Неорганические материалы, 2021, T. 57, № 7, стр. 720-726

Особенности магнитных свойств и критических токов сверхпроводящих боридов родия YRh4B4 и HoRh3.8Ru0.2B4

Г. С. Бурханов 1, С. А. Лаченков 1*, В. А. Власенко 2, Е. П. Хлыбов 3, С. Ю. Гаврилкин 2

1 Институт металлургии и материаловедения им. А.А. Байкова Российской академии наук
119991 Москва, Ленинский пр., 49, Россия

2 Физический институт им. П.Н. Лебедева Российской академии наук
119991 Москва, Ленинский пр., 53, Россия

3 Институт физики высоких давлений им. Л.Ф. Верещагина Российской академии наук
108840 Троицк, Москва, Калужское ш., стр. 14, Россия

* E-mail: slachenkov@imet.ac.ru

Поступила в редакцию 22.12.2020
После доработки 17.02.2021
Принята к публикации 18.02.2021

Полный текст (PDF)

Аннотация

Исследованы электрофизические, теплофизические и магнитные свойства соединений YRh4B4 и HoRh3.8Ru0.2B4. Установлено, что YRh4B4 – классический сверхпроводник второго рода с Тc ~ 10 К, тогда как у HoRh3.8Ru0.2B4 переход в сверхпроводящее состояние (с Тc ~ 6 К) происходит на фоне ферримагнитного перехода (Тm ~ 22–23 К). Для образцов YRh4B4 и HoRh3.8Ru0.2B4 измерены петли магнитной необратимости в зависимости от поля, рассчитаны зависимости Jс(B) в приближении модели Бина. Установлено, что в случае YRh4B4 зависимость приведенной силы пиннинга Fp/Fpmax от величины hp = B/Bc2 следует закону “подобия”, тогда как у магнитного сверхпроводника HoRh3.8Ru0.2B4 при hp > 0.2 наблюдается существенное отклонение от этого закона.

Ключевые слова: сверхпроводимость, магнитные сверхпроводники, магнитные свойства, ферримагнетизм, критические токи, модель Бина, сила пиннинга, центры пиннинга, закон “подобия”

ВВЕДЕНИЕ

Хорошо известно, что критические токи сверхпроводников являются структурно чувствительной величиной [1, 2]. Для достижения их высоких значений в сверхпроводнике должны быть “сформированы” центры пиннинга, за которые могут закрепляться вихри Абрикосова. Центрами пиннинга могут быть дефекты, межзеренные границы, неоднородности.

Не так давно появились данные о том, что материалы, в которых сверхпроводимость и магнетизм сосуществуют, могут иметь дополнительные центры пиннинга, связанные с наличием магнитных областей [3]. Таким образом, вихри могут закрепляться за “дополнительные” нормальные области, появление которых связано с магнитной подсистемой.

С учетом вышеизложенного соединения, сочетающие магнитные и сверхпроводящие свойства в пределах одного фазового состояния, представляют большой интерес. К таким соединениям относятся тройные бориды с общей формулой RRh4B4 (где R – редкоземельный металл). Эти соединения были открыты в 1972 году, в них наблюдалось сосуществование дальнего антиферромагнитного, ферромагнитного упорядочений со сверхпроводимостью [4, 5]. В данных соединениях активно изучались возвратная сверхпроводимость [6], особенности поведения верхнего критического поля в зависимости от температуры [7]. Наиболее полно эти вопросы отражены в обзорных работах [8, 9].

В работе [10] было установлено, что магнитная подсистема RRh4B4 может приводить к аномальному ходу кривой верхнего критического магнитного поля (Bс2(Т)). В исследованных нами сложных боридах родия наблюдался и ряд других аномалий: парамагнитный эффект Мейснера, отклонение величины энергетической щели (Δ(0)) от значений, предсказываемых теорией БКШ [11].

До настоящего времени данные по критическим токам сложных боридов родия в литературе практически отсутствовали. С появлением сведений о том, что магнитная подсистема может влиять на критические токи магнитных сверхпроводников [3], этот вопрос стал особенно актуальным.

С этой точки зрения представлялось важным исследовать полевые зависимости критических токов боридов родия при различных температурах на примере традиционного сверхпроводника YRh4B4 и магнитного сверхпроводника HoRh3.8Ru0.2B4 и проанализировать влияние магнитной подсистемы на характер пиннинга в этих соединениях.

ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНАЯ ЧАСТЬ

В качестве исходных компонентов для синтеза сложных боридов родия использовали порошки иттрия, диспрозия, родия, рутения и бора чистотой 99.95, 99.93, 99.99, 99.99 и 99.94% соответственно с размером частиц не более 40 мкм. Необходимые порошки, взятые в требуемых количествах, тщательно перемешивались в агатовой ступке с добавлением ацетона и затем прессовались в цилиндры. Синтез проводился прямым сплавлением исходных компонентов в контролируемой аргоновой атмосфере под давлением. Стабилизация кластерной кристаллической структуры типа LuRu4B4 в ряде случаев осуществлялась частичным замещением родия рутением.

Температурные зависимости намагниченности образцов, магнитного момента, а также теплоемкости были измерены на универсальном приборе PPMS-9 фирмы Quantum Design.

Для исследования критической плотности тока сверхпроводников из выплавленных слитков были вырезаны образцы требуемой геометрической формы: цилиндры диаметром 3 и длиной 4 мм.

Оценка критической плотности тока образцов была выполнена в приближении модели Бина (Bean) [12, 13] для жестких сверхпроводников 2-го рода. Согласно модели Бина, критическую плотность тока можно оценить исходя из данных, полученных при измерении магнитного момента (М(B)). Для цилиндрических образцов значение плотности критического тока можно получить из соотношения Jc(B) = 30ΔM/D, где D – диаметр цилиндра, а ΔM – ширина петли гистерезиса.

РЕЗУЛЬТАТЫ И ОБСУЖДЕНИЕ

Были исследованы два сверхпроводящих соединения: YRh4B4 и HoRh3.8Ru0.2B4. Синтезированный образец YRh4B4 был практически однофазным (содержание примесных фаз менее 5%) и состоял из фазы типа LuRu4B4, которая имела тетрагональную решетку с параметрами а = 7.482(2) Å, с = 14.690 Å и была сверхпроводящей (Тc ~ 10 К). Второе соединение HoRh3.8Ru0.2B4 было также практически однофазным (фаза типа LuRu4B4). В случае HoRh3.8Ru0.2B4 для стабилизации требуемой фазы (LuRu4B4) родий был частично замещен на рутений. Тетрагональные параметры решетки составляли: а = 7.476 Å, с = 14.672 Å. Критическая температура сверхпроводящего перехода HoRh3.8Ru0.2B4 была ~6 К.

На рис. 1а приведена температурная зависимость, магнитной восприимчивости χ(Т) для YRh4B4, из которой была определена величина критической температуры сверхпроводящего перехода образца (Тc ~ 10 К).

Рис. 1.

Температурные зависимости магнитной восприимчивости сверхпроводников YRh4B4 (а), HoRh3.8Ru0.2B4 (б) в переменном магнитном поле.

Магнитные и сверхпроводящие свойства соединения YRh4B4 были ранее подробно изучены в работах [10, 14]. Было установлено, что у соединения YRh4B4 отсутствует магнитная подсистема, а сверхпроводимость существует на фоне парамагнетизма свободных электронов.

На рис. 1б представлена зависимость χ(Т) для соединения HoRh3.8Ru0.2B4. Наличие диамагнитного перехода позволило установить значение Тc ~ 6 К. При 22–23 К χ(Т) довольно резко меняется, что позволяет говорить о магнитном переходе в соединении HoRh3.8Ru0.2B4 вблизи этой температуры.

Анализ зависимостей магнитного момента от поля М(В) для HoRh3.8Ru0.2B4 показывает (рис. 2), что при температурах выше 40 К величина М(В) меняется линейно, а гистерезис практически отсутствует. При температурах от 20 до 10 К М(В) откланяется от линейной зависимости (появляется изгиб), петля гистерезиса практически не наблюдается. При температуре 4.2 К (ниже Тс) М(В) имеет заметную петлю гистерезиса (рис. 2), которая связана со сверхпроводимостью.

Рис. 2.

Зависимости магнитного момента от приложенного внешнего магнитного поля образца для HoRh3.8Ru0.2B4 при различных температурах.

Анализ зависимостей М(В), представленных на рис. 2, показывает, что в интервале температур от 40 до 20 К имеет место магнитный переход. Это согласуется с особенностями хода кривой χ(Т) вблизи 22–23 К (рис. 1б). Исследования приведенной теплоемкости от температуры для HoRh3.8Ru0.2B4 (рис. 3) позволили установить вблизи 22–23 К излом кривой, характерный для фазового перехода парамагнетик → ферримагнетик.

Рис. 3.

Температурная зависимость теплоемкости сверхпроводника HoRh3.8Ru0.2B4.

При анализе ферримагнитного состояния HoRh3.8Ru0.2B4 можно воспользоваться известной моделью [15], согласно которой магнитные ионы соединения могут быть локализованы в узлах решетки и взаимодействовать между собой, приводя к упорядоченному состоянию. В простейшем ферримагнетике обменное взаимодействие может приводить к антипараллельному выстраиванию соседних магнитных моментов, но, поскольку магнитные моменты соседних ионов не одинаковы, полная компенсация отсутствует.

Зависимости величины магнитного момента от внешнего поля (М(В)) соединения YRh4B4, полученные при различных температурах, приведены на рис. 4а. Их вид типичен для обычных сверхпроводников 2-го рода.

Рис. 4.

Зависимости магнитного момента от приложенного внешнего магнитного поля для сверхпроводников YRh4B4 (а), HoRh3.8Ru0.2B4 (б).

В случае магнитного сверхпроводника HoRh3.8Ru0.2B4 зависимости М(В), снятые ниже температуры сверхпроводящего перехода (Тс ~ 6 К), носят иной характер (рис. 4б). Дело в том, у HoRh3.8Ru0.2B4 сверхпроводимость возникает на фоне ферримагнетизма, который, как отмечалось выше, формируется при температуре ~22–23 К. Поэтому при измерении М(В) фиксируется два вклада в магнитный момент: один связан со сверхпроводящей системой; другой обусловлен магнитной подсистемой соединения.

Как указывалось в описании эксперимента, критический ток сверхпроводящего образца можно оценить по ширине петель гистерезиса на кривых М(В) для YRh4B4. В случае магнитного сверхпроводника HoRh3.8Ru0.2B4 расчет критических токов также можно проводить по модели Бина [12, 13], поскольку вклад отклика сверхпроводящего сигнала значительно больше, чем от гистерезиса, связанного с магнетизмом.

Зависимости критической плотности тока от величины внешнего магнитного поля при различных температурах (ниже Тс) представлены на рис. 5а и 5б соответственно для YRh4B4 и HoRh3.8Ru0.2B4.

Рис. 5.

Зависимости плотности критического тока от приложенного внешнего магнитного поля для сверхпроводников YRh4B4 (а), HoRh3.8Ru0.2B4 (б).

Для YRh4B4 установлена зависимость Jc(В) ~ Вa, где 0.42 < a < 0.47 (величина показателя степени a определена из графика на вставке к рис. 5а). Ход кривой Jc(В), представленной на рис. 5а, типичен для сверхпроводников 2-го рода c сильным пиннингом вихрей Абрикосова, обладающих дальним порядком взаимодействия и образующих упорядоченную вихревую структуру [16, 17].

В случае соединения HoRh3.8Ru0.2B4 кривая плотности критического тока соответствует Jc(В) ~ Вa, где 1.0 < a < 1.2. Показатель степени a определен из графика на вставке к рис. 5б. Величина a, установленная для HoRh3.8Ru0.2B4, также указывает на сильный пиннинг вихрей Абрикосова, который возникает в данном случае вследствие насыщения центров пиннинга вихрями или наличия колонарных (протяженных) дефектов [16, 17].

Из анализа данных рис. 5 следует, что наиболее высокие Jс ~ 850 А/см2 (при Т ~ 2 К) наблюдаются у немагнитного сверхпроводника YRh4B4.

Это объясняется тем, что у тройного борида иттрия более высокая Тс, а величина критической температуры накладывает ограничения на предельную (возможную) величину критического тока, поскольку Jс ~ Δ (Δ – величина энергетической щели), а Δ ~ Тс [2]. Конечно, YRh4B4 и HoRh3.8Ru0.2B4 – сверхпроводники 2-го рода, а у таких сверхпроводников Jc существенно зависит от величины силы пиннинга, которая является структурно чувствительным параметром. В качестве центров пиннинга могут выступать межзеренные границы, дислокации, точечные дефекты. Дополнительные центры пиннинга могут формироваться и на мелкодисперсных примесных фазах, которые, как отмечалось выше, в небольших количествах содержались в образцах. Для более детального анализа центров пиннинга требуются дополнительные микроскопические исследования, а также довольно “тонкие” эксперименты по декорированию магнитного потока. Отметим, что в случае сверхпроводника HoRh3.8Ru0.2B4 возможно образование центров пиннинга на магнитных дефектах. Таким образом, Jс сверхпроводников 2-го рода определяется как их электрофизическими параметрами, так и особенностями микроструктуры.

На рис. 6 представлена зависимость приведенной силы пиннинга Fp/Fp max от величины приведенного магнитного поля B/Bc2. Согласно теории, предложенной Крамером и Дью-Хугсом [18, 19], сила пиннинга может нормироваться в единую кривую (выполняется “закон подобия”) согласно формуле

(1)
${{f}_{p}}({{h}_{p}})\sim {{h}_{p}}{{(1--h)}^{q}},$
где fp = Fp/Fp max, hp = B/Bc2.

Рис. 6.

Зависимости нормированной силы пиннинга от нормированного магнитного поля для сверхпроводников YRh4B4 (а), HoRh3.8Ru0.2B4 (б).

Значения параметров p и q зависят от характера центров пиннинга: точечные, двумерные или объемные. Теоретически описаны шесть основных функций f(h), каждая из которых соответствует определенному механизму пиннинга [19]. Оценку силы пиннинга можно провести из известного соотношения: Fp = Jc B, где Jc – плотность критического тока, B – величина приложенного внешнего магнитного поля [1, 2].

В случае немагнитного сверхпроводника YRh4B4 кривые приведенной силы пиннинга (рис. 6a) при низких температурах 2.0 и 4.5 К довольно хорошо ложатся одна на другую, т.е. выполняется “закон подобия”. Положение пика hp (hp ~ 0.2) указывает на то, что поверхностные дефекты играют определяющую роль в пиннинге вихрей в YRh4B4 [20]. При более высокой температуре ~8.0 К наблюдается отклонение от “закона подобия”. Возможно, это связано с малым количеством сверхпроводящей фазы в образце при Т ~ 8.0 К.

Зависимость приведенной силы пиннинга от величины приведенного магнитного поля для HoRh3.8Ru0.2B4 (рис. 6б) существенно отличается от аналогичных зависимостей у классических аналогов. Так, если до величины приведенного магнитного поля ~0.2 “закон подобия” выполняется, то в больших магнитных полях Fp/Fp max очень сильно отличается от “стандартных” зависимостей. Это может быть связано с тем, что в HoRh3.8Ru0.2B4 магнитные области могут давать дополнительные центры пиннинга. В нашем случае HoRh3.8Ru0.2B4 в качестве магнитных дефектов (дополнительных центров пиннинга) могут выступать магнитные ионы соединения, локализованные в узлах решетки, о которых упоминалось выше. По порядку величины такие микроскопические образования соответствуют длине когерентности ξ ~ 10 Å в пределе “грязного сверхпроводника” [2].

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Исследованы электрофизические и теплофизические свойства сверхпроводников YRh4B4 и HoRh3.8Ru0.2B4.

Установлено, что YRh4B4 – классический сверхпроводник (Тc ~ 10 К), тогда как в случае HoRh3.8Ru0.2B4 (Тc ~ 6 К) сверхпроводимость возникает на фоне ферримагнетизма (точка магнитного фазового перехода ~22–23 К).

С использованием модели Бина для образцов YRh4B4 и HoRh3.8Ru0.2B4 по кривым магнитного момента от поля М(B) рассчитаны зависимости Jc(B) при температурах ниже критической. Наиболее высокие Jc ~ 850 А/см2 (при Т ~ 2 К) установлены для немагнитного сверхпроводника YRh4B4.

Установлена зависимость плотности критического тока Jc(В) ~ Вa, где параметр a находится в интервале от 0.42 до 0.47 для YRh4B4 и от 1.0 до 1.2 для HoRh3.8Ru0.2B4, что типично для сверхпроводников с сильным пиннингом.

Показано, что в случае немагнитного сверхпроводника YRh4B4 зависимость приведенной силы пиннинга Fp/Fp max от величины приведенного магнитного поля – B/Bc2 следует “закону подобия”. У магнитного сверхпроводника HoRh3.8Ru0.2B4 при hp > 0.2 наблюдается существенное отклонение от “закона подобия”, что может быть связано с магнитной подсистемой сверхпроводника, которая дает новые центры пиннинга на магнитных дефектах.

БЛАГОДАРНОСТЬ

Работа выполнена по государственному заданию № 007-00129-18-00, при поддержке РФФИ (проект # 19-02-00888).

Измерения проведены с использованием оборудования Центра коллективного пользования ФИАН.

Список литературы

  1. Буккель В. Сверхпроводимость. М.: Мир. 1975. С. 366.

  2. Шмидт В.В. Введение в физику сверхпроводников. М.: МЦНМО, 2000. С. 402.

  3. Jung S.-G., Kang J.-H., Park E. et al. Enhanced Critical Current Density in the Pressure-Induced Magnetic State of the High-Temperature Superconductor FeSe // Sci. Rep. 2015. V. 5. P. 16385.

  4. Chevrel R., Sergent M., Prigent J. Sur de Nouvelles Phases Sulfurées Ternaires du Molybdène // Solid State Chem. 1971. V. 3. № 4. P. 515–519.

  5. Matthias B.T., Marezio M., Corenzwit E., Cooper A.S., Barz H.E. High-Temperature Superconductors, the First Ternary System // Science. 1972. V. 175. № 4029. P. 1465–1466.

  6. Fertig W.A., Johnston D.C., DeLong L.E., McCallum R.W., Maple M.B., Matthias B.T. Destruction of Superconductivity at the Onset of Long-Range Magnetic Order in the Compound ErRh4B4 // Phys. Rev. Lett. 1977. V. 38. № 17. P. 987–990.

  7. Hamaker H., Woolf L., MacKay H., Fisk Z., Maple M.B. Possible Observation of the Coexistence of Superconductivity and Long-Range Magnetic Order in NdRh4B4 // Solid State Commun. 1979. V. 31. № 3. P. 139–144.

  8. Maple M.B., Fischer O. Superconductivity in Ternary Compounds II. Superconductivity and Magnetism. N.Y.: Springer-Verlag, 1982. P. 308.

  9. Deaver J., Deaver B.S., Ruvalds J. Nato ASI Subseries B: Advances in Superconductivity. N.Y.: Springer, 1983. P. 529.

  10. Бурханов Г.С., Лаченков С.А., Хлыбов Е.П. Аномальный рост верхнего критического поля при магнитном упорядочении сверхпроводника DyRh4B4 // ДАН. 2009. Т. 426. № 5. С. 613–613.

  11. Бурханов Г.С., Лаченков С.А., Хлыбов Е.П. Особенности фазовых переходов магнитного сверхпроводника Dy0.8Y0.2Rh4B4 // Металлы. 2010. № 3. С. 79–83.

  12. Bean C.P. Magnetization of Hard Superconductors // Phys. Rev. Lett. 1962. V. 8. P. 250.

  13. Bean C.P. Magnetization of High-Field Superconductors // Rev. Mod. Phys. 1964. V. 36. P. 31.

  14. Бурханов Г.С., Лаченков С.А., Хлыбов Е.П., Куликова Л.Ф. Изменение сверхпроводящих свойств соединения DyRh3.8Ru0.2B4 под влиянием собственной магнитной подсистемы // Металлы. 2012. № 3. С. 105–109.

  15. Ашкрофт Н., Мермин Н. Физика твердого тела Т. 2. М.: Мир, 1979. С. 422.

  16. Ohtake F. et al. The Effect of 320 MeV Au Irradiation in K-Doped Ba-122 // Phys. Procedia. 2014. V. 58. P. 122–125.

  17. Kwok W.-K. et al. Vortices in High-Performance High-Temperature Superconductors // Rep. Prog. Phys. 2016. V. 79. P. 116501.

  18. Edward J.K. Scaling Laws for Flux Pinning in Hard Superconductors // J. Appl. Phys. 1973. V. 44. P. 1360.

  19. Dew-Hughes D. Flux Pinning Mechanisms in Type II Superconductors // Philos. Mag. 1974. V. 30. P. 293.

  20. Michael R., Koblischka M.R., Muralidhar M. Pinning Force-Scaling Analysis of Fe-Based High-Tc Superconductors // Int. J. Mod Phys. B. 2016. V. 30. № 32. P. 1630017.

Дополнительные материалы отсутствуют.