Научная статья на тему 'Возможность триплетного спаривания в системе твердых растворов Dy1-xYxRh4B4'

Возможность триплетного спаривания в системе твердых растворов Dy1-xYxRh4B4 Текст научной статьи по специальности «Физика»

CC BY
127
65
i Надоели баннеры? Вы всегда можете отключить рекламу.
i Надоели баннеры? Вы всегда можете отключить рекламу.

Похожие темы научных работ по физике , автор научной работы — Хлыбов Е. П., Залески А., Бурханов Г. С., Костылева И. Е., Цвященко А. В.

iНе можете найти то, что вам нужно? Попробуйте сервис подбора литературы.
i Надоели баннеры? Вы всегда можете отключить рекламу.

Текст научной работы на тему «Возможность триплетного спаривания в системе твердых растворов Dy1-xYxRh4B4»

© Е.П. Хлыбов, А. Залески, Г.С. Бурханов, И.Е. Костылева, А.В. Цвященко, С.А. Лаченков,

Л.Н. Фомичева, 2007

УДК 669-669.2

Е.П. Хлыбов, А. Залески, Г.С. Бурханов,

И.Е. Костылева, А.В. Цвященко, С.А. Лаченков,

Л.Н. Фомичева

ВОЗМОЖНОСТЬ ТРИПЛЕТНОГО СПАРИВАНИЯ В СИСТЕМЕ ТВЕРДЫХ РАСТВОРОВ DY1-XYXRH4B4.*

И проблема сосуществования и взаимодействия двух коллективных квантовых явлений -

.И. Л. сверхпроводимости и магнетизма является одной из наиболее актуальных и фундаментальных проблем физики твердого тела. Во многих лабораториях мира идет интенсивный поиск объектов для исследования различных аспектов этой проблемы. Традиционно такими объектами являлись, первые обнаруженные магнитные сверхпроводники, в частности, фазы Шевреля RMo6X8 (R= Ho, Er, Tb, Dy, Gd; X = S,Se,Te); тройные бориды родия RRh4B4 (R=Y, Er, Nd, Lu и др. редкоземельные элементы - 1974г.) [1,2], в которых процессы магнитного упорядочения весьма радикальным образом влияют на образование и разрыв куперовских пар вплоть до полного исчезновения сверхпроводимости и восстановления нормального состояния. В дальнейшем интересные результаты были получены в борокарбидах RENi2B2C (RE= Tm,Er,Ho,Dy) [3]. В последние годы большой интерес вызывают исследования перовскитоподобных рутенатов RuSr2Ri+xCei_xCu2Oi0_5 и RuSr2RxCu208-s (R=Gd, Eu, Sm,) [4,5], в которых сверхпроводимость возникает на фоне дальнего магнитного порядка, установившегося при более высоких температурах. Открытие сверхпроводимости в области стабильности ферромагнитной фазы в UGe2 вблизи фазовой границы, в узком диапазоне давлений, когда оба макроскопических коллективных квантовых взаимодействий формируются одними и теми же носителями и образование куперовских пар, по-видимому, происходит по типу спин-триплетного спаривания, дало новый толчок исследованиям в этой области и возродило интерес к магнитным сверхпроводникам [6-8].

В недавно опубликованной работе M. Faure and A.I.Buzdin [9] сделана попытка классификации явления сосуществования и взаимодействия сверхпроводимости и магнетизма:

1. Возвратная сверхпроводимость TFM<Tc (ферромагнитные сверхпроводники), к ним можно отнести ErRh4Rh4B4, HoRh4B4, HoMo6S8, RENi2B2C (R = Ho, Er) и ряд других.

2. Антиферромагнитные сверхпроводники (TAFM < Tc), такие как ряд фаз Шевреля DyMo6S8, TbMo6S8, GdMo6S8 [10]. В этих соединениях возвратная сверхпроводимость отсутствует, однако температурная зависимость второго критического поля имеет аномальный характер, ряд исследователей полагает, что подобное поведение Нс2(Т) связано с механизмом сверхпроводимости, отличным от БКШ, т.е. с триплетным спариванием, предсказанным Горьковым в 1957 г.

3. Слабые ферромагнитные сверхпроводники - перовскитоподобные рутенат-купраты

(Tc < TM), магнитный переход возникает раньше сверхпроводящего, причем слабый ферромагнетизм в этих соединениях - следствие скошенного антиферромагнетизма, и поэтому он не сможет окончательно подавить присущую ВТСП сверхпроводимость, так у соединения Gd15Ce0 5RuSr2Cu2O10 со структурой типа 2212 - Тс = 20 К, а ТМ = 150 К [11].

4. Сверхпроводники в которых ферромагнитный переход возникает при температурах значительно более высоких, чем сверхпроводящий), а при сверхнизких температурах возникает триплетная (как принято считать) сверхпроводимость (Tc < TFM). Это наиболее интенсивно исследуемые в настоящий момент соединения URhGe и UGe2. В последнем соединений в узком диапазоне давлений ферромагнитное состояние возникает при TFM = 9.5 K, а сверхпроводящее состояние при Тс = 0.3 К. Необходимость применения внешнего давления и сверхнизких

температур

------------- необходимые для

*Работа поддержана грантом РФФИ 03-02-16107а и 04-02-16061 и программой

ттлл тгр TTAPCIUTTTT

РАН «Физика и механика сильно сжатого вещества и проблемы внутреннего

строения Земли и планет» сильно затрудняют

исследование их сверхпроводящего состояния и взаимодействия его с магнетизмом.Твердые растворы на основе тройных боридов родия весьма интересны для подобного рода исследований возмож-ностью получения объектов, в которых реализуется как магнитное, так и сверхпроводящее упорядочения.

2. Синтез и структура соединений Dy1-xYxRh4B4.

Структура и свойства тройных редкоземельных боридов подробно рассмотрены в обзоре М. Мейпла и Э. Фишера [12] в 1982 г. Русский перевод: “Сверхпроводимость в тройных соединениях, т.2, Москва, «Мир», 1985” [13].

Обычно тройные бориды ReRh4B4 синтезируются методом аргонно-дуговой плавки с последующей быстрой закалкой, при этом стабилизируется метастабильная высокотемпературная фаза. При этом реализуются тетрагональные фазы, в зависимости от редкоземельного элемента, структурного типа СеСо4В4 или его своего рода политипа с удвоенным параметром элементарной ячейки с (тип LuRh4B4), возможна также и фаза с утроенным параметром с, но данная фаза получена как примесная, и о ее свойствах говорить трудно. По сути своей эти фазы родственны и состоят из подобных структурных мотивов. Меняется лишь разворот структурных элементов -кубов Rh4B4.

Так, YRh4B4 структурного типа СеСо4В4 является обычным сверхпроводником П-рода с величиной Тс = 9.8 К, а то же соединение, реализованное со структурой LuRh4B4 имеет Тс = =11.3К.

Соединение DyRh4B4, синтезированное методом дуговой плавки со структурной типа СеСо4В4 не является сверхпроводником, но переходит в ферромагнитное состояние при 40 К (температура Кюри Тк =12 К).

Таким образом, была поставлена задача по синтезу и комплексному исследованию физико-химических, электрофизических и магнитных характеристик твердых растворов системы YRh4B4 - DyRh4B4. двух структурных типов (СеСо4В4 и LuRh4B4). В силу близости атомных радиусов Y и Dy, что позволяет получить непрерывный ряд твердых растворов.

Были исследованы три серии образцов, синтезированных при различных условиях:

1) Образцы системы Dyl_xYxRh4B4, полученные методом аргонно-дуговой плавки. В этом случае синтезируются образцы структурного типа СеСо4В4, Сверхпроводящие образцы реализуются в диапазоне концентраций 0.3 < х <1 [14, 15]. Соединение DyRh4B4 испытывает ферромагнитный переход при Т = 40 К и сверхпроводником не является [16].

2) В условиях высоких давлений и температур (Р = 8 ГПа, Т = 1800 оС) получен непрерывный ряд твердых растворов структурного типа LuRh4B4 [17]. Параметры элементарной ячейки монотонно изменяются от а =7.453Л, с = 14.950А для YRh4B4 до а =7.434А, с = 14.934А для DyRh4B4. Весь ряд твердых растворов системы Dyl_xYxRh4B4 обладает сверхпроводящими свойствами, причем температура сверхпроводящего перехода монотонно меняется от 4.6К при х = 0 до 11.3 К при х =1.

3) Частичная замена родия на рутений позволяет также получить непрерывный ряд твердых растворов со структурой типа LuRh4B4 (химическое давление) [15,17]. Весь этот ряд твердых растворов также обладает сверхпроводящими свойствами.

3. Фазовые переходы в системе твердых растворов Dy1-xYxRh4B4.

На рис. 1, в качестве примера, приведены результаты измерения теплоемкости ряда сверхпроводящих образцов системы Dyl_xYxRh4B4, синтезированных в условиях высоких давлений и температур и принадлежащих структурному типу LuRh4B4 [16]. Аналогичные результаты получены и для системы Dyl_xYx(Rh,Ru)4B4, полученных методом аргонно-дуговой плавки.

Для соединения DyRh4B4 (сверхпроводника с Тс = 4.6К, (кривая 1) на температурной зависимости теплоемкости при Т = 2.8К имеется ярко выраженный пик, характерный для антиферромагнитного перехода, а при температуре, соответствующей сверхпроводящему переходу - особенность, типичная для сверхпроводящего перехода, подобная для обычного сверхпроводника второго рода - YRh4B4 (кривая 3). По мере увеличения концентрации иттрия в системе Dyl_xYxRh4B4 антиферромагнитный пик смещается в сторону меньших температур, тогда как особенность, связанная со сверхпроводящим переходом смещается в сторону более высоких температур (кривая 2). На рис. 2 приведена температурная зависимость

Рис. 1. Температурная зависимость теплоемкости образцов системы Dy1-xYxRh4B4 (структура типа LuRh4B4). Кривая 1 - DyRh4B4, кривая 2 - Dyo.8Y0.2Rh4B4, кривая 3 - YRh4B4

Рис. 2. Удельное электросопротивление образца DyRh4B4 (структура типа LuRh4B4), измеренное в диапазоне температур от 0.35 К до 300 К

удельного электросопротивления образца DyRh4B4 в диапазоне температур от 0.35 К до 300 К. Возвратной сверхпроводимо-сти не обнаружено. Из этих данных и данных по измерению второго критического магнитного поля (ЭДс2/дТ) It = Tc, по формуле Горькова можно определить коэффициент электронной теплоемкости и в результате вычислить решеточную теплоемкость для этого соединения.

На рис. 3 приведена зависимость намагниченности (вос-приимчивости) образца Dy0.8Y0.2Rh4B4 измеренная в поле 10 Э на SQUID - магнетометре (%dc = M/H). Подобное поведение показывают и результаты измерения ас - восприимчивости. Обращает на себя внимание локальный максимум на температурной зависимости восприимчивости при Т « 25 - 40 К в зависимости от состава, характерный для ферромагнитного упорядочения. О том, что это упорядочение имеет ферромагнитный характер, свидетельствуют кривые гистерезиса магнитного момента, измеренные для разных составов, приведенные ниже (рис. 4). Измерения эти проводились с использованием сускептометра “Oxford Instruments”, аналогичные измерения проведены и на емкостном магнетометре, характер их поведения и гистерезиса намагниченности аналогичны. Точно также ведут себя и соединрения DyRh3.85Rh0.i5B4 (структура LuRh^B4, аргонно-дуговая плавка), при 40 К также наблюдается ферромагнитная особенность. Аналогичное поведение имеют также и зависимость намагниченности (восприимчивости) образцов Dy06Y04Rh4B4 (структура типа CeCo4B4, аргонно-дуговая плавка) и Dy0.6Y04Rh3.85Ru015B4 (структура типа LuRh^B4, аргонно-дуговая плавка).

Для всех образцов, содержащих диспрозий, на фоне ферромагнитного гистерезиса, ясно виден и сверхпроводящий гистерезис в области температур ниже Тс. (рис. 4), случае немагнитного YRh4B4 явно виден типичный сверхпроводящий гистерезис, в случае же магнитных сверхпроводников на возникший выше Тс ферромагнитный гистерезис накладывается сверхпроводящий (мейсснеровский отклик). Это также подтверждает наличие ферромагнитного перехода значительно выше температуры сверхпроводящего перехода.

Таким образом, в системе сверхпроводящих образцов Бу1-^ХЯ^В4 (вне зависимости от их структурного типа) при концентрациях 0 < х < 1 наблюдаются три фазовых перехода:

Temperature [К]

Temperature [К]

Рис. 3. Температурные зависимости намагниченности (восприимчивости) образца образцов системы Dyb xYxRh4B4, измеренная на SQUID-магнетометре в поле 20 Э: Dy08Y02Rh4B4 (FC и ZFC) - синтез при высоком давлений, на врезке к рис. 4, б - температурная зависимость обратной восприимчивости (FC и ZFC),

антиферромагнитный, сверхпроводящий и ферромагнитный, причем: Tafm < Tc < TFM.

4. Аномальное поведение магнитной восприимчивости

^ duumoutw тт™ ттілтт температурах ниже характерного для

ферром

Н, кОе

а

б

а

б

Рис. 4. Кривые гистерезиса магнитного момента, измеренные на емкостном магнетометре при Т = 4.2К образцов синтезированных методом аргонной плавки (структура типа СеСо4В4): а - У^4В4 (сверхпроводящий гистерезис), б - Dyo.6Yo.4Rh4B4 (наложение сверхпроводящего и ферромагнитного гистерезиса), в - DyRh4B4 (ферромагнитный гистерезис, сверхпроводимость отсутствует)

(~ 15 - 40 К) происходит инверсия знака восприимчивости (~ 15-25 К), т.е. у образца уже находящегося в ферромагнитном состоянии, возникает и диамагнитное состояние при 20 К, что в несколько раз выше температуры сверхпроводящего перехода. Так у образца DyRh3.85Rh0л5B4 диамагнетизм возникает при Т « 20 К, а величина этого диамагнитного вклада достигает чуть ли не 15-20 % от амплитуды собственно сверхпроводящего перехода. Такое поведение можно наблюдать при сверхпроводящих флюктуациях, предусмотренных теорией БКШ, вблизи Тс. В нашем же случае такие “флюктуации” наблюдаются при температурах значительно более высоких по сравнению с Тс, а амплитуда “флюктуации” в пять - десять раз меньше сверхпроводящего отклика. Вряд ли такое поведение температурной зависимости восприимчивости можно объяснить наличием обычных сверхпроводящих флюктуаций. Можно предположить, что такие “флюктуации” имеют иную природу по сравнению с флюктуациями, предусмотренными теорией БКШ.

На рис. 5 приведено сравнение температурной зависимости намагниченности (восприимчивости) для образцов системы Dyl_xYxRh4B4 (структура LuRh4B4), синтезированных в условиях высоких давлений и температур. Локальный максимум, связанный с ферромагнитным упорядочением смещается по мере увеличения концентрации иттрия в область низких температур вплоть до его исчезновения в случае немагнитного сверхпроводника YRh4B4. Это позволяет построить концентрационную зависимость температур сверхпроводящего, магнитного переходов, а также температуры Кюри, определенной из обратной магнитной восприимчивости. Можно вычислить и эффективный магнитный момент, он совпадает с моментом диспрозия для DyRh4B4, при росте же концентрации иттрия, монотонно уменьшается и соответствует концентрации диспрозия в соединении. Из сказанного выше можно сделать предположение, что антиферромагнитный переход, по-видимому, связан с диспрозием, а высокотемпературный переход, возможно, связан с зонным магнетизмом.

5. Гистерезис магнитного момента и смешанное состояние в нулевом магнитном поле

Как было указано выше в системе Dyl_xYxRh4B4:

Тди

0,0 0,2 0,4 0,6 0,8 1,0

Г)у Сопсег^гаНоп, х V

Рис. 6. Зависимость критической температуры (Тс), магнитного перехода (Т„), и температуры Кюри Тк серии образцов

Dy1xYxRh4B4 (структура типа

LuRh4B4)

Рис. 5. Сравнение температурных зависимостей намагниченности для серии образцов Dy1xYxRh4B4 (структура типа LuRh4B4)

Обращает на себя внимание наложение диамагнитного отклика сверхпроводящей фазы на петлю ферромагнитного гистерезиса, т.е. сверхпроводимость возникает, когда сам образец уже находится в ферромагнитном состоянии (рис. 4).

Из ширины петель гистерезиса можно вычислить коэрцитивную силу (рис. 7). Следует обратить внимание на то факт, что для, например, образца DyRh4B4 при температуре сверхпроводящего перехода (4.6 К) внутренне поле достигает значения около 500 Э, что наверняка значительно выше величины первого критического поля Нс1, которое для сверхпроводников с сильной связью вряд ли может превышать величину ~ 100 Э.

Можно сделать следующий вывод - уже при Тс в нулевом поле образец находится в смешанном состоянии, что позволит наблюдать вихревую решетку при отсутствии внешнего поля.

6. Аномальная температурная зависимость второго критического по-ля Нс2(Т).

Несколько необычное поведение проявляется и аномальной температурной зависимости второго критического магнитного поля.

Рис. 8. Температурные завис-имости второго критического магнитного поля образцов Dy1.xYxRh4B4: - кривая 1 -зависимость Нс2(Т) для DyRh4B4; - кривая 2 - зависимость Нс2(Т) для Dyo.8Yo.2Rh4B4; - кривая 3 - зависимость Нс2(Т) для

^0.6^.4^4В4

Т, К

Рис. 7. Температурная зависимость величины коэрцитивной силы для образца DyRh4B4. При температуре сверхпроводящего перехода эта величина достигает 500 Гс, что превышает величину первого критического магнитного поля при Т = 0

На рис. 8 приведена температурная зависимость второго критического поля Нс2(Т) для ряда образцов системы Dy1-^ХЯ^В4, в случае системы Dy1-xYx(Rh,Ru)4B4 зависимость Нс2(Т) подобна, однако величина Нс2 заметно выше. Видна явная аномалия этой зависимости (локальный минимум Нс2(Т) в райо-не антиферромагнитного перехода, а потом новый рост при понижении температуры), вещь нетипичная как для сверхпроводников, подчиняющихся теории

Верзамера, Хоэнберга и Гельфанда ^НН, [18, 19]).Эта теория была разработана для немагнитных сверхпроводников второго рода, согласно ней температурная зависимость Нс2(Т) приближается параболой и значение Но2(0) определяется по 0 1 2 3 4 5 6 7 формуле:

Т’ К нс2(0) = -0.693(Шо2(т/ЭТ)|т=Тс

Отличается наблюдаемая нами зависимость и от возвратных сверхпроводников. Ранее подобное поведение отмечалось для антиферромагнитных фаз Шевреля REMo6S8 (ЯЕ = Dy,Gd,Tb) [20, 21], величина критической температуры

сверхпроводящего перехода которых ниже 2К и полное исследование их свойств требует применения сверхнизких температур. Аналогичное поведение выявил также и ряд сверхпроводников ЯЕЯК^ (Яе = №^т,Тт) [22-25]. В этих соединениях ТАРМ<Т0, и отсутствует ферромагнитный переход при высоких температурах.

Для объяснения нетипичной зависимости второго критического магнитного поля в антиферромагнитных сверхпроводниках, к которым можно в определенной мере отнести и объекты изучаемой нами системы, если не учитывать того, что они уже находятся в ферромагнитном состоянии, были предложены различные теоретические модели. Согласно теоретической модели Машиды и др. [26] аномалии кривых Нс2(Т) описываются с учетом эффектов энергетических щелей в волнах спиновой плотности на поверхности Ферми и флюктуаций спинов вблизи температуры Нееля. В свою очередь, Цвикнагель и Фульде [27] представили более подробную теоретическую модель. Согласно этой модели, в теорию сверхпроводников с сильной связь Элиашберга спаривание в антиферромагнитных сверхпроводниках не относится к обычному обратимому во времени БКШ-типу, а возникает между двумя состояниями, связанными трансляционной симметрией решетки с обращением во времени, высказанную ранее Бальтеншпербергом и Штресслером [28]. Аномальные кривые Нс2(Т) интерпретируются как результат влияния намагниченности, периодически меняющейся в шахматном порядке, на притяжение квазичастиц через посредство фононов. Если теория Цвикнагеля и Фульде верна, то рассматриваемые выше антиферромагнитные сверхпроводники - первые металлы, показывающие спаривание, отличное от БКШ типа.

Подробно данная проблема по отношению к ферромагнитным и антиферромагнитным сверхпроводникам рассмотрена в обзоре Мюллера и Нарожного [3].

Выводы

При изучении системы Dy1-xYxRh4B4 установлены следующие факты:

а) В этой системе существуют три фазовых перехода - антиферромагнитный переход при ТАМ < 2.8К, сверхпроводящий переход с Тс при 4.6 - 11.3К (в зависимости от содержания иттрия) и зонный ферромагнитный переход при ТРМ < 40 К

ТАБМ < Тс < ТРМ.

Ситуация очень напоминает ситуацию с триплетным сверхпроводником UGe2 (обладающего, кстати, похожим поведением температурной зависимости второго критического поля), но положение нашего объекта представляется куда более интересным в связи с наличием еще одного магнитного перехода, а также гораздо более высокими значениями температур сверхпроводящего перехода и не требует техники высоких давлений, при которых эти явления происходят, что позволяет проводить более широкий комплекс необходимых исследований.

б) В системе Dy1-xYxRh4B4 отмечаются аномальные сверхпроводящие флюктуации - в пять раз выше значения критической температуры, а их величина по амплитуде достигает 10% от общей величины перехода.

в) Измерения коэрцитивной силы показывают, объекты переходят в сверхпроводящее состояние, будучи сильно ферромагнитными, т.е соединения всегда находятся в смешанном

состоянии, это дает возможность изучения вихревой решетки в нулевом поле, интересные моменты могут возникнуть при изучении эффекта Джозефсона и т.п.

г) Образцы системы Dy1-xYxRh4B4 обладают аномальным поведением зависимости второго критического поля, подобным фазам Шевреля, только с более высокими значениями критической температуры.

Перечисленные выше факты позволяют высказать в качестве гипотезы предположение, что важную роль в этой крайне интересной системе может играть не только синглетное, но и триплетное спаривание, т.е. магнетизм может не только подавлять сверхпроводимость (как в случае возвратных сверхпроводников) но и положительно влиять на сверхпроводимость. В любом случае, изучение данной системы позволит дать более полное понимание сосуществования и взаимодействия магнетизма и сверхпроводимости. Если принять такой подход, то он непротиворечиво объясняет ситуацию.

В любом случае, наличие трех кооперативных квантовых явлений: сверхпроводящего и двух магнитных, представляет определенный интерес и требует дальнейших исследований.

В заключение хотелось бы выразить благодарность проф. В.И. Нижанковскому за помощь в постановке задач и в обсуждении полученных результатов.

------------------------------------------------- СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ

1. MatthiasB.T., CorenzvitE., Vandenberg J.M., BarzH.E. Proc. Natl. Acad. Sci. USA, 74, (1977), 1334-1337.

2. OdermattR., Fischer O., JonesH., Bongy G.-J. Phys. C7 (1974) L13-L15.

3. MullerK.-H. andNarozhnyi V.N. Rep.Prog.Phys. 64 (2004) 943-1008.

4. Maeno Y., Hashimoto H., Yoshida K. et al. Nature 372 N 6424 (1994) 532-535.

5. Кузьмичева Г.М., Кокунова В.Н., Митин А.В., Костылева И.Е., Хлыбов Е.П., Андреенко А.С. Журнал структурной химии, 45 (2004) 246-267. Saxena S.S. et al. Nature (London) 406 (2000) 587.Faure M. and Buzdin A.I. Phys. Rev.Lett. 94, (2005) 187202-187206.

8. Ishikawa M. and Fischer O. Solid State Commun. 23 (1977) 37.

9. Kuz'micheva G.M., Kurbakov A.I., Kostyleva I.E., Andreenko A.S., Esaulova Yu.V. Physica B.349 (2004) 149-155.).

iНе можете найти то, что вам нужно? Попробуйте сервис подбора литературы.

10. Superconductivity in Ternary Compounds II: Superconductivity and Magnetism. Edited by M.B.Maple and 0.Fischer. Springer-Verlag Berlin Heidelberg New York, 1982.

11. Сверхпроводимость в тройных соединениях 2: Сверхпроводимость и магнетизм. Под редакцией М.Мейпла и Э.Фишера. Москва «Мир» 1985.

12. Замолодчиков О.Г., Хлыбов Е.П., Ляховицкий М.М., Кузьмичева Г.М., Костылева И.Е. Перспективные материалы, №2 (2004) 71-76.

13. Бурханов Г.С., Лаченков С.А., Кузьмичева Г.М., Ковнеристый Ю.К., Хлыбов Е.П., Костылева И.Е., Томилин Н.А. Неорганические материалы, 41 (2005) 1-6.

14. Johnston D.C. Solid State Commun. 24 (1977) 699-702.

15. Zaleski A., Tsvyashchenko A.V., Khlybov E.P., Fomicheva L.N., Kostyleva I.E,, Lachenkov S.A., Zamolodchikov O.N. International Conference LT-24 (USA, august 2005) LT64.

16. Hamaker H.C., MapleM.B. Physica 108B (1981) 755-756.

17. Werthamer N.R., HelfandE., HohenbergP.C. Phys. Rev. 147 (1966) 288.

18. Werthamer N.R., HelfandE., Hohenberg P.C. Phys. Rev. 147 (1966) 295.

19. SergentM., ChevrelR., Rossel C., Fischer 0. J.Less-Common Metals, 58 (1978) 179.

20. Fischer 0., Ishikawa M., Pelizzone M., Treyvaud A. Physique J. 40 (1979) C5-89.

21. Hamaker H.C., Woolf L.D., MacKay H.B., Fisk Z., Maple M.B. Solid State Commun. 31 (1979) 139.

22. Hamaker H.C., Woolf L.D., MacKay H.B., Fisk Z., Maple M.B. Solid State Commun. 32 (1979) 289.

23. Hamaker H.C., MacKay H.B., Torikashvli M.S., Woolf L.D., Maple M.B., Odoni W., R.Ott H. Low J. Temp. Phys. 44 (1981) 553.

24. Mashida K., Nokura K., Matsubara T. Phys. Rev. B22 (1980) 2307.

25. Zwiknagl G., Fulde P. Phys. Rev. Lett. B43 (1981) 23.

26. Baltensberger W., Strassler S. Phys. Kondens Matter. 1 (1963) 20.

— Коротко об авторах --------------------------------------------------

Хлыбов Е.П., Костылева И.Е. - Институт физики высоких давлений РАН, г. Троицк Московской обл., Международная лаборатория сильных магнитных полей и низких температур, г. Вроцлав, Польша,

Цвященко А.В., Фомичева Л.Н. - Институт физики высоких давлений РАН, г.Троицк Московской обл.,

Залески А. - Институт структурных исследований и низких температур, г. Вроцлав, Польша,

Бурханов Г.С., Лаченков С.А. - Институт металлургии РАН, г. Москва.

i Надоели баннеры? Вы всегда можете отключить рекламу.