CC BY
9
УДК 537.312.62
АНОМАЛЬНОЕ ПОВЕДЕНИЕ ВЕРХНЕГО КРИТИЧЕСКОГО МАГНИТНОГО ПОЛЯ Нс2 ПЛЕНОК ^185Сео,15Си04 ПРИ ИОННОМ ОБЛУЧЕНИИ
В. С. Ноздрин, Н. П. Шабанова, В. А. Дравин, С. И. Красносвободцев
Проведены исследования верхнего критического магнитного поля НС2 пленок высокотемпературного сверхпроводника Nео^ьСпО* с различной степенью дефектности. Обнаружено, что при многократном росте удельного сопротивления р в результате ионного облучения Нс2 остается неизменным, в противоположность обычным сверхпроводникам, где верхнее критическое магнитное поле существенно повышается из-за рассеяния электронов проводимости на дефектах.
I
Несмотря на интенсивные исследования новых металлооксидных высокотемпературных сверхпроводников (ВТСП) механизм сверхпроводимости в них к настоящему времени не установлен. Помочь в разрешении этой проблемы могло бы установление взаимосвязи между электронными и критическими параметрами ВТСП. До сих пор неясно, имеет ли она принципиальное отличие от наблюдающейся в обычных сверхпроводниках с фононным механизмом. В частности, отсутствуют данные о характере и механизме изменения верхнего критического магнитного поля Нс2 из-за рассеяния электронов проводимости на дефектах структуры в высокотемпературных сверхпроводниках [1].
Проведенные исследования УВаСиО [1] не обнаружили влияния разупорядочиваю-щего ионного облучения на величину температурного сдвига резистивного сверхпроводящего перехода в магнитном поле. Если считать, что определенное из этих данных критическое поле соответствует НС2(Т), то оно оказывается нечувствительным к радиационным дефектам, тогда как длина свободного побега электронов / существенно
снижается в результате облучения. Это противоречит известным представлениям, согласно которым должен наблюдаться рост Нс2 из-за рассеяния электронов проводимости [2]: рассеяние препятствует ларморовскому закручиванию электронов, вызывающему разрушение куперовских пар.
Однако достоверное определение //с2 из таких измерений для УВаСиО затруднено из-за сильного уширения сверхпроводящих переходов в магнитном поле [1,3- 5]. Для исследования чувствительности Нс2 к облучению чрезвычайно интересны более низкотемпературные ВТСП соединения, такие как NdCeCuO и ЬаБгСиО. Уширение их переходов достаточно мало, что позволяет выделить сдвиг фазового перехода в магнитном поле и определить температурную зависимость критического поля Нс2(Т) [4, 5].
X к
Рис. 1. Сверхпроводящие переходы эпитаксиальной пленки N ¿у^Се^^СиО^ до (о) и после (+) облучения энергичными ионами IIе+ флюенсом 1 • 1013сл«~2 в перпендикулярном ее поверхности магнитном поле 0, 5, 10, 20 и 30 кэВ.
В настоящей работе исследуется верхнее критическое магнитное поле высококачественных эпитаксиальных пленок Nй^^Се0^Си04 (N000) с ориентированной перпендикулярно поверхности подложки осью с [6, 7], подвергнутых облучению ионами Не+ с энергией 200 кэВ при комнатной температуре. Толщина пленок составляла 1000 - 1200
о
А. Измерялись переходы в сверхпроводящее состояние по сопротивлению в постоянном магнитном поле, перпендикулярном поверхности пленки (рис. 1).
30
л
а
20
10
-15
-10
-5
Т-Тс, К
г>
а ,
Н ' -а
-ъ,
Я ■о
ГТ-^-
_L
JL
100
200 300 рп, мкОм- см
_I
400
Рис. 2. Температурные зависимости Нс2(Т) (а) и их наклон —dHc2/dT в зависимости от удельного сопротивления рп (б) для облученных ионами Не+ пленок Ndii65Ce0iisCu04 с исходным удельным сопротивлением 30 (■), 50 (•), 115 (А), и 180 (+) мкОм ■ см.
15
« 10
Н тз
CS
о _
X 5 ■о
X X +
_L
100 200 рп, мкОм см
300
Рис. 3. "Наклон" —¿Нс2/дТ, определенный по сдвигу температуры середины перехода в магнитном поле 70 кЭ, в зависимости от удельного сопротивления рп облученных ионами гелия пленок ИВа2Си30т, Л = У (х), Но (+) [1].
Для пленок N000 обнаружено, что, в противоположность обычным сверхпроводникам, при многократном росте удельного сопротивления в результате облучения величина и температурная зависимость верхнего критического поля не меняются с ростом концентрации радиационных дефектов (рис. 2). Кривые НС2(Т) (рис. 2а) получены по
вызванному магнитным полем сдвигу температуры перехода, определенной по пересечению его экстраполированной линейной части с кривой рп(Т). Оцененный по сдвигу температуры перехода в магнитном поле 30 кЭ наклон — с///с2Д/Т составлял '2,5 кЭ/К и не изменялся в переделах ошибки измерения 5% при облучении фЛюенсом до 1014 см~2, тогда как удельное сопротивление нормального состояния вблизи перехода рп возросло более чем в 3 раза (рис. 26). Критическая температура Тс при этом снижалась не более чем на 20%. Результат в пределах точности воспроизводился для образцов с различным исходным удельным сопротивлением. Как видно из рис. 3, аналогичная картина наблюдается для облученных пленок УВаСиО. Для этих ВТСП приводятся данные, полученные для середины резистивного перехода, при флюенсах, не вызывающих существенного снижения критической температуры.
Интересно отметить, что длина когерентности Гинзбурга - Ландау £(0) в слоях Си — О, найденная из соотношения —¿Н^/йТ = Фо/27гТс£2(0), составляет около 80
о
А. Длина когерентности не только не понижается в результате облучения, согласно известному соотношению грязного предела £(0) ~ Л но, с учетом небольшого снижения критической температуры, даже несколько повышается.
Т-Тс, К рп> мкОм-см
Рис. 4. Температурные зависимости Нс2(Т) (а) и их наклон —сШ^/е^Т в зависимости от удельного сопротивления рп (б) для облученных ионами Не+ пленок МЬС.
Исходя из теории Гинзбурга - Ландау - Абрикосова - Горькова (ГЛАГ) для сверхпроводника 2 рода - асимптотической формы микротеории с фононным механизмом вблизи Тс, можно показать, что, если электронная структура материала не меняется из-за дефектов, скорость возрастания критического поля из-за рассеяния электронов
б
проводимости с ростом удельного сопротивления определяется плотностью электронных состояний: дНа/дрп ~ г}N'{0) [1, 8, 9]. Выражение приведено для перенормированной плотности электронных состояний N'(0) сверхпроводника с сильной связью, где А^О) = А^(0)(1 + А), А^О) - зонное значение, А - константа электрон-фононного взаимодействия, г/ - поправка сильной связи, обычно близкая к 1. На рис. 4 показаны соответствующие экспериментальные данные для А^&С [9]. Применительно к обычным сверхпроводникам МЬС и Абзбгс такое представление позволило надежно определить величину А*(0) и ее изменение при внесении структурных дефектов [1].
В случае N000 при слабом изменении критической температуры трудно ожидать существенного снижения плотности электронных состояний А*(0), которым можно было бы формально объяснить наблюдаемое отсутствие роста величины —¿Н^/дТ при повышении удельного сопротивления этих ВТСП в терминах теории ГЛАГ.
В экзотическом случае сильной связи, когда величина кТс сравнима с характерной энергией фононов, согласно [10], поправка т] может существенно отличаться от 1: т/ ~ 0,2. Это может заметно понизить как величину Нс2 [1], так и скорость роста критического поля при облучении: дНс2/дрп ~ 0). Но и в этом случае для объяснения слабой скорости роста Нс2 (возможного в пределах нашей ошибки измерения) приходится предполагать, что значение А^*(0) на порядок ниже, чем, например, в сверхпроводящем соединении АГ6С (Тс = 12 А') с Аг*(0) = 3,6 • 1034 сост/эрг • см3 и на два порядка ниже, чем в А'Ьзб'п (Тс = 18 А'), где Аг*(0) = 15 • 1034 сост/эрг • см3. Попытка объяснения результатов столь небольшим значением А*(0) при сильной связи с константой А существенно больше 1 приводит к заключению, что зонная плотность электронных состояний N000 неправдоподобно низка. Например, при А ~ 4 получим А'(О) < 1 • 1032 сост/эрг • см3. Для сравнения, в А^бС А^(0) ~ 1,8 • 1034 сост/эрг ■ см ' [1, 9].
В предположении, что верхнее критическое поле определяется парамагнитным пределом Нр, а не орбитальным распариванием, как Нс2, можно также ожидать повышения критического поля в результате облучения, поскольку рассеяние должно ослаблять парамагнитное ограничение [11]. Кроме того, оценка Нс2 из выражения Нр — 18,4г/(1+А)Тс дает величину много больше наблюдаемой.
Таким образом, попытка объяснить отсутствие изменения верхнего критического поля N¿х^ъСе^^СиОа при изменении удельного сопротивления в результате облучения в рамках теории ГЛАГ встречает противоречия. Можно, например, как и в случае УВаСиО [1], выдвинуть предположение, что в отличие от сверхпроводников с обычным
фононным механизмом, критическое поле ВТСП не чувствительно к рассеянию электро нов проводимости. Вместе с тем, пока мы не можем исключить возможные изменения электронной структуры NCCO из-за перераспределения кислорода в облученных образ цах. В связи с этим представляет интерес изучение влияния характера дефектов на верхнее критическое магнитное поле ВТСП.
Работа выполнена при поддержке Научного совета РНТП "Актуальные проблемы физики конденсированных сред" (грант N 96081) и Российского фонда фундамента ль ных исследований (гранты N 96-02-19696 и N 95-02-06052).
ЛИТЕРАТУРА
[1] Ш а б а н о в а П. П., Красносвободцев С. И., Ноздрин В. С., Г о л о в а ш к и и А. И. ФТТ, 38, 1969 (1996).
[2] Н elf and Е., Werthamer N. R. Phys. Rev., 147, 288 (1966).
[3] M e й л и x о в Е. 3., Шапиро В. Г. Сверхпроводимость: физика, химия, техника, 4, 1437 (1991).
[4] К г a s п о s v о b о d t s е v S. I., Shabanova N. P., N о z d г i n V. S. et al. Physica C, 282, 1791 (1997).
[5] Красносвободцев С. И., Шабанова Н. П. и др. Краткие сообщения по физике ФИ АН, N 1-2, 20 (1997).
[6] Н о з д р и н B.C., Красносвободцев С. И. и др. Письма в ЖТФ, 22, вып. 24, 1 (1996).
[7] G о 1 о v a s h k i п A. I. et al. Physica С, 162, 715 (1989).
[8] К р а с н о с в о б о д ц е в С. И. и др. ЖЭТФ, 108, 970 (1995).
[9] S h a b а п о v а N. P. et al. Czech. J. Phys., 46, 853 (1996).
[10] M а г s i g 1 i о F. and Carbotte J. P. Upper critical field for a high Tc E-Ph superconductor: regime of Tc/uin ~ 1. Preprint. Physics departament, McMaster University Hamilton, Ontario, Canada, 1987.
[11] Werthamer N. R., He If and E., Ho hen berg P. C. Phys. Rev., 147, 295 (1966).
Поступила в редакцию 5 ноября 1997 г.
