НАЦІОНАЛЬНА АКАДЕМІЯ НАУК УКРАЇНИ

ФІЗИКО-ТЕХНІЧНИЙ ІНСТИТУТ НИЗЬКИХ ТЕМПЕРАТУР

ім. Б. І. ВЄРКІНА

МОСКАЛЕНКО Андрій Владиславович

УДК 538.945

МІКРОКОНТАКТНА СПЕКТРОСКОПІЯ НАДПРОВІДНОГО СТАНУ

В ІНТЕРМЕТАЛІДІ CeRu2

01.04.22 – надпровідність

АВТОРЕФЕРАТ

дисертації на здобуття наукового ступеня

кандидата фізико-математичних наук

Харків – 2002

Дисертацією є рукопис.

Дисертація виконана у Фізико-технічному інституті низьких температур

ім. Б. І. Вєркіна Національної Академії Наук України.

Науковий керівник: академік НАН України, доктор фізико-математичних наук, професор,

Янсон Ігор Кіндратович,

Фізико-технічний інститут низьких температур ім. Б.І. Вєркіна НАН України, завідувач відділу мікроконтактної спектроскопії.

Офіційні опоненти: доктор фізико-математичних наук, старший науковий співробітник,

Гогадзе Гурамі Олександрович,

Фізико-технічний інститут низьких температур ім. Б.І.Вєркіна НАН України, провідний науковий співробітник відділу фізичних основ надпровідникової електроніки.

доктор фізико-математичних наук, професор,

Оболенський Михайло Олександрович,

Харківський Національний Університет ім. В. Н. Каразіна, завідувач кафедри фізики низьких температур.

Провідна установа: Інститут металофізики ім. Г. В. Курдюмова

відділ надпровідникової електроніки

Захист відбудеться “  ”   червня   2002 р. о    годині на засіданні спеціалізованої вченої ради Д 64.175.03 при Фізико-технічному інституті низьких температур ім.Б.І. Вєркіна НАН України за адресою: 61103, м. Харків, пр. Леніна, 47.

З дисертацією можна ознайомитись в бібліотеці ФТІНТ ім. Б.І. Вєркіна НАН України (м. Харків, пр. Леніна, 47).

Автореферат розісланий “  8  ”   травня   2002 р.

Вчений секретар спеціалізованої вченої ради Д 64.175.03

доктор фізико-математичних наук Сиркін Є.С.

ЗАГАЛЬНА ХАРАКТЕРИСТИКА РОБОТИ

Актуальність теми. Вперше увагу на інтерметалід фази Лавеса С 15 CeRu2 було звернуто ще в 1958 році [1], коли ця сполука розглядалась в контексті співіснування надпровідності й магнетизму. З того часу ця тема не втратила актуальність, а з розвитком комп'ютерних технологій і створенням нової наноелектронної бази для них отримала нові напрямки розвитку. У роботі розглянуто вплив магнітних домішок на надпровідність в CeRu2 та показано, що цей вплив є дуже важливим при розгляді особливостей надпровідного стану в даному інтерметаліді. Пізніше інтерес до цієї сполуки було викликано тим, що в CeRu2 рідкоземельний іон має змінну валентність [2], яка полягає в тому, що з кінцевою частотою здійснюється перехід валентного електрона між 4f та 5d оболонками, тобто між валентною зоною і зоною провідності. Існує багато трактувань механізму виникнення цього явища. Найбільш вірогідним є утворення гібридизаційної хмари за допомогою вищезгаданого електрона. Вплив змінної валентності на надпровідність в CeRu2 теж розглядався, але й досі це питання залишається відкритим внаслідок відсутності теоретичної бази. В останні роки цій сполуці було присвячено багато уваги у зв'язку з тим, що в ній міг бути реалізованим екзотичний стан Фульде-Феррелла-Ларкіна-Овчіннікова (далі ФФЛО) [3, 4]. Пристосування цього стану надпровідника до CeRu2 було зроблено на підставі результатів експериментів з магнітної сприйнятливості та пік-ефекту. Проте основним параметром, на який має вплив ФФЛО стан, була надпровідна щілина, яка повинна була б прийняти осцилюючий характер. Надпровідник в такому стані вже не можна описати за допомогою БКШ теорії. Узагальнення теорії ФФЛО призвело до спроби використання її для пояснення аномалій надпровідного стану не тільки в інтерметалідах, але й в шаруватих надпровідниках і ВТНП.

Всі ці напрямки інтересу викликали суперечки. По-перше, висновки, зроблені на підставі окремих досліджень, не завжди були очевидними, а по-друге, не можна обговорювати природу надпровідного стану, маючи здебільшого дані з поведінки макроскопічних параметрів. За результатами експериментальних досліджень не було зроблено порівняльного аналізу. Всі ці причини спонукали нас дослідити важливий мікроскопічний параметр – щілину в густині станів CeRu2. Одержані результати дали б змогу не тільки доповнити картину, яка вже існувала, а й завершити її, з'ясувавши природу аномалій надпровідного стану цього інтерметаліда.

Одним з найуспішніших методів дослідження надпровідної щілини є мікроконтактна спектроскопія. По-перше, завдяки цьому методові вдається провести температурні виміри надпровідної щілини, які частково вже проводились іншими методами, але не в повній мірі, внаслідок чого робились взаємовиключні висновки. Результати мікроконтактних досліджень дозволили чітко виявити особливості в поведінці щілини і з'ясувати причини, які їх викликають. Крім того, за допомогою мікроконтактів стало можливим дослідити поведінку щілини в магнітному полі, що не вдавалось зробити раніше. Таким чином, проведена експериментальна робота була своєчасною і вельми необхідною як для вивчення інтерметаліду CeRu2, так і для виявлення причин, які зумовлюють особливості поведінки, спільні для різних класів надпровідників.

Зв'язок роботи з науковими програмами, планами, темами.

Дисертаційну роботу виконано в відділі № 19 мікроконтактної спектроскопії Фізико-технічного інституту низьких температур ім. Б.І. Вєркіна НАН України згідно з тематичним планом з відомчої тематики, яка затверждена Президією НАН України за темою “Електронні взаємодії у провідних системах ” (номер державної реєстрації 0196U002952).

Мета і задачі дослідження. Метою дослідження є виявлення механізмів, що впливають на надпровідний стан інтерметаліду CeRu2 та співставлення кількісних результатів з відповідними якісними теоретичними моделями. Експериментальне вивчення особливостей поведінки температурної та магнітопольової залежностей надпровідної щілини, а також порівняння даних для зразків різного ступеня якості стали основною задачею дослідження.

Об'єкт дослідження. Об'єктом проведеного дослідження є інтерметалід CeRu2, який був представлено полі- і монокристалічними зразками різної якості.

Предмет дослідження. Предметом даного дослідження є температурна та магнітопольова залежності надпровідної щілини інтерметаліду CeRu2, а також вплив на їх характер процесів нерівноважної надпровідності і механізмів, які її обумовлюють.

Методи дослідження. Екпериментальним методом дослідження надпровідної щілини CeRu2 є мікроконтактна спектроскопія. Щілинні характеристики виділено за допомогою теорії . Методику відновлення щілини чистого надпровідника розроблено на базі теорії впливу парамагнітних домішок на надпровідні сплави.

Наукова новизна отриманих результатів.

·

· Вперше експериментально одержані залежності надпровідної щілини CeRu2 від магнітного поля завдяки технічному забезпеченню стабільності мікроконтакту в магнітному полі. Жодним іншим методом раніше цей результат не отримувався і досі є унікальним.

· Виявлено наявність безщілинної надпровідності в їнтерметаліді CeRu2, як в околі критичної температури, так і в області магнітних полів Н*<Н<Нс2. Причиною виникнення безщілинного стану є вплив парамагнітних домішок, в ролі яких може виступати надлишок церію після виробництва зразків.

· На основі теорії впливу парамагнітних домішок в надпровідних сплавах розроблено методику відновлення щілини в густині станів чистого надпровідника. Методику перевірено розрахунками щілини чистого CeRu2, використавши результати вимірювань проведені в рамках цієї роботи. Для зразків різної якості величина надпровідної щілини чистої сполуки вийшла однаковою. Виникнення максимумів на dV/dI (V) залежностях при V=0 в нормальному стані вказує на парамагнітну природу домішок в контакті.

Практичне значення отриманих результатів. Вивчений в роботі вплив парамагнітних домішок на надпровідність в інтерметаліді CeRu2 показав, що критична температура для зразків різного ступеню якості відрізнялась дуже мало, на відміну від щілини в густині станів. Більше того, для зразків гіршого ступеню якості друге критичне поле було вищім, ніж для досконаліших. Ця якість “брудних” надпровідників робить їх цікавим об'єктом промислового використання. По-перше, їх виробництво дешевше без втрати макроскопічних якостей. По-друге, деякі їх властивості навіть поліпшуються.

Завдяки аномальній поведінці магнітопольових властивостей, як надпровідник, CeRu2 може бути використаним в гістерезисних двигунах, теоретична розробка яких зараз іде.

Розвиток комп'ютерних технологій неможливий без розвитку елементної бази. Як в нормальному, так і надпровідному станах CeRu2 належить до великого класу сполук із змінною валентністю рідкоземельного іона, один електрон в якому здійснює переходи між двома станами. Дуже корисно розглянути цей клас сполук у пристосуванні до створення нових технологій в елементах наноелектронної логіки. Зараз системи з змінної валентністю, нажаль, незаслужено забуті.

Особистий внесок здобувача. Мету і задачі дослідження особливостей надпровідного стану в CeRu2 було розроблено науковим керівником спільно з здобувачем. Виконання досліджень методом мікроконтактної спектроскопії, підготовка зразків, обробка експериментальних даних, розробка методики відновлення щілини чистого надпровідника і розрахунки на її підставі було здійснено особисто здобувачем. Як спільно з науковим керівником, так і самостійно підготовлювались публікації.

Апробація результатів дисертації. Результати, що увійшли до дисертації, оприлюднено, вони доповідались і обговорювались на семінарах відділу мікроконтактної спектроскопії ФТІНТ НАН України, їх апробацією стало представлення на таких міжнародних конференціях: “Rare Earths” (Fremantle, Australia, 1998 г.); “Strongly Correlated Electron Systems” (Paris, France, 1998 г.); “Magnetic and Superconducting Materials” (Tehran, Iran, 1999 р.) та “ Materials and Mechanisms of Superconductivity and High-Temperature Superconductors” (Houston, USA, 2000 г.).

Публікації. Результати, представлені в дисертації, опубліковані у 3 статтях у провідних вітчизняних та закордонних наукових виданнях і в 1 тезах доповідей та збірках праць міжнародних конференцій.

Структура дисертації. Дисертація складається з вступу, п'яти розділів і висновків. Загальний обсяг дисертації – 132 сторінки. Дисертація містить 44 рисунка, 2 таблиці. Рисунків і таблиць на окремих сторінках немає. Список цитованої літератури містить 94 найменування.

ОСНОВНИЙ ЗМІСТ ДИСЕРТАЦІЇ

У вступі обґрунтовано актуальність проблеми, яку було досліджено під час виконання робіт, що війшли до дисертації, сформульовано мету досліджень, викладено наукову новизну отриманих результатів, їх практичну цінність та апробацію, а також особистий внесок здобувача, описано структуру дисертації.

У першому розділі надано огляд літератури, розглянуто властивості сполуки CeRu2 і проведено порівняння результатів різних груп дослідників, висловивши зауваження щодо висновків, зроблених авторами. Приділено особливу увагу процесу андріївського відбиття в аспекті мікроконтактної спектроскопії надпровідників. Андріївське відбиття є одним з найбільш цікавих нерівноважних процесів у надпровідниках, теоретичні й експериментальні аспекти якого знаходяться в стані постійного розвитку. Приділено увагу основній теорії, що дає уявлення про процес як такий, і показано застосовність розсіювання на границі нормального металу (N) і надпровідника (S) у випадку мікроконтакту. При вивченні щілини в спектрі збуджень цей процес грає визначальну роль, роблячи можливим її спостереження. На основі теорії андріївського відбиття була створена модель Блондера, Тінкхама і Клапвіка, яка враховує різні процеси розсіювання в контакті, що дозволяє кількісно визначати величину щілини.

У другому розділі представлено таку важливу для експериментальної роботи інформацію, як методика вимірювань, схема установки, підготовка зразків та метод обробки отриманих даних. Мікроконтактна спектроскопія описана з точки зору дослідження щілинних характеристик надпровідників. Оскільки сама модуляційна методика і експериментальна установка залишаються незмінними, за винятком деяких деталей, притаманних специфіці роботи з тими, чи іншими класами матеріалів, то зупинятись на цій частині розділу не будемо. Система обробки еспериментальних кривих базується на теорії S-N переходів, розробленій Волковим, Зайцевим та Блондером, Тінкхамом, Клапвіком та Дайнесом [5]. Найбільш важливою частиною цього розділу є підготовка зразків до мікроконтактних вимірювань. Причиною невдач при попередніх спробах досліджень надпровдної щілини в CeRu2, як виявилось, був момент нестабільності контактів в зв'язку з тим, що при підготовці зразків поверхня дуже сильно деформувалась або окислювалась. Це призводило до сильного розмиття мікроконтактних характеристик. Хімічне та електролітичне травлення виділяли якийсь один компонент сполуки. Механічна поліровка залишала забагато дефектів на поверхні. Отримати щілинні особливості на мікроконтактних характеристиках вдалося після розробки техніки сколу. По перерізу зразка робився скіл, який мав дзеркальну поверхню. Ця поверхня мала металевий блиск і була позбавлена надлишку дефектів. Ця методика пізніше отримала розповсюдження на інші сполуки, мікроконтактні характеристики яких сильно залежали від якості зразків.

Третій розділ містить результати дослідження мікроконтактів на основі CeRu2 в надпровідному стані в температурному інтервалі Т<Тс. Наявність надпровідності в контакті визначається за мінімумом при нульовому зміщенні напруги на диференційному опорі. При зростанні температури мінімум розмивається, а коли досягається Тс, зникає зовсім, вказуючи на перехід контакту у нормальний стан. На температурних залежностях диференційного опору з вищеописаною поведінкою було досліджено ефект близькості на межі надпровідник-нормальний метал. Особливості на dV/dI (V) кривих не корелювали з щілинними. При зміщеннях більших за щілинні спостерігались особливості, які, вірогідніше за все були викликані контактними явищами. При цьому контактні явища не впливали на температуру надпровідного переходу мікроконтактів, яка співпадала з Тс масивних зразків. Для зразків як гіршої, так й кращої якості поведінка особливостей не відрізнялась.

Найбільший інтерес становлять серії кривих диференційного опору мікроконтактів, на яких були присутні щілинні особливості. Як для зразків гіршої, так і ліпшої якості чіткі щілинні особливості зникали приблизно при Тс/2. Але надпровідні характеристики у вигляді мінімуму при нульовому зміщенні напруги залишались до Тс. Таку поведінку диференційного опору гетероконтактів надпровідник-нормальний метал було відмічено в роботі [6] для надпровідників I роду. Оскільки CeRu2, як буде показано, є типовим надпровідником II роду, то можна зробити висновок, що прояв процесу андріївського відбиття в мікроконтактах надпровідників, як I, так і II роду не відрізняється.

Прояв процесу андріївського відбиття на dV/dI (V) залежностях дозволив провести розрахунки надпровідної щілини в CeRu2 і встановити її температурну залежність. Виміри надпровідної щілини в CeRu2 показали, що її величина сильно відрізняється від результатів вимірів іншими методами. Одним з факторів, що вплинули на різницю в результатах вимірів, може бути спосіб обробки експериментальних кривих. Візуально визначені параметри щілини, часом, у 1.5-2 рази можуть перевищувати розрахункові. Якість збігу експериментальних і розрахункових кривих дуже впливає на наближеність отриманих значень до реальних. У нашому випадку збіг кривих можна було б вважати ідеальним, якби не особливості при зміщеннях напруги, більших за ті, що відповідають щілинним. Оскільки теорія не може врахувати ці особливості, криві були розглянуті, вважаючи, що процеси розсіювання вписуються в рамки застосованої моделі. Середнє значення надпровідної щілини склало D(0)=0.51±0.07 меВ для полікристала. У монокристала CeRu2 щілина виявилася істотно більшою D(0)=0.83±0.07 меВ. Пізніше цей результат був підтверджений у роботі [7]. Таким чином, видно, що в CeRu2 величина надпровідної щілини залежить від якості матеріалу. Температурна залежність D(Т) у монокристалічного зразка, як і у полікристала, відповідала БКШ типу. Це можна бачити на рис.1.

Рис.1. Температурні залежності надпровідної щілини в CeRu2 (лінія – БКШ залежність, чорні квадрати – монокристал, білі – полікристал)

У четвертому розділі розглянуто результати мікроконтактного дослідження CeRu2 в магнітному полі. Це було перше вивчення щілинних характеристик цієї сполуки в магнітному полі. Завдяки розробленій методиці підготовки зразків до експерименту нам вдалося отримати залежності диференційного опору гетероконтактів CeRu2, що містили щілинну інформацію. Однак ці залежності зникали по досягненню поля Н*, яке було 3-3.5Т для полікристалів. У монокристалічного CeRu2 поле зникнення надпровідних особливостей суттєво зросло, становивши 4-4.5Т. Та все ж воно не досягало другого критичного поля, яке для дослідженої сполуки складає 5.8-6.5 Т. При підвищенні поля надпровідні характеристики зникали і з'являвся максимум при нульовому зміщенні, який зростав з полем. На відміну від температурних залежностей dV/dI(V) кривих щілинні особливості на диференційному опорі в магнітному полі не переходили в мінімум при нульовому зміщенні, а зберігали двомінімумну форму до самого зникнення. Для перевірки наявності надпровідності в мікроконтакті вище Н*, було проведено дослідження гомоконтактів CeRu2. Його результати продемонстрували, що мінімум при нульовому зміщенні, який є показником надпровідності в контакті, зникав при полях порядку Нс2. Субгармонійні структури енергетичної щілини на гомоконтактах не проявились.

П'ятий розділ підсумовує отримані експериментально результати. Він є найбільш важливим, оскільки в ньому представлено не тільки аналіз розрахунків, а й розробки на основі зроблених висновків. В зв'язку з чим йому буде приділено найбільшу увагу. Спочатку результати були отримані на полікристалічних зразках. Після проведення розрахунків стало зрозуміло, що критична температура мікроконтакта Тс* значно нижча, ніж така для масивного зразка. У деяких випадках Тс* складала усього 4.4 К, тобто до 70% Тс масиву. У середньому Тс* вийшла 4.9±0.37К. Оскільки ширина надпровідного переходу на питомому опорі складала усього 0.25 К, то припущення про сильно розмитий перехід відразу було виключено. На підставі отриманих даних було розраховано співвідношення 2D(0)/kТс*=2.4±0.28. Можна було б зробити висновок про те, що в CeRu2 реалізується екзотичний механізм надпровідності зі слабким зв'язком. Тим більше, що при заміні Тс* на Тс в співвідношенні 2D(0)/kТс*, одержане значення стало б ще меншим. Однак поспішати з таким висновком не варто. У першу чергу тому, що необхідно було з'ясувати причину безщілинної надпровідності.

Проведення вимірів на монокристалі відразу показало, що безщілинний стан у CeRu2 сильно залежить від якості зразка. Крім того, що збільшилася величина надпровідної щілини, значно виросла температура її зникнення, згідно з БКШ залежністю. У середньому вона склала 5.9±0.2К, досягаючи для окремих мікроконтактів 6.1К, що усього на 0.2К нижче Тс масиву. Таким чином припущення про неоднозначність розрахунків величини щілини втратили актуальність. Значення співвідношення 2D(0)/kТс*=3.23±0.23 настільки виросло в порівнянні з полікристалом і наблизилося до 3.52, що не залишилося сумнівів у впливі домішок або дефектів на надпровідність у CeRu2. При цьому виникало ще цікаве питання, а чи зникає щілина і чи маємо ми справу з дійсно безщілинним станом? Оскільки температура зникнення щілини була продуктом екстраполяції БКШ залежності, то існувала імовірність того, що щілина не зникає при Тс*, а лише стає недоступною для однозначного визначення в рамках розрахункової моделі, досягаючи дуже малої величини. Тоді мало б сенс говорити про перехід від БКШ типу надпровідності в CeRu2 до іншого, що припускає наявність малої чи дуже малої щілини, але не її відсутність взагалі. Це припускало б якісну зміну поводження інших властивостей у температурному інтервалі Тс*<Т<Тс. Розглянуті в огляді літератури аномалії властивостей CeRu2 давали підставу схилятися до такої думки. Однак, істотне поліпшення щілинних параметрів з якістю зразка показало, що їхнє заглушення не пов'язане з якими би то не було екзотичними механізмами надпровідності. Тим більше, що надпровідність БКШ типу була підтверджена іншими роботами, у яких критична температура S-c-N переходу або збігалася з Тс масиву, або навіть перевершувала її [8]. Схиляючись до безщілинної надпровідності в CeRu2 припустиме також застосування вже існуючих або раніше запропонованих моделей для пояснення аномалій властивостей.

Магнітопольові залежності надпровідної щілини в CeRu2 викликали не менший інтерес, ніж температурні. Вони зображені на рис.2. Залежність надпровідної щілини в полікристалічних зразків лінійно убувала з полем при екстраполяції до 3-3.5Т. Це поле корелює з характеристичним полем Н*. На відміну від температурних мікроконтактних характеристик, зникнення надпровідної щілини однозначно корелювало зі зникненням надпровідних особливостей на dV/dI(V) кривих. Однак,

Рис.2. Магнітопольові залежності надпровідної щілини в CeRu2 (квадрати - монокристал, трикутники-полікристал, прямі - лінійна екстраполяція)

надпровідні особливості добре проглядалися на одномінімумних кривих аж до 6Т, тобто до значення другого критичного поля. Таким чином, можна було припустити, що в інтервалі полів Н*<Н<Нс2, у CeRu2 існує безщілинна область. Щілина убуває настільки швидко, що поле, одержуване лінійною екстраполяцією можна вважати досить достовірним полем зникнення щілини. Поліпшення магнітопольових щілинних характеристик у монокристала в порівнянні з полікристалом можна пояснити так само, як і для температурних залежностей. Характер кореляції між зникненням надпровідних особливостей на МК характеристиках і убуванням щілини трохи відрізнявся від тих, що спостерігалися на полікристалі. Лінійно можна було б екстраполювати польову залежність до Нс2, що є досить логічним результатом. Однак, у світлі результатів, отриманих на полікристалі, можна було б очікувати занулення D(Н) залежності в районі 4.5-5Т, тобто при зникненні надпровідних особливостей. Про наявність безщілинної області в інтервалі полів Н*<Н<Нс2 у монокристалі при лінійній екстраполяції щілини однозначно стверджувати не можна. Лише при нелінійному поводженні надпровідної щілини при полях близьких до Нс2 можна говорити про таку.

З вищенаведеного розгляду видно, що в CeRu2, безсумнівно, реалізується безщілинна надпровідність. Не зважаючи на те, що явище це давно відоме, його прояви або не помічаються, або йому не приділяється належної уваги. Взагалі через сильний вплив різних факторів на сам процес утворення безщілинного стану у надпровідниках II роду він гідним образом не розглядався. Наш результат в першу чергу показує, що виявлення безщілинної надпровідності стало можливим при відповідній обробці експериментальних кривих. Зникнення надпровідних особливостей на кривих є лише показником стану контакту. Розмиття кривих за рахунок теплових, магнітних, граничних взаємодій усередині контакту передбачає обов'язкову їхню обробку з урахуванням приведених факторів. На сьогоднішній день не всі механізми ще враховані, проте, наявна методика вже дозволяє визначати саме щілину в спектрі збуджень надпровідника. Виявлення нами безщілинної надпровідності є тому підтвердженням.

Для пояснення ефектів, виявлених в CeRu2, паралельно було розглянуто дві теорії. Першу, яку буде описано, намагались пристосувати для даної сполуки, другу ми вибрали на підставі зроблених нами висновків про безщілинну надпровідність і БКШ стан у CeRu2. Фульде і Феррелл [3] розглянули новий надпровідний стан, що було описано в такий спосіб. Експериментально було встановлено, що парамагнітні домішки, знаходячись у стані розведеного розчину, у визначених немагнітних металах, здобувають феромагнітний порядок. У деяких випадках, коли первинний метал стає надпровідником при досить низькій температурі, феромагнітне упорядкування зберігається і після переходу у надпровідний стан. Прикладом може служити гадоліній розчинений у лантані. Така ситуація піднімає питання про природу порушеного стану надпровідних електронів, що знаходяться під впливом сильного обмінного поля, що діє на них з боку феромагнітно упорядкованих ПМ домішок. Сила обмінного поля, необхідна для подолання енергетичної щілини і перевороту спина надпровідного електрона в разів більше, ніж сила, при якій відбувається фазовий перехід. Однак, у роботі показано, що при трохи меншій величині сили обмінної взаємодії виникає несподіване рішення рівнянь спарювання. Таким чином, має місце фазовий перехід I роду з БКШ стану в новий неспарений стан, що надалі, по мірі росту сили обмінної взаємодії, плавно робить перехід II роду в нормальний стан. Ларкін і Овчинников [4] підійшли до розгляду неоднорідного стану надпровідника з іншого боку. Вони показали, що феромагнетик із поверхнями Ферми, розсунутими на відстані порядку щілини D, переходить у надпровідний стан, у якому величина D і щільність спінів є періодичними функціями координат. Звичайно в надпровіднику пари електронів утворять конденсат з імпульсом рівним нулю. Іноді більш вигідним виявляється утворення конденсату пар, що рухаються. Таке положення виникає, якщо метал є слабким феромагнетиком, у якому число електронів з протилежними спінами неоднаково. При досить великому розсуненні поверхні Фермі утворення пар електронів із протилежними спинами енергетично невигідно, в зв'язку з програшем у кінетичній енергії електронів. Якщо величина розсунення порядку величини щілини в неферомагнітному надпровіднику, то нормальний стан виявляється хитливим і вигідне утворення пар електронів з протилежними спінами. При цьому утворяться такі пари, в яких частки деякий час знаходяться біля своїх поверхонь Ферми і мають різні за величиною імпульси. Імпульс таких пар не дорівнює нулю, тому величина D, що визначає спектр одночасткових збуджень, виявляється періодичною функцією координат. Результати незалежних розрахунків Ларкіна й Овчинникова збіглися з результатами Фульде і Феррелла. Використавши різні підходи, дві групи практично описали той самий стан надпровідника, який тому і був визначений у літературі як ФФЛО стан. Був зроблений висновок, що ні ФФЛО ні її узагальнення не можуть адекватно описати надпровідний стан у CeRu2. По-перше, у CeRu2 перехід з надпровідного стану в нормальний при Hc2(Т) є фазовим переходом другого роду, а не першого, що випливає з всіх експериментів. По-друге, температурні залежності надпровідної щілини, отримані різними методами, дають БКШ залежність D(Т). Виявлений нами безщілинний стан, як буде показано далі, не відноситься до стану, описаному вище, тому що реалізується в інтервалі температур близьких до Тс, захоплюючи ділянку 0.9Тс<Т<Тс. По-третє, стрибок теплоємності, чітко продемонстрований у багатьох роботах, а не її повільне убування показує, що CeRu2 навряд чи може бути серйозним кандидатом на реалізацію ФФЛО стану. На користь цього говорить ще і той факт, що узагальнена ФФЛО теорія розглядає CeRu2 як чистий надпровідник II роду, а експерименти показують, що з підвищенням якості зразків анізотропія властивостей даної сполуки надзвичайно мала. Однак, завдяки саме цим теоріям і спробам спостерігати співіснування сильного магнетизму і надпровідності інтерес до CeRu2 підтримується на постійному рівні і стимулює проведення все нових і нових досліджень.

Щоб пояснити отримані експериментальні результати знадобилося проаналізувати теорії, що передбачують наявність безщілинного стану в надпровіднику. На жаль, для пояснення аномалій надпровідних властивостей у CeRu2 інші теорії, крім вищезгаданого стану, не пропонувалися, не дивлячись на суперечку про застосовність ФФЛО і її узагальнення. Була здійснена спроба заповнити цей пробіл у підході до вивчення CeRu2. Іншою загальновизнаною теорією, що розглядає безщілинну надпровідність є робота Абрикосова і Горькова (АГ) [9] про надпровідні сплави з ПМ домішками. Вона була уточнена Скальским, Бетбедер-Матибетом і Вейссом (СБМВ) [10], про що буде розсказано нижче. СБМВ – наближення з'явилося істотним доповненням до теорії АГ, тому в літературі їх часто розглядають окремо. У даній роботі ми теж будемо дотримувати цього принципу.

Температура переходу надпровідника з немагнітними домішками в області малих концентрацій практично не міняється. Незначну зміну температури переходу в таких сплавах може бути викликано впливом сторонніх атомів на основну ґратку. При малих концентраціях домішок цим ефектом можна легко зневажити. У тому випадку, коли домішка носить магнітний характер, ситуація складається по іншому. Обмінна взаємодія електронів з атомами домішки, які володіють спіном, приводить до незбереження електронного спіна, що позначається на утворенні куперівських пар. Як найбільш ймовірна, була представлена ситуація, у якій спін у домішки повинен робити важчим виникнення надпровідної кореляції, тобто викликати зниження критичної температури. Наявність магнітних домішок не тільки зменшує енергію куперівських пар, але й приводить до того, що не всі пари мають однакову енергію зв'язку. Це можна представити неідеальним бозе-газом, у якому при нульовій температурі тільки деякі частки знаходиться в конденсаті, інші ж мають ненульові імпульс і енергію. Параметром порядку, як і у випадку ідеального бозе-газу, є когерентна хвильова функція часток конденсату. В зв'язку з цим в надпровіднику з магнітними домішками конденсат куперівських пар містить не всі пари, тому що частина з них має менші енергії зв'язку. Для розриву цих зв'язків треба затратити меншу енергію, ніж для розриву пар конденсату. Наступний момент є одним з найважливіших при розгляді ефекту безщілинної надпровідності. І енергія зв'язку, і число пар в конденсаті описувались однією величиною D, як у БКШ теорії. Але тепер треба розділити її на параметр порядку, що характеризує число пар в конденсаті, і надпровідну щілину, що показує мінімальну енергію зв'язку пар, які знаходяться в конденсаті. Це і стає поясненням того, що щілина на температурній залежності зникає раніш, ніж надпровідні особливості на dV/dI (V) залежностях. Саме величину щілини ми витягали з експериментальних кривих. А зникнення надпровідних особливостей на МК спектрах при Тс, природно, зв'язано з параметром порядку, що визначає такі особливості надпровідника, як відсутність електроопору й ефект Мейсснера. Такий поділ між параметром порядку й енергетичною щілиною надпровідника став основою розгляду явища безщілинної надпровідності як такого.

З цього моменту буде розглянуто надпровідник із парамагнітними домішками у світлі СБМВ наближення з деякими уточненнями з АГ теорії. У першу чергу відзначимо, що на відміну від АГ теорії, основна увага приділена зменшенню не критичної температури, а температури убування щілини. Це дуже важливо, оскільки ведеться мова про безщілинну надпровідність, а не подавлення критичної температури магнітними домішками, тим більше що в цьому і є перевага безщілинної надпровідності перед іншими додатковими механізмами розпарювання. Ще одною істотною перевагою є розглянутий вище поділ між надпровідною щілиною і параметром порядку. Це дозволило нам на підставі СБМВ наближення розрахувати параметр порядку в CeRu2 як для сполуки з домішками, так і для чистого надпровідника.

Як відзначалося в обох теоріях, на відміну від немагнітних домішок парамагнітні домішки дають реальний внесок під час життя пари, що стає кінцевим. Взаємодія спіну електрона зі спіном домішки є необоротною у часі, що не дозволяє нам формувати пари з оборотних у часі станів із, власне кажучи, нескінченним часом життя. Енергетична щілина D має просте тлумачення у світлі густини станів в енергії саме тих станів, що були розмиті розсіюванням. Щілина може бути нульовою, навіть якщо існує упорядкований стан з вільною енергією меншою, ніж у нормальному стані. У визначеній області концентрацій домішок щілина в спектрі збуджених станів надпровідника може бути нульовою, хоча матеріал усе ще є надпровідним у змісті наявності кореляцій пар і ненульової температури надпровідного переходу. Більш того, при визначенні температури Тс*, при якій надпровідна щілина обертається в нуль, виявляється, що вона завжди менше, ніж реальна критична температура Тс. Тому для будь-якої концентрації домішок існує інтервал температур поблизу Тс, у якому енергетична щілина дорівнює нулю.

Оскільки енергетична щілина надпровідника була введена як D, будемо використовувати це позначення і для щілини “брудного” надпровідника, тобто з домішками. Щілину чистого надпровідника введемо як DР. Необхідно ввести ще дві величини. По-перше, це параметр a=h/tex . Він є мірою концентрації парамагнітних домішок. У більш загальному розумінні a - ефективна енергія розпарювання. Істотною відмінністю від введеного в БТКД теорію параметра G, який має ту ж розмірність, що і a, є різниця в часі t. У БТКД теорії t є часом життя пари, а основним механізмом розсіювання є непружні електрон-електронні та електрон-фононні зіткнення. У випадку СБМВ наближення tex розглядається як час, за який пара, потрапляючи в поле дії парамагнітної домішки розсіюється на ній, тобто це проміжок часу за який спін домішки встигає перевернути спін електрона. По-друге, у теорії фігурує проміжний параметр Da, що був введений як параметр порядку надпровідника, що містить парамагнітні домішки. Цей параметр щілини є мірою енергії розпарювання при наявності розпарювання з інтенсивністю a.

Оскільки з експериментальних даних одержували саме щілину ”брудного” CeRu2, то цікаво було б обчислити щілину чистої сполуки. Для цього на підставі СБМВ наближення [10] був розроблений метод відновлення щілини чистого надпровідника з мікроконтактних вимірів. Перш ніж почати опис методики, необхідно нагадати умови, без яких проводити розрахунок щілини чистого надпровідника недоцільно. По-перше, температурна залежність повинна відповідати БКШ типу, тому що теорія впливу парамагнітних домішок на надпровідність розглядає об'єкти саме з таким поводженням. По-друге, необхідна наявність області безщілинної надпровідності, щоб можна було визначити співвідношення Тс*/Тс. По-третє, було б бажано мати хоча б непрямі вказівки на природу безщілинного стану.

Перший етап полягав у розрахунку параметра порядку надпровідника з ПМ домішками і його температурної залежності. СБМВ теорія дозволила розрахувати щілину надпровідника з ПМ домішками. Більш того, можна одержати її температурну залежність, яка описується формулою:

(1).

Для одержання параметра порядку надпровідника з парамагнітними домішками формула (1) була представилена у формі, де невідомою величиною є Da(Т):

(2).

У цій формулі крім Da(Т) невідомою величиною є a. Для визначення a була запропонована наступну процедуру. Нам знадобляться залежності Тс*/Тс і D(0)/DР(0) від a/DР(0) з оригінальної роботи [10], які представлено на рис.3. З обробки експериментальних результатів відомі D і Тс*. Визначимо відношення a/DР(0), що є відносним показником концентрації домішок у кожнім конкретно узятому контакті. Це дасть змогу знайти величину a. Далі, користуючись залежністю Тс*/Тс і відповідною кривою на рис.3 одержуємо величину a/DР(0)=b. З того ж рис.3 знайдемо величину співвідношення D(0)/DР(0)=g, що відповідає отриманій a/DР(0)=b. Значення D(0) відомо з розрахунків щілини по БТКД моделі для кожного конкретного контакту. Таким чином, параметр порядку чистого надпровідника можна записати як DР(0)=D(0)/g і, підставивши в співвідношення для b, одержуємо значення a=DР(0)· b=D(0) ·b/g. Для наочності на рис.3 представлено процедуру визначення коефіцієнтів для двох мікроконтактів – одного на полікристалі іншого на монокристалічному зразку. Після одержання можливості визначати значення параметра a для будь-якого контакту, з'являється змога розрахувати параметр порядку для надпровідника з парамагнітними домішками Da(Т) по формулі (2). Для полікристала його середнє значення склало 0.87±0.1 меВ, а для монокристала - 0.99±0.05 меВ. Як і надпровідна щілина, параметр порядку носить БКШ характер.

Реалізація другого етапу, що безпосередньо полягає у відновленні щілини чистого надпровідника, може здійснюватися двома способами. Перший випливає зі співвідношення DР(0)=D(0)/g. Необхідно підставити значення g, знайдене по рис.3.

Рис.3. Залежності Тс*/Тс і D(0)/DР(0) від a/DР(0)

Інший спосіб заснований на формулі

(3),

оскільки досліджувані зразки задовольняють умові aЈDa(0). Для проведення розрахунків формула (3) була представлена у виді:

(4) .

Значення DР(0), отримані першим і другим способами, природно, нічим не відрізняються. Розкид у середніх значеннях величини щілини чистого надпровідника в CeRu2 набагато менше в порівнянні з параметром порядку надпровідника з парамагнітними домішками. DP(0) вийшла 0.99±0.13 меВ і 1.02±0.05 меВ для полікристала і монокристала відповідно. Видно, що різниця між цими величинами в межах середньоквадратичного відхилення. Це свідчить про те, що для зразків різної якості вийшли практично однакові значення величини щілини чистого надпровідника, що і треба було очікувати. Цей результат може бути також непрямим підтвердженням наявності парамагнітних домішок у CeRu2. Хоча теорія не дозволяє одержати температурну залежність DP, ми можемо порахувати співвідношення 2DP(0)/ kTс, що склало 3.71±0.5 для полікристала і 3.78±0.2 для монокристала. Як і для щілини чистого надпровідника значення дуже близькі, що в першу чергу підтверджує висловлене вище твердження, а по їхній величині можна зробити висновок, що CeRu2 відноситься до надпровідників з помірно сильним зв'язком.

ВИСНОВКИ

У дисертаційній роботі експериментально досліджено щілину у густині станів інтерметалічного надпровідника CeRu2. Завдяки отриманим температурним і магнітопольовим залежностям надпровідної щілини у зразках різної якості, з'явилась можливість зробити висновки, які узагальнюють картину надпровідного стану в вивченій сполуці.

1. За результатами температурних вимірювань щілини інтерметалід CeRu2 може бути визначеним, як надпровідник з помірно сильним зв'язком, в якому реалізується БКШ тип надпровідності. Магнітопольові дослідження показали, що поведінка щілинних особливостей на мікроконтактних характеристиках співпадає з переходом в динаміці вихорової ґратки в змішаному стані.

2. За реалізацію безщілинного стану в CeRu2 відповідальні механізми впливу парамагнітних домішок на надпровідність. В якості парамагнітних домішок виступає церій, що залишається у надлишку після приготування зразків методом електронно дугової плавки, внаслідок недосконалості технологічного процесу виготовлення сполуки.

3. Розроблена методика відновлення щілини в густині станів чистого надпровідника, яка була пристасована до розрахунків на прикладі CeRu2, може бути використана і для інших сполук, в яких реалізується безщілинний стан. Подальший розвиток методу дозволить визначати відсотковий вміст парамагнітних домішок в надпровідникові.

Експериментальні результати та зроблені на їх підставі висновки продемонстрували, що при вивченні щілини в густині станів надпровідника мікроконтактна спектроскопія є найуспішнішим методом, оскільки дає можливість отримати характеристики недоступні іншим методам.

Основні результати дисертації опубліковані в таких роботах:

1. Point contact studies of the superconducting gap of CeRu2 / Naidyuk Yu.G., Moskalenko A.V., Yanson I.K., Geibel C. // Физика низких температур. – 1998.–Т.24, №5. - С. 495-497.

2. Point-contact investigation of СeRu2 in magnetic field / Moskalenko A.V., Naidyuk Yu.G., Yanson I.K., Geibel C. // Physica B. – 1999.– №259-261. - P. .

3. Superconducting gap and pair breaking in CeRu2 studied by point contacts / Moskalenko A.V., Naidyuk Yu.G., Yanson I.K., Hedo M., Inada Y., Onuki Y., Haga Y., Yamamoto E. // Физика низких температур. – 2001.–Т.27, №8. - С. 831-834.

4. Investigation of superconducting gap in СeRu2 / Moskalenko A.V., Naidyuk Yu.G., Yanson I.K., Geibel C., Hedo M., Inada Y., Onuki Y., Haga Y., Yamamoto E. // Proc. Of the First Regional Conf. on Magnetic and Superconducting Materials. – World Scientific. ISBN 981-02-4244-1(set) – 2000.–Vol.A. – P. 371-376.

Список використаних джерел:

1. Matthias B.T., Suhl H., and Corenzwit E. Ferromagnetic Superconductors// Phys.Rev.Lett.-1958.-Vol.1, №18. - P. 449-450.

2. Hakimi M.