к библиотеке   к оглавлению   FAQ по эфирной физике   ТОЭЭ   ТЭЦ   ТПОИ   ТИ  

РЕАЛЬНАЯ ФИЗИКА

Глоссарий по физике

А   Б   В   Г   Д   Е   Ж   З   И   К   Л   М   Н   О   П   Р   С   Т   У   Ф   Х   Ц   Ч   Ш   Э   Ю   Я  

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 Бора2569-14.jpg на атом (ион). В соединениях с магнетизмом коллективизир. электронов магн. моменты малы, порядка десятых или сотых 2569-15.jpg. Среди наиб. изученных М. с. тройные соединения типа 2569-16.jpg и 2569-17.jpg (R - редкоземельный элемент) относятся к первому классу, а соединения 2569-18.jpg, 2569-19.jpg - 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 2569-20.jpg движение электронов по разным орбитам приводит к нарушению их спаривания. Значение разрушающего поля 2569-21.jpg определяется из условия равенства магн. потока через поперечное сечение куперовской пары 2569-22.jpg кванту магнитного потока2569-23.jpg (здесь 2569-24.jpg - 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 2569-25.jpg электрона в этом поле энергии связи куперовской пары - энергетической щели 2569-26.jpg (при Т=0).

В свою очередь энергетич. щель 2569-27.jpg 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 2569-28.jpg , где Тм - темп-pa магн. упорядочения для систем с доминирующим РККИ-взаимодействием локализов. электронов. Обменное рассеяние слабо, пока эта температура мала по сравнению с температурой перехода в сверхпроводящее состояние Тс. Из-за обменного рассеяния сверхпроводимость оказывается невозможной в обычных ферромагн. металлах с большой концентрацией магн. моментов и сильным РККИ-взаимодействием, приводящим к температурам 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 температурой Нееля ТN 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 2569-29.jpg (т. е. характерного размера куперовской пары). При этом 2569-30.jpg и результирующие поля слабы. В чистых сверхпроводниках 2569-31.jpg, где 2569-32.jpg- фермиевская скорость электронов проводимости; в "грязных" сверхпроводниках 2569-33.jpg, 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 температуре Кюри Тс, но при более высокой температуре2569-34.jpg 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 2569-35.jpg, 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 2569-36.jpg Магн. энергия локализов. моментов при этом несколько увеличивается из-за неоднородного характера структуры, но этот проигрыш мал из-за малости величины 2569-37.jpg 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 2569-38.jpg. 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.

2569-39.jpg

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 температуры Тс ~ неск. К и очень низкие температуры Тм магн. перехода (от 5 до 0,5 К). Столь низкие значения Тм 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 2569-40.jpg . Эксперименты подтвердили теоретич. предсказания о слабом взаимном влиянии сверхпроводимости и антиферромагнетизма. Так, в TmRh4B4 сверхпроводимость с Tс=9,8 К и антиферромагнетизм с TN=0,4 К сосуществуют ниже TN вплоть до самых низких температур, причём появление антиферромагнетизма сказывается сильно лишь на одной характеристике сверхпроводимости - верхнем критическом магнитном поле НС2 (рис. 2). Оно, как правило, снижается вблизи ТN из-за появления постоянного в пространстве обменного поля локализов. моментов, поляризованных внеш. магн. полем (эта поляризация максимальна вблизи TN). Обменное поле поляризов. моментов ослабляет сверхпроводимость и снижает НС2. Но, напр., в SmRh4B4 с Тс = 2,7 К и TN=10,87 К значение HС2 увеличивается при снижении температуры Т (Т<ТN)из-за подавления магн. рассеяния (подавление обусловлено магн. упорядочением [2, 6]).

2569-43.jpg

Рис. 2. Зависимость верхнего критического магнитного поля Нс2от температуры Т в поликристаллическом соединении TmRh4B4, определённая по измерению электрического сопротивления. ТN - температура Нееля.

Ряд свойств сверхпроводящих антиферромагнетиков и "ферромагн." сверхпроводников существенно различаются. Так, соединение ErRh4B4 в точке Тс1=8,7 К переходит в сверхпроводящее состояние, а при Тм = 0,9 К по аномалии теплоёмкости и рассеянию нейтронов в нём обнаружен переход к неоднородному магн. упорядочению с периодом d2569-41.jpg100 А. Однако в точке ТС22569-42.jpg0,8 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 температур для таких возвратных М.с. показано на рис. 4, а (возвратными наз. сверхпроводники, в к-рых при понижении температуры наблюдается обратный переход из сверхпроводящего в норм. состояние). К возвратным М. с. относится также HoMo6S8 с Tcl = 1,8 К, Tм=0,74 К и Tc2=0,70 К. Здесь в интервале от Тм до ТС2 в монокристаллах обнаружена поперечная осциллирующая магн. структура с периодом, растущим от 400 2569-49.jpg до 570 2569-50.jpg при охлаждении от Тм до Тс2 [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 Тм = 0,74 К до ТС2-0,10 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 Тс = 5,5 К ниже Tм=0,53 К вплоть до самых низких температур наблюдается фаза сосуществования с магн. периодом, растущим от 70 2569-52.jpg при Т-Тм 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.

2569-44.jpg

Рис. 3. Температурные зависимости магнитной восприимчивости 2569-45.jpg и электрического сопротивления 2569-46.jpg в переменном поле для монокристалла ErRh4B4 ( - в произвольных единицах). В сверхпроводящем состоянии образец диамагнитен и его сопротивление равно нулю.

2569-51.jpg

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).


2569-53.jpg

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 Tм(0,74-0,75 К) до Тсг (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 HС2 в зависимости от температуры сходно с показанным на рис. 2, но вблизи ТС2 величина НС2 обращается в нуль из-за обращения в бесконечность восприимчивости ферромагнетика вблизи точки Кюри. В то же время во всех изученных антиферромагн. сверхпроводниках величина НС2 отлична от нуля при Т<ТС.

В возвратных "ферромагя." сверхпроводниках ниже точки Tc2 наименьшую энергию имеет ферромагн. норм. фаза. Однако в ряде образцов HoMo6S8 и ErRh4B4 электрич. сопротивление ниже Tc2 оказывалось меньше, чем в норм. состоянии непосредственно выше Tc1, а в нек-рых случаях удавалось наблюдать и отсутствие сопротивления вплоть до самых низких температур. 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].

Литература по магнитным сверхпроводникам

  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;
  3. Буздин А. И. и др., Магнитные сверхпроводники, "УФН", 1984, т. 144, с. 597;
  4. Гинзбург В. Л., О ферромагнитных сверхпроводниках, "ЖЭТФ", 1956, т. 31, с. 202;
  5. Вонсовский С. В., Изюмов Ю. А., Курмаев Э. 3., Сверхпроводимость переходных металлов, их сплавов и соединений, М., 1977;
  6. An (Inderson P. W., Suh1 H., Spin alignment in the superconducting state, "Phys. Rev.", 1959, v. 116, p. 898;
  7. Буздин А. И., Булаевский П. Н., Антиферромагнитные сверхпроводники, "УФН", 1986, т. 149, с. 45;
  8. Rossat-Mignod J. и др., Neutron diffraction study of HoMo,S, single crystals, "J. Phys. Lett.", 1985, v. 4C, p. 373;
  9. 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;
  10. Буздин А. И., Поверхностная сверхпроводимость в ферромагнетиках, "Письма в ЖЭТФ". 1985, т. 42, с. 283.

Л. Н. Булаевский

к библиотеке   к оглавлению   FAQ по эфирной физике   ТОЭЭ   ТЭЦ   ТПОИ   ТИ  

Знаете ли Вы, что cогласно релятивистской мифологии "гравитационное линзирование - это физическое явление, связанное с отклонением лучей света в поле тяжести. Гравитационные линзы обясняют образование кратных изображений одного и того же астрономического объекта (квазаров, галактик), когда на луч зрения от источника к наблюдателю попадает другая галактика или скопление галактик (собственно линза). В некоторых изображениях происходит усиление яркости оригинального источника." (Релятивисты приводят примеры искажения изображений галактик в качестве подтверждения ОТО - воздействия гравитации на свет)
При этом они забывают, что поле действия эффекта ОТО - это малые углы вблизи поверхности звезд, где на самом деле этот эффект не наблюдается (затменные двойные). Разница в шкалах явлений реального искажения изображений галактик и мифического отклонения вблизи звезд - 1011 раз. Приведу аналогию. Можно говорить о воздействии поверхностного натяжения на форму капель, но нельзя серьезно говорить о силе поверхностного натяжения, как о причине океанских приливов.
Эфирная физика находит ответ на наблюдаемое явление искажения изображений галактик. Это результат нагрева эфира вблизи галактик, изменения его плотности и, следовательно, изменения скорости света на галактических расстояниях вследствие преломления света в эфире различной плотности. Подтверждением термической природы искажения изображений галактик является прямая связь этого искажения с радиоизлучением пространства, то есть эфира в этом месте, смещение спектра CMB (космическое микроволновое излучение) в данном направлении в высокочастотную область. Подробнее читайте в FAQ по эфирной физике.

НОВОСТИ ФОРУМАФорум Рыцари теории эфира
Рыцари теории эфира
 20.09.2019 - 04:36: ВОСПИТАНИЕ, ПРОСВЕЩЕНИЕ, ОБРАЗОВАНИЕ - Upbringing, Inlightening, Education -> Просвещение от Вячеслава Осиевского - Карим_Хайдаров.
18.09.2019 - 12:08: НОВЫЕ ТЕХНОЛОГИИ - New Technologies -> ПРОБЛЕМА ИСКУССТВЕННОГО ИНТЕЛЛЕКТА - Карим_Хайдаров.
18.09.2019 - 06:01: ВОСПИТАНИЕ, ПРОСВЕЩЕНИЕ, ОБРАЗОВАНИЕ - Upbringing, Inlightening, Education -> Просвещение от Л.Г. Ивашова - Карим_Хайдаров.
17.09.2019 - 05:51: ВОЙНА, ПОЛИТИКА И НАУКА - War, Politics and Science -> ФАЛЬСИФИКАЦИЯ ИСТОРИИ - Карим_Хайдаров.
17.09.2019 - 05:41: ВОСПИТАНИЕ, ПРОСВЕЩЕНИЕ, ОБРАЗОВАНИЕ - Upbringing, Inlightening, Education -> Просвещение от Андрея Тиртхи - Карим_Хайдаров.
16.09.2019 - 18:21: ЭКОНОМИКА И ФИНАНСЫ - Economy and Finances -> ПРОБЛЕМА КРИМИНАЛИЗАЦИИ ЭКОНОМИКИ - Карим_Хайдаров.
16.09.2019 - 03:11: СОВЕСТЬ - Conscience -> РУССКИЙ МИР - Карим_Хайдаров.
14.09.2019 - 18:23: ПЕРСОНАЛИИ - Personalias -> WHO IS WHO - КТО ЕСТЬ КТО - Карим_Хайдаров.
13.09.2019 - 09:08: ЭКОЛОГИЯ - Ecology -> Биологическая безопасность населения - Карим_Хайдаров.
12.09.2019 - 17:47: ВОЙНА, ПОЛИТИКА И НАУКА - War, Politics and Science -> РАСЧЕЛОВЕЧИВАНИЕ ЧЕЛОВЕКА. КОМУ ЭТО НАДО? - Карим_Хайдаров.
08.09.2019 - 03:42: ВОСПИТАНИЕ, ПРОСВЕЩЕНИЕ, ОБРАЗОВАНИЕ - Upbringing, Inlightening, Education -> Просвещение от О.Н. Четвериковой - Карим_Хайдаров.
07.09.2019 - 07:36: ВОСПИТАНИЕ, ПРОСВЕЩЕНИЕ, ОБРАЗОВАНИЕ - Upbringing, Inlightening, Education -> Декларация Академической Свободы - Карим_Хайдаров.
Bourabai Research Institution home page

Bourabai Research - Технологии XXI века Bourabai Research Institution