магнитные сверхпроводники

МАГНИТНЫЕ СВЕРХПРОВОДНИКИ - соединения, к-рые обладают как сверхпроводящими, так и магн. свойствами (сверхпроводящим и магн. упорядочением электронной подсистемы). По характеру участия электронов в этих двух типах упорядочения М. с. можно разделить на два класса. К первому относят соединения, в к-рых сверхпроводимость обусловлена электронами проводимости, а магнетизм связан с d- или f-локализованными электронами ионов переходных элементов, входящих в состав соединения. Ко второму классу относят соединения, в к-рых и магнетизм, и сверхпроводимость связаны с одними и теми же электронами проводимости (коллективизир. электронами). В соединениях с магнетизмом локализованных электронов магнитные моменты близки к номинальным значениям и составляют неск. магнетонов Бора на атом (ион). В соединениях с магнетизмом коллективизир. электронов магн. моменты малы, порядка десятых или сотых . Среди наиб. изученных М. с. тройные соединения типа и (R - редкоземельный элемент) относятся к первому классу, а соединения , - ко второму классу [1, 2]. Последние ещё мало изучены, поэтому далее рассматриваются только системы первого класса. Впервые нетривиальность проблемы сосуществования сверхпроводимости и магнетизма в одном и том же соединении была подчёркнута в 1956 В. Л. Гинзбургом [3], к-рый указал на антагонистический, взаимоисключающий характер ферромагнетизма и сверхпроводимости. Конкуренция этих двух типов упорядочения обусловлена двумя механизмами взаимодействия сверхпроводящих электронов и локализованных магн. моментов.

Первый, эл--магн., механизм осуществляется через магн. поле, к-рое индуцируется магн. моментами и сверхпроводящими токами и к-рое в свою очередь влияет на них. В рамках этого механизма поле, индуцированное магн. моментами, разрушает сверхпроводимость из-за орбитального эффекта. Под орбитальным эффектом понимают движение электронов куперовской пары в магн. поле по разл. круговым орбитам, различие орбит связано с противоположным направлением импульсов спаренных электронов (см. Купера эффект ).При достижении магн. полем критич. значения движение электронов по разным орбитам приводит к нарушению их спаривания. Значение разрушающего поля определяется из условия равенства магн. потока через поперечное сечение куперовской пары кванту магнитного потока (здесь - сверхпроводящая корреляц. длина). С др. стороны, сверхпроводящие токи вследствие Мейснера эффекта экранируют диполь-дипольное взаимодействие моментов, к-рое способствует их ферромагн. упорядочению.

Второй механизм взаимного влияния сверхпроводящих электронов и локализов. моментов обусловлен обменным взаимодействием электронов, участвующих в формировании этих двух типов упорядочения. В ферромагнетике пост. обменное поле, создаваемое локализов. моментами, действует на спины сверхпроводящих электронов и разрушает куперовское синглетное спаривание электронов из-за парамагнитного эффекта. Парамагн. эффектом магнитного или обменного поля наз. разрушение сверхпроводимости из-за влияния поля на спины куперовской пары. В случае синглетного спаривания электронов их спины направлены противоположно. Магн. поле H или обменное поле стремится ориентировать спины одинаково. Величина поля, разрушающего куперовские пары, определяется (примерно) из равенства зеемановской энергии электрона в этом поле энергии связи куперовской пары - энергетической щели (при Т=0).

В свою очередь энергетич. щель на ферми-поверхности, характерная для сверхпроводников, уменьшает спиновую магнитную восприимчивость электронов проводимости и соответственно подавляет ту часть косвенного обменного взаимодействия Рудермана - Кит-теля - Касуи - Иосиды (см. РККИ-обменное взаимодействие ),к-рая способствует ферромагн. упорядочению.

Кроме того, локализов. магн. моменты подавляют куперовское спаривание из-за т. н. обменного (магнитного) рассеяния на них электронов проводимости. Такое рассеяние приводит к перевороту спина электрона проводимости и нарушению синглетного спинового состояния куперовской пары. В магнитоупорядо-ченном состоянии локализов. электронов обменное рассеяние соответствует рассеянию электрона на спиновых волнах. Характерное значение энергии для эффекта магнитного рассеяния примерно равно , где Т_м - темп-pa магн. упорядочения для систем с доминирующим РККИ-взаимодействием локализов. электронов. Обменное рассеяние слабо, пока эта темп-ра мала по сравнению с темп-рой перехода в сверхпроводящее состояние Т_с. Из-за обменного рассеяния сверхпроводимость оказывается невозможной в обычных ферромагн. металлах с большой концентрацией магн. моментов и сильным РККИ-взаимодействием, приводящим к темп-рам магн. перехода порядка десятка Кельвинов и выше.

Из сказанного следует, что условия для сосуществования магн. упорядочения и сверхпроводимости более благоприятны в антиферромагнетиках с не очень высокой темп-рой Нееля Т_N в к-рых, соответственно, слабо обменное рассеяние.

Действительно, в антиферромагнетиках магн. и обменное поля осциллируют в пространстве на атомных масштабах а, характерных для пространств. изменения направления магн. моментов в антиферромагнетике (в простейшем случае моменты образуют две магнитные подрешётки и расстояние между соседними противоположно направленными моментами в подре-шётках равно примерно межатомному расстоянию в кристалле а). Сверхпроводимость же "чувствует" поля, усреднённые на расстоянии масштаба сверхпроводящей корреляц. длины (т. е. характерного размера куперовской пары). При этом и результирующие поля слабы. В чистых сверхпроводниках , где - фермиевская скорость электронов проводимости; в "грязных" сверхпроводниках , где l - длина свободного пробега электронов.

В 1959 Ф. Андерсон и X. Сул [5] указали и на возможность компромисса между сверхпроводимостью и ферромагнетизмом.

Они рассмотрели ситуацию, когда ферромагнетизм в отсутствие сверхпроводимости устанавливается при темп-ре Кюри Т_с, но при более высокой темп-ре появляется сверхпроводимость, т. е. магн. упорядочение должно возникнуть фактически в сверхпроводящей фазе. Теоретич. анализ показал, что в таких "ферромагн." сверхпроводниках магнетизм должен появиться не в виде ферромагн. упорядочения, а в виде неоднородной осциллирующей магн. структуры (длиннопериодич. антиферромагн. упорядочения), период к-рой мал по сравнению со сверхпроводящей корреляц. длиной , но велик по сравнению с магн. корреляц. длиной порядка межатомного расстояния а. Трансформация ферромагн. упорядочения в неоднородную структуру происходит под действием сверхпроводимости, фаза сосуществования оказывается компромиссной с точки зрения энергии системы, причём компромисс возможен из-за неравенства Магн. энергия локализов. моментов при этом несколько увеличивается из-за неоднородного характера структуры, но этот проигрыш мал из-за малости величины и он компенсируется понижением энергии из-за сверхпроводящего спаривания электронов проводимости. Позднее было установлено, что в реальных "ферромагн." сверхпроводниках неоднородная магн. структура фазы сосуществования должна иметь вид одномерной поперечной 180-градусной магнитной доменной структуры (рис. 1) с периодом . Был предсказан также бесщелевой характер сверхпроводимости в фазе сосуществования достаточно чистых "ферромагнитных" сверхпроводников [2]. Сверхпроводящая щель отсутствует для тех куперовских пар, импульсы электронов в к-рых направлены вдоль доменов. Такие электроны чувствуют постоянное по направлению обменное поле локализованных магн. моментов, и если оно достаточно велико, то куперовское спаривание электронов с импульсами вдоль доменов отсутствует. Сверхпроводимость при этом поддерживается др. куперовскими парами, электроны к-рых движутся поперёк доменов и чувствуют переменное по направлению обменное поле. Для них Сверхпроводящая щель отлична от нуля. В результате Сверхпроводящая щель отсутствует только на пояске ферми-поверхиости, лежащем в плоскости, перпендикулярной волновому вектору неоднородной магн. структуры q.

Рис. 1. Магнитная доменная структура, предсказанная теоретически для одноосных ферромагнетиков, находящихся в сверхпроводящем состоянии. Стрелки показывают направление магнитных моментов М внутри доменов.

Эксперим. исследование проблемы сосуществования сверхпроводимости и дальнего магн. порядка стало возможным после 1976, когда были синтезированы тройные сверхпроводящие соединения RRh₄B₄ и RMo₆S₈ с периодич. расположением редкоземельных ионов. Для этих соединений характерны темп-ры Т_с ~ неск. К и очень низкие темп-ры Т_м магн. перехода (от 5 до 0,5 К). Столь низкие значения Т_м обусловлены слабым обменным РККИ-взаимодействием моментов из-за значительного пространств. разделения магн. ионов R и электронов проводимости. Последние движутся в основном по кластерам Rh₄B₄ и Mо₆S₈, a магн. ионы R находятся в стороне от этих кластеров. В большинстве таких соединений методами нейтронографии обнаружено антиферромагн. упорядочение с точкой Нееля . Эксперименты подтвердили теоретич. предсказания о слабом взаимном влиянии сверхпроводимости и антиферромагнетизма. Так, в TmRh₄B₄ сверхпроводимость с T_с=9,8 К и антиферромагнетизм с T_N=0,4 К сосуществуют ниже T_N вплоть до самых низких темп-р, причём появление антиферромагнетизма сказывается сильно лишь на одной характеристике сверхпроводимости - верхнем критическом магнитном поле Н_С2 (рис. 2). Оно, как правило, снижается вблизи Т_N из-за появления постоянного в пространстве обменного поля локализов. моментов, поляризованных внеш. магн. полем (эта поляризация максимальна вблизи T_N). Обменное поле поляризов. моментов ослабляет сверхпроводимость и снижает Н_С2. Но, напр., в SmRh₄B₄ с Т_с = 2,7 К и T_N=10,87 К значение H_С2 увеличивается при снижении темп-ры Т (Т<Т_N)из-за подавления магн. рассеяния (подавление обусловлено магн. упорядочением [2, 6]).

Рис. 2. Зависимость верхнего критического магнитного поля Н_с2от температуры Т в поликристаллическом соединении TmRh₄B₄, определённая по измерению электрического сопротивления. Т_N - температура Нееля.

Ряд свойств сверхпроводящих антиферромагнетиков и "ферромагн." сверхпроводников существенно различаются. Так, соединение ErRh₄B₄ в точке Т_с1=8,7 К переходит в сверхпроводящее состояние, а при Т_м = 0,9 К по аномалии теплоёмкости и рассеянию нейтронов в нём обнаружен переход к неоднородному магн. упорядочению с периодом d100 А. Однако в точке Т_С20,8 К скачком появляется ферромагн. упорядочение, а сверхпроводимость исчезает, т. с. наблюдается возвратный переход в норм. ферромагн. состояние [1] (рис. 3). Расположение разл. фаз на оси темп-р для таких возвратных М.с. показано на рис. 4, а (возвратными наз. сверхпроводники, в к-рых при понижении темп-ры наблюдается обратный переход из сверхпроводящего в норм. состояние). К возвратным М. с. относится также HoMo₆S₈ с T_cl = 1,8 К, T_м=0,74 К и T_c2=0,70 К. Здесь в интервале от Т_м до Т_С2 в монокристаллах обнаружена поперечная осциллирующая магн. структура с периодом, растущим от 400 до 570 при охлаждении от Т_м до Т_с2 [7]. Переход из фазы сосуществования в ферромагн. норм. фазу обладает сильным гистерезисом и зависит существенно от скорости охлаждения. Так, при быстром охлаждении можно сильно переохладить фазу сосуществования, в то время как при нагревании фаза сосуществования с неоднородной магн. структурой практически отсутствует и переход происходит из норм. ферромагн. фазы непосредственно в сверхпроводящую немагнитную фазу. На рис. 5 показана температурная зависимость интенсивности рассеяния нейтронов в HoMo₆S₈ с передачей волнового вектора Q=0,030А^-1 (рассеяние на неоднородной магн. структуре) и Q=0,009 А^-1 (рассеяние на ферромагн. структуре). Эксперимент показал, что при охлаждении от Т_м = 0,74 К до Т_С2-0,10 К существует только модулированная компонента намагниченности, отвечающая неоднородной магн. структуре, в то время как при нагревании эта компонента очень слаба вплоть до 0,73 К. В HoMo₆Se₈ с Т_с = 5,5 К ниже T_м=0,53 К вплоть до самых низких темп-р наблюдается фаза сосуществования с магн. периодом, растущим от 70 при Т-Т_м до 100 А при 0,05 К. В этом соединении возвратный переход из сверхпроводящего состояния в нормальное при охлаждении отсутствует, т. к. взаимодействие сверхпроводимости и магнетизма здесь недостаточно велико для разрушения сверхпроводимости и приводит лишь к неоднородному характеру магн. состояния. Фазовая диаграмма соединений такого типа, т. е. невозвратных "ферромагн." сверхпроводников, показана на рис. 4,б.

Рис. 3. Температурные зависимости магнитной восприимчивости и электрического сопротивления в переменном поле для монокристалла ErRh₄B₄ ( - в произвольных единицах). В сверхпроводящем состоянии образец диамагнитен и его сопротивление равно нулю.

Рис. 4, а - фазовая диаграмма возвратного "ферромагнитного" сверхпроводника (ErRh₄B₄, HoMo₆S₈): N - фаза нормального ферромагнитного металла, S - сверхпроводящая немагнитная фаза, DS - фаза сосуществования сверхпроводимости и неоднородной магнитной структуры доменного типа, F - ферромагнитная несверхпроводящая фаза; б - фазовая диаграмма невозвратного "ферромагнитного" сверхпроводника (HoMo₆Se₈).

Рис. 5. Интенсивность рассеяния нейтронов в поликристаллическом HoMo₆S₈ на малые углы, соответствующие волновым векторам Q = 0,009 А^-1 и Q = 0,030 А^-1. При охлаждении от T_м(0,74-0,75 К) до Т_сг (0,67-0,70 К) в веществе наблюдается только неоднородная магнитная структура с Q = 0,030 А^-1, а ферромагнитное рассеяние (Q = 0,009 A^-1) появляется лишь ниже 0,7 К.

В "ферромагн." сверхпроводниках поведение H_С2 в зависимости от темп-ры сходно с показанным на рис. 2, но вблизи Т_С2 величина Н_С2 обращается в нуль из-за обращения в бесконечность восприимчивости ферромагнетика вблизи точки Кюри. В то же время во всех изученных антиферромагн. сверхпроводниках величина Н_С2 отлична от нуля при Т<Т_С.

В возвратных "ферромагя." сверхпроводниках ниже точки T_c2 наименьшую энергию имеет ферромагн. норм. фаза. Однако в ряде образцов HoMo₆S₈ и ErRh₄B₄ электрич. сопротивление ниже T_c2 оказывалось меньше, чем в норм. состоянии непосредственно выше T_c1, а в нек-рых случаях удавалось наблюдать и отсутствие сопротивления вплоть до самых низких темп-р. Для объяснения этого эффекта была высказана гипотеза об образовании сверхпроводящей фазы около деменных стенок. Здесь направление моментов меняется на противоположное и условия появления сверхпроводящей фазы более благоприятны, чем внутри домена, где есть сильное постоянное по направлению обменное поле [2, 8]. Предположено также, что сверхпроводящая фаза образуется и вблизи границ образца, в местах сильного ветвления доменов [9].

Лит.: 1) Сверхпроводимость в тройных соединениях, пер. с англ., т. 1-2, М., 1985; 2) Bulaevski L. N. и др., Coexistence of superconductivity and magnetism. Theoretical predictions and experimental results, "Adv. Phys.", 1984, v. 34, p. 175; Буздин А. И. и др., Магнитные сверхпроводники, "УФН", 1984, т. 144, с. 597; 3) Гинзбург В. Л., О ферромагнитных сверхпроводниках, "ЖЭТФ", 1956, т. 31, с. 202; 4) Вонсовский С. В., Изюмов Ю. А., Курмаев Э. 3., Сверхпроводимость переходных металлов, их сплавов и соединений, М., 1977; 5) An (Inderson P. W., Suh1 H., Spin alignment in the superconducting state, "Phys. Rev.", 1959, v. 116, p. 898; 6) Буздин А. И., Булаевский П. Н., Антиферромагнитные сверхпроводники, "УФН", 1986, т. 149, с. 45; 7) Rossat-Mignod J. и др., Neutron diffraction study of HoMo,S, single crystals, "J. Phys. Lett.", 1985, v. 4C, p. 373; 8) Geniсоn J. L. и др., A new example of superconducting walls in the ferromagnet ErRh₄B₄, "J. Magn. and Magn. Mater.", 1986, v. 54, p. 1545; 9) Буздин А. И., Поверхностная сверхпроводимость в ферромагнетиках, "Письма в ЖЭТФ". 1985, т. 42, с. 283. Л. Н. Булаевский.

   <<      Предметный указатель      >>