и расчетные данные температурной зависимости магнитной восприимчивости х(Т). В работе [2] нами проанализированы участки кривой Вк2(Т) с положительно кривизной вблизи Тк для соединения YNi2B на основе теории, разработанной Вертхамером, Гельфандом и Хненбергом (ВГХ) [1]. Результаты расчета х(Т) хорошо согласовывались данными эксперимента.
В настоящей работе изучены аномалии температурной зависимости верхних критических полей (Вк2(Т) соединений типа КЕКЪ44В4 и их причины, исходя из особенностей температурной зависимости магнитной восприимчивости %(Т) на основе теории (ВГХ).
Методическая часть
Сверхпроводники системы Y-Dy-Rh-B были синтезированы как прямым сплавлением на медном водоохлаждаемом поду в аргонно-дуговой печи [3] так и в специальной камере типа “Тороид”, которая обеспечивала условия квазигидростатического сжатия при давлении ~ 8 ГПа [4] и температуре до 2000 0С.
В дальнейшем образцы, синтезированные посредством плавки в аргонно-дуговой печи будем обозначать (а.д.), а синтезированные в условиях высокого давления (в.д.).
Рентгенографические исследования образцов выполнены на дифрактометре ДРОН-3М в интервале углов 2© 10 - 90° (А,СиКа, на дифрагированном пучке в пошаговом режиме со временем набора импульсов 10 сек. и величиной шага 0.05°). Результаты исследований, методика и программы для расчета рентгеновских данных изложены в [5].
Удельное электросопротивление образцов измерено четырехточечным методом при температурах от 4.2 К до 300 К, погрешность измерения температуры не хуже 0.1 К. В отдельных случаях удельное электросопритивление измерялось при температурах до 1,6 К.
У некоторых образцов оно было измерено в магнитных полях от 0 до 1,5 Тл. На основе этих
*Работа поддерживается Российским фондом фундаментальных исследований (проект № 03-02-16107а) и программой ОХНМ-3 РАН.
измерений были получены зависимости верхнего критического поля от температуры и построены кривые Вк2(Т) при Т > 1,6 К.
Магнитная восприимчивость измерялась в переменном магнитном поле с частотой 1 кГц при амплитуде модуляции примерно 10-3 Тл в диапазоне температур 4.2-300 К, погрешность измерения температуры не хуже 0.1 К.
Результаты исследования температурной зависимости электросопротивления и магнитной восприимчивости подробно изложены в [3].
Низкотемпературные измерения выполнены в Международной лаборатории сильных магнитных полей и низких температур (г. Вроцлав, Польша).
Коэффициенты эмпирической функции Вк2(Т) определялись методом наименьших квадратов с помощью специально разработанной компьютерной программы «Программа-1». Эти коэффициенты использовались другой оригинальной программой «Программа-11» для вычисления значений магнитной восприимчивости %(Т) и построения графиков.
Результаты и их обсуждение
Как известно, температурная зависимость величин критического магнитного поля Вк(Т) сверхпроводников имеет параболический характер. Вк понижается с повышением температуры до нуля при Т= Тк, где Тк - критическая температура сверхпроводящего перехода. На рис. 1, а приведены экспериментальные зависимости критического поля от температуры для ряда “мягких” сверхпроводников [6], которые хорошо описываются параболой вида:
Вк(Т) = Вк(0) [1-(Т/ Тк )2].
(1)
К такой зависимости может привести и термодинамический подход, как это описано в работе
[7].
Для “жестких” сверхпроводников II- рода, (№-Т^ №^п, №^е, PbMo6S8 и др.), обычно рассматривают температурную зависимость верхнего критического поля Вк2(Т), которая имеет такой же параболический характер (рис. 1, б) [1].
Для “классических” сверхпроводников в нормальном состоянии обычно характерен слабый парамагнетизм или диамагнетизм. Это следует из экспериментальных данных [1, 6, 10] и, как будет показано ниже, подтверждается нашими расчетами. Экспериментально установлено, что бориды редкоземельных и 3ё переходных металлов, содержащие ферромагнитный компонент, характеризуются сложной зависимостью Вк2(Т).
Вк*104, Тл
В*1, Тл
600
400
200
а " 6
60 *44
~ \ 4 - \
40 ^3 \
3 \ -
V \ 1
20
1 « > ТУ « 1 Л ои—1
6 Т. К
8 12 16 20 Т. К
Рис. 1, а, б: а) критические магнитные поля “мягких” сверхпроводников: 1-А1; 2- Sn; 3-^; 4-РЬ;. б) верхние критические магнитные поля “ жестких” сверхпроводников: 1-ЫЬ-Тц 2-ЫЬ^п; 3- №^е; 4- РЬМо^8
Отклонения от классической параболической зависимости имеют положительную и отрицательную кривизну (рис. 2).
Для анализа поведения Вк2(Т) воспользуемся теорией разработанной Вертхамером, Гельфандом и Хоненбергом (ВГХ) [1]. Эта теория учитывает как орбитальные, так и спиновые парамагнитные эффекты, а также немагнитное и спин-орби-тальное рассеяние. Она позволяет рассчитать получить температурную зависимость магнитной восприимчивости %(Т) и на её основе объяснить аномалии температурной зависимости Вк2(Т).
Запишем уравнение Вертхамера, Гельфанда и Хоненберга в приближении Фульде и Маки [8]:
Вк2(Т) = В*к2 (Т) - М(Вк2(Т);Т) -К,-К2 [ВЙ(Т)+ В, (В^Т) ;Т)] 2 (2)
Вк2(Т) - реальное критическое поле, В*к2 (Т) - орбитальное критическое поле, М(В,Т) -намагниченность ионов в сверхпроводящей фазе, К1= 3,56 • раг • В*к2 (Т), раг - параметр
распаривания Абрикосова- Горькова [9], К2 = 0,227 са./ -Тко, а - параметр Маки, X о -
параметр спин-орбитального рассеяния, Тко - критическая температура сверхпроводящего
перехода при нулевой концентрации магнитных ионов, В.т = р М(В,Т) - обменное поле, р -константа.
Температурные зависимости критических полей, представленные на рис. 1, а, б и рис. 2 можно аппроксимировать некоторой аналитической функцией Ц(Т), для нахождения которой была использована “Программа I”.
Тогда Вк2(Т) = ЦТ). (3)
Принимаем во внимание, что М(В,Т)= х(Т)В. (4)
Пренебрегаем К1 в уравнении (2).
Учитываем соотношение:
В*к2 (Т) = В*к2 (0) ■ [1-(Т/ Тк )2] (5)
В таком случае уравнение (2) можно записать в следующем виде:
/(Т) = В *к2 (0) - В *к2 (0)(Т / Тк )2 - Х(Т)/(т) -
(6)
- К2 [ / (Т ) + РХ(Т)/(Т)]
Решив уравнение (6) относительно х(Т) получим выражение (7):
X = {[4К2р(1 - р)f(Т) + 4К2р2ВЙ(0)(1 - (Т / Тк)2) + ^ -
- 2К2рГ(Т) -1}-2К2р2f (Т
Тогда зная аналитическую зависимость Ц(Т) и выбрав значения для параметров В*к2 (0), К2 и р в разумных пределах, исходя из множества реальных значений, можно рассчитать зависимость магнитной восприимчивости от температуры х(Т). Для вычисления %(Т) была использована “ Программа II”. При проведении расчетов мы учитывали, что величина орбитального критического поля В к2 (0) превышает величину реального критического поля Вк2 (0).
Рассчитаем %(Т) для “классических сверхпроводников”, выбрав в качестве исходных экспериментальных данных Вк2(Т) для Sn (рис. 1, а, кривая 2) и Вк2(Т) для соединения PbMo6S8 (рис. 1, б, кривая 4). При расчете х(Т) были выбраны соответствующие массивы параметров: р, К2 и В к2 (0), которые приведены в табл. 1. На рис. 3 суммированы температурные зависимости верхних критических полей Вк2 (Т) и соответствующие им расчетные кривые магнитной восприимчивости х(Т). Расчеты %(Т) для Sn показывают, что олово - парамагнетик у которого магнитная восприимчивость в интервале температур от 0 до 3 К практически не изменяется (рис.
Рис. 2. Экспериментальные кривые зависимости верхнего критического поля от температуры Bк2 (Т) для образцов составов: 1^0.^у04КЪ4В4 (а.д.) ; 2- Yo.4Dyo.6Rh4B4 (а.д.); 3^0^0^484 (в.д.); 4- DyRh4B4 (в.д.)
периментальными результатами [10] и отвечает параболической зависимости Вк(Т) (рис. 3, а). Расчеты х(Т) для РЬМо^8 отвечают случаю парамагнетика с параболической зависимостью Вк2 (Т) (рис. 3, б) у которого магнитная восприимчивость слабо возрастает с увеличением температуры (рис. 3, г).
Таким образом расчет х(Т), выполненный для “классических” сверхпроводников Sn и РЬМо^8, имеющих параболическую зависимость Вк(Т), Вк2 (Т) показал, что магнитная восприимчивость в соответствующих температурных интервалах практически не зависит от температуры или зависит очень слабо и имеет плавный температурный ход. Можно считать, что в случае “классических” сверхпроводников их магнитные свойства в основном определяются свободными электронами проводимости (парамагнетизм Паули).
3, в), что согласуется с экс-Вк2,Тл
Согласованность результатов эксперимента и полученных расчетных кривых для классических сверхпроводников является основанием для применения такого же подхода и в случае анализа аномалий сверхпроводящих и магнитный свойств соединений RERh4 В4, Эти объекты были получены методом аргонно-дуговой плавки (а.д.) и твердофазным синтезом в условиях высокого давления (в.д.).
Образцы первой серии (а.д.) имели шихтовой состав Уа6Оу0.Д^В4 и У0.^у0.Д^В4 соответственно. У0.^у0.^^В4 состоял из 3х основных фаз следующих структурных типов: СеСо4В4 (~ 45 %), LuRu4B4 (~ 36 %) и ErRhзB2 (~ 16 %). Yo.4Dyo.6Rh4B4 включал в себя фазы: СеСо4В4 (~ 54 %), ЬиЯи4В4 (-30 %) и ЕгШ13В2 (~ 11 %). Ранее, в работах [3, 5],
Ч
0.3 0.9 1.5 2.1 2.7 3.3 Т,К
X, у.ед.
-(в)
ВК2 ,Тл
во
X, у.вд.
1.0 0.8 0.6 О А 0.2 0.0
N
N
ч
N
1 3 5 7 в 11 13 т, К
ЛЧ 1
-у
1 2 у
0.3 0.0 1.5 2.1 2.7 3.3 Т, К
7 9 11 13 Т, К
Рис. 3. Температурные зависимости критических магнитных полей (Вк (Т), Вк2 (Т)) и рассчитанные на их основе зависимости магнитной восприимчивости от температуры х(Т) для “классических” сверхпроводников: а) Вк(Т) для 8и; б) Вк2 (Т) для РЪМо688; в) %(Т) для 8и (кривые 1, 2, 3 для соответствующих массивов параметров р, К2, В к2 (0), приведенных в табл. 1); г) %(Т) для РЪМо688 (кривые 1, 2, 3 для соответствующих массивов параметров р, К2, В к2 (0), приведенных в табл. 1)
Таблица 1
Исходные данные для расчетах(Т) в случае “классических” сверхпроводников: Sn и РЬМо^ь
Сверх- Порядковый номер рас- Набор параметров
проводник четной кривой на рис. 3 P Х2, Тл -1 B*к2 (0), Тл
8и 1 0,5 10-5 300 с10-4
2 0,5 10-5 290 с10-4
3 0,5 10-5 280 с10-4
РЪМ0688 1 0,5 10-5 75
2 0,5 10-4 70
3 0,5 10-4 63
было установлено, что за сверхпроводимость в этих образцах отвечает фаза со структурой типа LuRu4B4 . В случае первого образца эта фаза имела состав Y(0,5+0,1)Dy(0,38+0,12)Rh(3,8+0,4)B4, а в случае второго - Y(o,45+o,l)Dy(o,56+o,l2)Rh(з,8+o,5)B4. Более подробно результаты рентгеновских и микроструктурных исследований изложены в [3, 5].
В дальнейшем, будем иметь в виду, что образцы Y0.6Dy0.4Rh4B4 и Y0.4Dy0.6Rh4B4 многофазны, но анализируемые сверхпроводящие и магнитные свойства, обусловлены фазами
^0,5+0,1>Оу(0,38+0,12)К^(3,8+0,4)В4 и ^0,45+0,1^у(0,56+0,12)К^(3,8+0,5)В4 соответственно.
Образцы второй серии составов Ру^4В4 и Dy0.6Y0.4Rh4B4 были получены в условиях высокого давления (в.д.) и состояли
практически из одной сверхпроводящей фазы типа LuRu4B4. Таким образом, как для первой, так и для второй серии образцов (независимо от состава и способа получения) за сверхпроводимость
отвечала фаза структурного типа LuRu4B4. Подчеркнем, что, повысив давление до 8 ГПа, нам удалось получить более узкую фазовую область и синтезировать практически однофазные образцы.
Выполним расчеты %(Т) для образцов с шихтовым составом Y0.6Dy0.4Rh4B4 (сверхпроводящая фаза состава Y(0,5±0,1) Dy(0,38±0,12) КЬ(3,8±0,4)В4 ) и шихтовым составом Y0.4Dy0.6Rh4B4 (сверхпроводящая фаза состава Y(0,45±0,1)Dy(0,56±0,12)Rh(3,8±0,5)B4 ), которые синтезированы аргонно-дуговой плавкой.
На рис. 4, а, в для образца Y0.6Dy0.4Rh4B4 приведены температурные зависимости верхних критических полей Вк2 (Т) = Ц(Т) и соответствующие им кривые магнитной восприимчивости х(Т), полученные расчетным путем для различных массивов независимых параметров: р, К2 и В к2 (0) (табл. 2). Ход всех кривых %(Т) на рис. 4, в для любого набора параметров был одинаков. Подчеркнем соответствие хода рассмотренных кривых %(Т) рис. 4, в и экспериментальных зависимостей Вк2 (Т) рис. 4, а. В интервале 3,9-2,7 К магнитная восприимчивость практически постоянна. Этому интервалу температур соответствует параболическая зависимость Вк2 (Т). Ниже 2,7 К некоторый подъем магнитной восприимчивости соответствует аномальному снижению верхнего критического поля. Температурный интервал 3,9-6,0 К характеризуется резким подъемом магнитной восприимчивости и ускоренным спадом Вк2 (Т). Возникает ано-
Вк2, Тл
Вк2 ,Тл
1.0
0.8
0.6
0.4
0.2
$
:(а) =
ж
/I б) -
N V
ч,
\ N.
N V
\,
\
N V
\
5.1 Т, К
4.2 4.« Т, К
X, у.ед.
(В)
X, у. вд.
3.0
ч (г) =
N
—
ч 3
4
3.9 4.5 5.1 Т, К
1.8 2.4 3.0 3.6 4.2 4.8 Т, К
Рис. 4. Температурные зависимости верхних критических магнитных полей (Вк2 (Т)) и рассчитанные на их основе зависимости магнитной восприимчивости от температуры х(Т) для: а) Вк2 (Т) для Y0.6Dy0.4Rh4B4 (а.д.) ; б) Вк2 (Т)
для Y0.4Dy0.6Rh4B4 (а.д.) ; в) х(Т) для Y0.6Dy0.4Rh4B4 (а.д.), ( кривые 1, 2, 3, 4 для соответствующих массивов параметров р, К2, В*к2 (0), приведенных в табл.2); г) х(Т) для Y0.4Dy0.6Rh4B4 (а.д.), (кривые 1, 2, 3, 4 для соответствующих массивов параметров р, К2, В к2 (0), приведенных в табл. 2)
мальный участок зависимости Вк2 (Т) с положительной кривизной. Таким образом аномальный рост магнитной восприимчивости в определенном температурном интервале соответствует ускоренному падению верхнего критического поля. Непосредственный анализ %(Т) (из уравнения
(7)) вблизи Тк для Y0.6Dy0./|Rh/|B/| показывает, что резкого спада магнитной восприимчивости выше 6 К быть не должно. При доработке “ Программы II” его удалось бы избежать.
Ход расчетных кривых %(Т) для образца Y0.4Dy0.6Rh4B4, при всех массивах параметров р, К2 и В к2 (0) (табл. 2) так же был одинаков: плавное возрастание магнитной восприимчивости с уменьшением температуры до 3 К (рис. 4, г). Такая зависимость Таблица 2
Исходные данные для расчета х(Т) сверхпроводящих фаз
Н(0,5+0,1)Вн(0,38+0,12)КР(3,8+0,4)И4 И Н(0,45+0,1)Вн(0,56+0,12)КР(3,8+0,5)И4
содержащихся соответственно в образцах составов У0.6ВУ0^4Е4 и Yo.4Dyo.6Rh4B4
Образец Условия синтеза Порядковый номер расчетной кривой на рис.4 Набор параметров
P Х2, Тл -1 В*к2 (0), Тл
Y0.6DУ0.4Rh4B4 а.д. 1 0,5 10-5 3,0
2 0,5 10-1 3,0
3 0,5 10-4 2,0
4 0,5 10-4 1,5
^).4Оу0.б^4В4 а.д. 1 0,5 10-5 3,5
2 0,5 10-4 3,0
3 0,5 510-2 3,5
4 0,5 10-4 2,0
а.д.- синтезированы в аргонно-дуговой печи
магнитной восприимчивости от температуры качественно совпадает с ходом кривых х(Т), описываемых законом Кюри: х(Т)= С/Т. Ниже 3 К рост магнитной восприимчивости с температурой ускоряется, что соответствует некоторому спаду Вк2 (Т) (рис. 4, в).
Рассмотрим однофазные образцы составов DyRh4B4 и Dy0.6Y0.4Rh4B4, синтезированные в условиях высокого давления. Графики зависимости величины верхнего критического поля для этих соединений (кривые 4 и 3) представлены на рис.2. В табл. 3 приведены массивы параметров р, К2 и В к2 (0), которые были использованы при расчете температурных зависимостей %(Т) этих образцов. На рис. 5 суммированы результаты экспериментальных Вк2 (Т) = Д(Т) и расчетных %(Т) для DyRh4B4 и Dyo.6Yo.4Rh4B4BK2 (в.д.).
Рассмотрим зависимость х(Т), рассчитанную для соединения Ру^4В4 (в.д.). Как следует из рис. 5, в, для всего массива исходных параметров (табл. 3), были получены кривые с максимумом при Т~ 2,3 К, причем ход всех кривых был одинаков: до 2,3 К магнитная восприимчивость возрастала с увеличением температуры, что соответствует положительной кривизне на графике Вк2 (Т).
Вк2, Тл
\
(а)
ВК2.Тл 0.8
0.7
О.в
0.5
0.4
0.3
0.2
0.1
г N Ч— (б) =
/ А
*
£
Л
X
ч
1.8 2.2 2.6 3.0 3.4 3.8 4.2 Т, К
З.в 4.2 4.8 5.4 Т,К
X, у.ед.
1.8 2.2 2.6 3.0 3.4 3.8 4.2 Т, К
1.8 2.4 3.0 3.6 4.2 4.8 5.4 Т, К
Рис. 5. Температурные зависимости верхних критических магнитных полей (Вк2 (Т)) и рассчитанные на их основе зависимости магнитной восприимчивости от температуры х(Т) для: а) Вк2 (Т) для БуКЪ4В4 (в.д ); б) Вк2 (Т) для и
Оу0^0.4КЪ4В4 (в.д.); в) х(Т) для БуКЪ^^ (в.д.), (кривые 1, 2, 3, 4, 5 для соответствующих массивов параметров р, К2, В к2 (0) приведенных в табл.3); г) %(Т) для Бу^^^КЬ^В (в.д.), (кривые 1, 2, 3, 4, 5 для соответствующих массивов параметров р, К2, В к2 (0) приведенных в табл. 3)
На рис. 5, г приведены расчетные кривые %(Т) для соединения Dy0.6Y0.4Rh4B4. Температурный ход всех кривых магнитной восприимчивости был одинаков и не зависел от выбранного массива параметров (табл.3). Для соединения Dy0.6Y0.4Rh4B4 (в.д.) Вк2 (Т) = Д(Т) имеет положительную кривизну вблизи Тк, рис. 5, б). Аномальный участок %(Т) в интервале температур от 6,0 до 5,6 К можно связать с особенностями “Программы II” и не принимать его во внимание. Рост магнитной восприимчивости в интервале температур от 4,0 до 5,6 К (рис. 5, г) соответствует положительной выпуклости на кривой Вк2 (Т) вблизи Тк (рис. 5, б). В интервале температур от 4,0 до 2,4 К наблюдается
Таблица 3
Исходные данные для расчета %(Т) в случае однофазных образцов составов DyRh4B4 и Dyo.6Yo.4Rh4B4
Соединени е Условия синтеза Порядковый номер расчетнои кривой на рис.5 Набор параметров
P К2, Тл -1 л н с? а м
БуЯЪ|Б4 в.д 1 0,5 10-5 2,0
2 0,5 10-4 2,0
3 0,5 10-4 1,0
4 0,5 10-1 1,0
5 0,5 10-4 0,46
Оу0.бУ0.4Я h4B4 в.д. 1 0,5 10-5 2,5
2 0,5 10-1 2,5
3 0,5 10-4 2,0
4 0,5 10-4 1,5
в.д. - синтезированы в условиях высокого давления
возрастание магнитной восприимчивости с уменьшением температуры, что соответствует спаду Вк2 (Т). При Т <2,4 К х уменьшается (рис. 5, г) а Вк2 (Т) растет (рис. 5, б).
Проанализируем теперь ход кривых Вк2 (Т) с учетом особенностей температурных зависимостей х(Т). Выполненные расчеты показали, что в случае параболической зависимости Вк2 (Т), которая описывается уравнением (1), магнитная восприимчивость либо не изменяется с температурой либо слабо повышается (рис. 3, в, г). Такое поведение х(Т) отвечает случаю паулевского парамагнетизма свободных электронов.
Для магнитных сверхпроводников типа ЯЕЯ^ В4 зависимости Вк2 (Т) и х(Т) носят сложный характер. Вк2 (Т) резко откланяется от классической параболической зависимости. На ней наблюдается ряд аномальных участков с положительной выпуклостью. Спады и повышения Вк2 (Т) чередуется с ростом или уменьшением температуры, но при этом прослеживается четкая взаимосвязь Вк2 (Т) с температурным ходом магнитной восприимчивости. Ускоренное падение Вк2 с ростом температуры и появление положительной выпуклости на кривой Вк2 (Т) четко связано с ростом магнитной восприимчивости в соответствующем интервале температур. Аномальному росту Вк2 с температурой соответствует падение магнитной восприимчивости. Параболическому участку сложной кривой Вк2 (Т), как правило, соответствует постоянное значение магнитной восприимчивости или очень плавное ее изменение.
Обратимся еще раз к анализу зависимости Вк2 (Т), полученных экспериментально для образцов разной природы, и х(Т), рассчитанных на основе теории ВГХ, которая учитывает как орбитальные, так и спиновые парамагнитные эффекты, а также немагнитное и спин-орбитальное рассеяние. Следует подчеркнуть полное соответствие между упомянутыми зависимостями. Параболическому участку Вк2 (Т), независимо от природы сверхпроводника, отвечает участок х(Т) с постоянной магнитной восприимчивостью или слабо зависящей от температуры. Аномальный рост Вк2 (Т) с температурой соответствует уменьшению магнитной восприимчивости с ростом температуры. Напротив ускоренное снижение Вк2 (Т) с ростом температуры и появление положительной выпуклости отвечает росту магнитной восприимчивости с температурой. Такие корреляции в изменении критического магнитного поля и магнитной восприимчивости могут быть связаны с фазовыми переходами типа парамагнетик - диамагнетик - ферри или ферромагнетик, Такие переходы наблюдались нами ранее в работе [5] на соединении ^0,&Оу0,4)Я^В4 .
Выводы
1.Синтезированы две группы образцов системы Y-Dy-Rh-B: в условиях высокого давления (в.д.) ~ 8 ГПа при температуре ~ 1800-2000 0С ( практически однофазные ) и - посредством обычной аргонно-дуговой плавки (а.д.), (не однофазные образцы). Установлено, что за сверхпроводимость образцов, как первой так и второй группы, отвечала фаза со структурой типа LuRu4B4 . Для этих соединений характерно сосуществование сверхпроводимости и магнетизма (магнитные сверхпроводники).
2. Показано, что ход кривых Вк2(Т), в случае магнитных сверхпроводников, отклоняется от “классического” параболического и может иметь сложную температурную зависимость ( с положительной и отрицательной выпуклостью) .
3. На основе теории Вертхамера, Г ельфанда и Хоненберга (ВГХ) по кривым Вк2 (Т), как для “классических” сверхпроводников (Sn, PbMo6S8) так и для ряда магнитных сверхпроводников системы Y-Dy-Rh-B рассчитаны и проанализированы температурные зависимости магнитной восприимчивости х(Т).
4. Показано, что магнитная восприимчивость %(Т) в случае “классических” сверхпроводников, которые не имеют магнитной подрешетки, определяется в основном свободными электронами проводимости (паулиевская восприимчивость), тогда как в случае магнитных сверхпроводников системы Y-Dy-Rh-B установлены участки температур в пределах которых %(Т) не следует закону Кюри. Аномалии Вк2 (Т) и %(Т) связаны с магнитными фазами и магнитными фазовыми переходами.
---------------------------------------------- СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
1. Сверхпроводимость в тройных соединениях. Т.2. Сверхпроводимость и магнетизм / Под ред. М. Мейпла и Э. Фишера.
- М.: Мир, 1985. - С. 392.
2. Прохоров А.М, Лякишев Н.П., Бурханов Г.С., Лаченков С.А., Лейтус Г.М., Хлыбов Е.П.. Верхнее критическое поле и магнитные свойства сверхпроводника с ферромагнитным компонентом // Физика металлов и металловедение. 1997. Т.84. В.5 - С. 64-70.
3. Замолодчиков О.Г., Кузьмичева Г.М., Лаченков С.А., Хлыбов Е.П., Костылева И.Е., Кореновский Н.Л., Томилин Н.А. О связи фазовых переходов I и II рода с электрофизическими свойствами сложных боридов родия // Металлы. 2005. №2. С. 109-116.
4. Tsмyashchenko A. V., Fomicheva L.N., Sorokin A.A. High-pressure phase of CeRu2: A magnetic superconductor with two charge states of Ru ions // Phys. Rev. B. 2002 V.65 P.174-178.
5. Бурханов Г.С., Лаченков С.А., Кузьмичева Г.М., Ковнеристый Ю.К., Хлыбов Е.П., Костылева И.Е., Томилин Н.А. Структура, сверхпроводящие и магнитные свойства боридов родия состава Y1-XDyXRh4B4 Н Неорганические материала. 2005. Т.41. №6. С.1-6.
6. Сверхпроводимость/ В. Букель. - М.: Издательство “Мир”. 1975. 336 С.
7. Сверхпроводимость /Д. Шенберг. - М.: Издательство иностранной литературы, 1955. 245С.
8. Fulde P., Maki K. Theory of Superconductors containing Magnetic Impurities.- Phys. Rev. 1966. V. 141 p.275-280.
9. Абрикосов А.А., Горьков Л.П. К теории сверхпроводящих сплавов с парамагнитными примесями. - ЖЭТФ. 1960. Т.39. в.6 - С. 1781-1796.
10. Физические величины. Справочник/ Под редакцией И.С. Григорьева, Е.З. Мейлихова. - М: Энергоатомиздат. 1991. 1232 С.
— Коротко об авторах -------------------------------------------------
Бурханов Г.С., Ковнеристый Ю.К., Лаченков С.А. - Институт металлургии и материаловедения им. А.А. Байкова РАН, г. Москва,
Хлыбов Е.П. - Институт физики высоких давлений РАН, г. Троицк,
Международная лаборатория сильных магнитных полей и низких температур, г. Вроцлав, Польша.
