Магнитные сверхпроводники. РЕАЛЬНАЯ ФИЗИКА. Глоссарий по физике

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

(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 температура мала по сравнению с температурой 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 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 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 температуре Кюри Т_с, но при более высокой температуре

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 RMo₆S₈с периодич. расположением редкоземельных ионов. Для этих соединений характерны температуры Т_с ~ неск. К и очень низкие температуры 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 температур, 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 температуры 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 d

100 А. Однако в точке Т_С2

0,8 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 HoMo₆S₈с T_c_l = 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 температур 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 температуры 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 ErRh₄B₄электрич. 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 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

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.