Содержание к диссертации
Введение
1 Обзор литературы 8
1.1 Вихревая решетка в борокарбидах РЗЭ 8
1.2 Особенности вихревой структуры в органических сверхпровод никах 16
1.3 Магнитная структура манганитов лантана 24
1.4 Сравнительный обзор экспериментальных методов наблюдения магнитной структуры 29
1.5 Постановка задачи 33
2 Методика экспериментов 35
2.1 Методика декорирования вихревой структуры 35
2.2 Визуализация картин декорирования и их количественный анализ 38
2.3 Метод оценки глубины проникновения Л 40
3 Фазовые переходы в вихревой решетке в LuNi2B2C . 41
3.1 Вихревая решетка в исходных образцах LuNi2B2C 42
3.1.1 Доменная вихревая структура в низких магнитных полях. 43
3.1.2 Эволюция вихревой решетки и фазовый переход в квадратную ВР в магнитном поле І72 46
3.1.3 Обсуждение 49
3.2 Вихревая структура в отожженных образцах LuNi2B2C 57
3.2.1 Наблюдение реориентационного перехода в магнитном поле К\ 57
3.2.2 Структурные особенности ВР вблизи поля перехода #2 60
3.2.3 Обсуждение 61
4 Вихревая структура в органическом сверхпроводнике к— (BEDT TTF)2Cu(NCS)2 . 65
4.1 Наблюдение вихрей Абрикосова в к - (BEDT - TTF)2Cu(NCS)2 66
4.2 Анизотропия ВР в сверхпроводящей плоскости be 69
4.3 Влияние температуры экспериментов на наблюдаемую структуру. 73
5 Изучение магнитной структуры легированных манганитов . 77
5.1 Магнитная структура в Ьао.тЗго.зМпОз 78
5.2 Наблюдение фазового расслоения в Ьао.8Сао.2МпОз 80
Заключение. 84
Литература. 86
- Особенности вихревой структуры в органических сверхпровод никах
- Визуализация картин декорирования и их количественный анализ
- Вихревая структура в отожженных образцах LuNi2B2C
- Анизотропия ВР в сверхпроводящей плоскости be
Введение к работе
Актуальность темы. Сверхпроводники второго рода были открыты Шуб-никовым и др. в 1936 г. [1]. Позднее Абрикосов теоретически показал[2], что (і) эти материалы характеризуются соотношением к > l/v2, где к = А/ - параметр Гинзбурга-Ландау [3], А - глубина проникновения, - длина когерентности (связанная с длиной когерентности в чистом материале соотношением 1/ = l/o+l/Z, I- длина свободного пробега квазичастиц [4]); (іі) в магнитном поле Н& < Н < Нс2, где Нс\ и НС2 - первое и второе критические магнитные поля, в них формируется смешанное состояние, т.е. магнитный поток проникает в образец трубками, в которых сверхпроводимость разрушается, в то время как оставшаяся часть образца остается в сверхпроводящем состоянии, и на каждую трубку приходится квант магнитного потока Фо = hc/2e (такие трубки получили название вихрей Абрикосова). Электродинамика (в частности, магнитные и транспортные свойства) сверхпроводников второго рода в широком диапазоне магнитных полей и температур определяется именно свойствами системы вихрей Абрикосова. В связи с этим исследования свойств вихревой структуры вызывают большой интерес, как теоретический, так и практический.
В случае изотропного сверхпроводника второго рода наиболее энергетически выгодной является правильная треугольная решетка вихрей [5]. Однако реальные сверхпроводники часто не описываются такой моделью. Разница же в энергиях различных конфигураций вихревой решетки (ВР) незначительна (не более нескольких процентов), поэтому в случае, когда ситуация отличается от рассмотренной в [5], наиболее стабильными могут являться вихревые решетки, отличные от правильной треугольной. К искажению ВР может приводить и взаимодействие вихрей с различными дефектами кристаллической структуры (пиннинг). Более того, в слоистых сверхпроводниках (например, органических и высокотемпературных) возможны конфигурации вихревой структуры, сильно отличающиеся от ВР в объемных сверхпроводниках [6]. Типичными примерами служат вихревая жидкость [7] и вихревое стекло [8]. Для описания свойств таких структур вместо классического, основанного на рассмотрении смешанного состояния сверхпроводника второго рода как упорядоченной системы вихревых трубок в сверхпроводящей матрице, требуется
подход, учитывающий специфику этих новых фазовых состояний.
Многообразие различных фаз в вихревых структурах и фазовых переходов между ними способствовало рождению термина "вихревая материя" [6] по аналогии с атомно-молекулярными структурами.
Легированные перовскитные манганиты представляют собой класс магнетиков, обладающих огромным магнитосопротивлением, - при приложении магнитного поля сопротивление этих материалов может изменяться на порядки, что делает эти материалы исключительно привлекательными с точки зрения, например, создания на их основе запоминающих устройств. Этот эффект (в литературе для его названия широкое распространение получил термин "колоссальное магнитосопротивление" обычно связывается с переходом ферромагнитный металл - антиферромагнитный изолятор [9]. Изучение магнитной структуры таких материалов может как дать ответы на многие теоретические вопросы о природе основных процессов, управляющих этим переходом, так и привести к важным практическим приложениям.
Данная работа посвящена изучению вихревой структуры в недавно открытых сверхпроводниках ІдіШгВгС и к, — (BEDT — TTF)2Cu(NCS)2, а также магнитной структуры легированных манганитов Ьао^Эго.зМпОз и Ьао.вСао^МпОз методикой декорирования мелкодисперсными магнитными частицами, позволяющей получать мгновенные снимки распределения магнитного поля на поверхности образца, анализ которых дает информацию о пространственном распределении магнитного поля. Основное внимание уделено наблюдению фазовых превращений в вихревых и магнитных структурах, происходящих при изменении внешних параметров.
Целью работы являлось изучение фазовых переходов магнитной структуры в вышеупомянутых сверхпроводниках и магнетиках.
Научная новизна. В диссертационной работе впервые получены следующие результаты, выносимые на защиту:
усовершенствованы методика декорирования и использован компьютерный анализ изображений, что позволило исследовать вихревые структуры в LuNi2B2C в рекордно высоких для данной методики полях вплоть до ~2000 Э и в органических сверхпроводниках;
исследована зависимость конфигурации вихревой решетки в ІліІЧігВгС от
внешнего магнитного поля;
обнаружен фазовый переход из треугольной в квадратную вихревую решетку при увеличении магнитного поля до Hi ~500-700 и 900-1100 Э в отожженных и неотожженных образцах LuNi2B2C соответственно;
в отожженных образцах LuNi2B2C обнаружен реориентационный переход между двумя конфигурациями треугольной ВР, привязанными к различным кристаллографическим направлениям, в магнитном поле Н\ =250 Э;
впервые получены изображения вихрей Абрикосова и вихревой решетки в органических сверхпроводниках; обнаружено, что повышение температуры до 5.5 К приводит к переходу типа порядок - беспорядок в вихревой структуре к - (BEDT - TTF)2Cu(NCS)2;
измерена лондоновская глубина проникновения Л и ее анизотропия в сверхпроводящей плоскости be органического сверхпроводника
дс - (BEDT - TTF)2Cu(NCS)2;
7) впервые методика декорирования применена к изучению магнитной струк
туры в легированных манганитах; получены результаты о влиянии степени
легирования и внешнего магнитного поля на эту структуру.
Личный вклад автора состоял в постановке задач, разработке и усовершенствовании методик, непосредственном выполнении измерений и интерпретации результатов.
Практическая ценность результатов заключается в том, что они предоставляют информацию о свойствах магнитной структуры (в частности, о фазовых превращениях) в вышеупомянутых материалах, что дает ключ к пониманию процессов, определяющих электродинамические свойства этих сверхпроводников и магнетиков. Усовершенствование методики позволило значительно расширить границы применимости методики к изучению магнитных структур - с точки зрения как диапазона магнитных полей, так и исследуемых материалов. Впервые при определении лондоновской глубины проникновения из размера отдельных вихрей Абрикосова было учтено расширение вихрей при переходе из объема сверхпроводника второго рода к поверхности.
Апробация работы. Основные результаты были представлены на различных международных и российских конференциях: XXXI Совещание по физике низких температур, Москва, 1998; Vortex Physics in High- Temperature
Superconductors, Stanford, USA, 1999; XXII International Conference on Low Temperature Physics, Espoo and Helsinki, Finland, 1999; 3rd International Symposium On Crystalline Organic Metals, Superconductors and Ferromagnets, Oxford, Great Britain, 1999; International Seminar on Quasi-Two-Dimensional Metal and Superconducting Systems "Chernogolovka 99"; 18th General Conference of the CONDENSED MATTER DIVISION of the European Physical Society, Montreaux, Switzerland, 2000; Moscow International Symposium on Magnetism 2002.
Публикации. По материалам диссертации опубликовано 7 статей в реферируемых журналах.
Структура и объем диссертации. Диссертация состоит из введения, пяти глав, заключения и списка цитированной литературы. Диссертация содержит 92 страницы, включает 34 иллюстрации.
Во ВВЕДЕНИИ обоснована актуальность темы диссертации, сформулированы цели и основные результаты работы, описана ее структура.
ПЕРВАЯ ГЛАВА диссертации представляет собой краткий обзор теоретических и экспериментальных литературных данных об исследуемых сверхпроводниках (при этом основное внимание уделяется особенностям вихревой структуры, отличающим их от традиционных сверхпроводников второго рода) и магнетиках.
ВТОРАЯ ГЛАВА состоит из описания методики декорирования мелкодисперсными магнитными частицами и последующей компьютерной обработки получаемых изображений.
ТРЕТЬЯ ГЛАВА посвящена изучению эволюции ВР в аб-плоскости в исходных и отожженных образцах LUN12B2C под действием внешнего магнитного поля.
ЧЕТВЕРТАЯ ГЛАВА содержит результаты по изучению вихревой структуры в сверхпроводящей плоскости be органического сверхпроводника к, — (BEDT - TTF)2Cu(NCS)2.
В ПЯТОЙ ГЛАВЕ изложены результаты по изучению магнитной структуры перовскитных манганитов и ее зависимости от состава и внешнего магнитного поля.
В ЗАКЛЮЧЕНИИ сформулированы основные результаты, полученные в
диссертации.
Мне хотелось бы выразить благодарность своему научному руководителю Л.Я. Винникову за общее руководство при проведении исследований и помощь в написании диссертации, а также Н.А. Тулиной и В.В. Рязанову за ценные дискуссии при обсуждении полученных результатов.
Особенности вихревой структуры в органических сверхпровод никах
История органических проводников и сверхпроводников берет начало с 1954 г., когда впервые были обнаружены металлические свойства в соединении, не содержащем ни одного металлического атома [32]. Реальный интерес данный класс материалов привлек значительно позднее (в 1960-е гг.) в связи с открытием электрон-акцепторного и элетрон-донорного комплексов TCNQ (тетрациано-р- квинодиметан)и TTF (тетратиафульвален)и последующим синтезом квазиодномерного металлического комплекса TTFCNQ [33, 34]. Это соединение и его производные долгое время служили отличным объектом для изучения физики квазиодномерных металлических систем, в которых наблюдается ряд интересных явлений: "соревнование" возможности перехода в сверхпроводящее состояние с образованием волн зарядовой и спиновой плотности, переход в непроводящее состояние вследствие локализации электронов, вызванной беспорядком в системе, спектр низкоэнергетичных возбуждений бозонного типа. Большой толчок к дальнейшим исследованиям органических проводников дали работы Литтла [35, 36], в которых он высказал возможность синтеза сверхпроводящих материалов с критическими температурами, сравни мыми с комнатной, обусловленными спариванием электронов за счет взаимодействия не с фононами, а с сильно поляризуемыми радикалами. Характерные энергии этих возбуждений на два порядка превышают энергии фононов.
Сверхпроводимость в квазиодномерных органических соединениях действительно была обнаружена в 1979 г. [37]. критическая температура (TMTSF PFG составляла 0.9 К при приложенном давлении 0.9 кБар (TMTSF-тетраметилтетраселенфульвален). Интенсивные исследования этого соединения, а также других, полученных путем замещения аниона PFg , привели к наблюдению таких явлений, как, например, исчезновение формирования волн спиновой плотности при приложении давления и переход немаг нитный металл - магнитный полупроводник под воздействием внешнего магнитного поля. Выяснилось, однако, что механизм спаривания электронов в соединениях типа (TMTSF)2X существенно отличается от предложенного Литтлом, а критическая температура не превышает ЗК. Значительный прогресс в повышении Тс был достигнут благодаря синтезу комплекса BEDTTF (бисэти-лендитетратиафульвален). Отличие от TMTSF этого комплекса состоит в том, что атомы Se замещены более легкими атомами S, а также добавлены дополнительные внешние кольца, содержащие атомы серы (рис. 5). Идея такой конструкции состоит в увеличении числа атомов, поставляющих 7г-электроны в плоскости молекулы и усилении перекрытия 7г-орбиталей соседних молекул. В результате этого взаимодействия вместо дискретных уровней индивидуальных молекул возникает энергетическая зона. В случае, когда энергия отталкивания 7г-электронов соседних молекул меньше, чем ширина этой зоны, проводимость будет иметь металлический характер. Электронная система при этом квазидвумерна. Повышение размерности по сравнению с TMTSF-соединениями объясняется межстековым взаимодействием упорядоченных цепочек молекул BEDT. Существуют три наиболее термодинамически устойчивых типа упаковки стеков, названные а-, (3- и к,- конфигурациями. Наиболее изученным является сверхпроводник состава к — (BEDT — TTF)2Cu(NCS)2, свойства которого в достаточной мере отражают особенности, характерные для всего данного класса материалов.
Сверхпроводники на основе BEDTTF состоят из чередующихся между собой металлических/сверхпроводящих и непроводящих слоев. Обычно учет такой анизотропии в рамках теорий Гинзбурга-Ландау или Лондонов осуществляется введением анизотропного тензора эффективных масс [38, 39]. В случае, когда длина когерентности в направлении, перпендикулярном плоскостям, __, становится меньше расстояния s между слоями, данный подход уже не может описать состояния системы, и требуется модель, учитывающая дискретность свойств сверхпроводника, которая рассматривает его как набор отдельных сверхпроводящих слоев, при этом трехмерная фазовая когерентность поддерживается за счет джозефсоновской связи между слоями [40]. Работы Кляйнера [41] и Мюллера [42] по наблюдению микро волнового излучения продемонстрировали, что кристаллы ВТСП, а также к, — (BEDT — TTF)2Cu(NCS)2 действительно ведут себя как стопки из джо-зефсоновских контактов, число которых примерно соответствует числу проводящих слоев в кристалле. В работе Брандта [43], однако, было показано, что свойства слоистых сверхпроводников с высоким значением параметра Гинзбурга-Ландау к в смешанном состоянии по-прежнему могут достаточно хорошо описываться анизотропной моделью Лондонов в случае, если разность фаз между соседними слоями мала, а вихри достаточно далеки друг от друга, так что их можно считать неперекрывающимися.
Параметр 7, определяемый как 72 = "i±/m и непосредственно отражающий анизотропию характерных длин в сверхпроводнике ввиду соотношения 7 = = -, для к — (BEDT — TTF)2Cu(NCS)2 из магнитометрических измерений оказался равным 200-350 [44, 45]. Таким образом, вопрос о том, является связь между сверхпроводящими слоями джозефсоновской или все же электромагнитной, остается открытым. Данные /xSR-измерений по наблюдению температуры расслоения вихревой структуры [47] неплохо согласуются с теоретическими результатами работы [48], полученными в предположении об электромагнитной связи. Чрезвычайно высокое значение параметра анизотропии ставит органические сверхпроводники в один ряд с такими ВТСП, как BSCCO (7 150-900) и ТВССО (7 900). Сверхпроводящим токам намного легче протекать в проводящих плоскостях, чем в перпендикулярном направлении. В результате форма и свойства вихревой решетки должны в сильной степени зависеть от ориентации магнитного поля по отношению к этим плоскостям. Кроме того, следует ожидать, что вихревая структура должна проявлять ряд особенностей, наблюдаемых в ВТСП и обусловленных слоистостью материалов, которые описаны ниже. Т.к. имеется сравнительно мало результатов по изучению вихревых структур непосредственно в органических сверхпроводниках, эти особенности будут рассмотрены на примере имеющего такой же порядок анизотропии BSCCO. Вихревая структура в слоистых сверхпроводниках определяется главным образом соотношением четырех характерных величин энергии: 1) энергией взаимодействия Абрикосовских вихрей между собой, отражающей стремле
Визуализация картин декорирования и их количественный анализ
В дальнейшем полученная картина распределения частиц железа изучается с помощью сканирующего электронного микроскопа (СЭМ). Контраст достигается за счет сочетания топографического контраста с эффектом зарядки диэлектрических слоев оксидов железа. Скопления частиц, маркирующие места проникновения магнитного поля в образец, видны как белые пятна на темном фоне. СЭМ имеет приставку, позволяющую фотографировать получаемые изображения. Количественная информация о структуре проникновения магнитного поля в образец получается в результате компьютерной обработки распределения уровня яркости на СЭМ-микрофотографиях. Кроме этого, СЭМ имеет специальное устройство для получения картины каналирования (вида дифракционной картины на молекулярной структуре образца), которая дает необходимую информацию о кристаллографической ориентации и позволяет в тех случаях, когда это необходимо, установить ориентацию вихревой решетки относительно кристаллической. Наиболее важным из изучаемых параметров вихревой структуры является взаимное расположение вихрей. Необходимая информация обычно извлекается из Фурье-образа исходного распределения уровня яркости на фотографии. Максимумы (светлые пятна) на Фурье-картине соответствуют вихревым рядам в перпендикулярном направлении в прямом пространстве. Элементарная ячейка, образованная этими максимумами, есть Фурье-преобразование "усредненной по всей фотографии" элементарной ячейки, образованной вихрями в прямом пространстве. Фильтрация Фурье-образа с последующим обратным преобразованием Фурье позволяет улучшить качество исходной картины (следует особо подчеркнуть тот факт, что данная обработка применялась только в случае, когда были отчетливо видны Фурье-максимумы, в противном случае полученная картина может вообще не иметь ничего общего с первоначальной) или выделить ее часть с заданными свойствами.
Кроме того, имеется возможность прямого получения автокорреляционной функ ции исходного рисунка, которая отражает вероятность найти другую светлую точку в зависимости от радиус-вектора, если одна уже имеется в начале координат , где /(г) - уровень яркости на исходном рисунке. Изучение автокорреляционной картины оказывается продуктивным при обработке изображений, полученных в магнитных полях порядка и выше Нс\, поскольку такая процедура позволяет избавиться от статистического отклонения магнитных частиц от положений вихрей Абрикосова. Одним из характерных масштабов, определяющих электродинамические свойства сверхпроводника второго рода, является лондоновская глубина проникновения А/,. Описанная в этом пункте обработка изображений вихревой структуры, получаемых методом декорирования, позволяет оценить ее величину. В глубине сверхпроводника второго рода изолированный Абрикосовский вихрь имеет характерный диаметр 2Х . Магнитное поле, соответствующее этому вихрю, в основном заключено в пределах трубки такого диаметра и значительно меньше вне ее. Однако по мере приближения к поверхности образца силовые линии магнитного поля отклоняются от сердцевины вихря [75]. Это приводит к "расширению" вихрей вблизи поверхности образца. Силовые линии магнитного поля, удаленные на расстояние Ль от сердцевины вихря в объеме сверхпроводника, пересекают поверхность на расстоянии примерно 2XL ОТ сердцевины (рис.9). Таким образом, можно считать, что на поверхности образца Абрикосовский вихрь имеет диаметр 4А , и лондоновская глубина проникновения равна 1/4 размера вихря. Конечно, приведенные соображения не могут претендовать на получение точного значения Л. Тем не менее, этот метод оценки глубины проникновения ранее уже с определенной долей успеха применялся в высокотемпературных сверхпроводниках.
Так, полученная с его помощью оценка Л в YBCO [76] затем подтвердилась другими результатами [77]. Целью данной части работы являлось изучение эволюции вихревой решетки в LuNi2B2C. Как уже отмечалось в разделе 1.1, вихревая решетка в никель-борокарбидах редкоземельных элементов ШЧігВгС может претерпевать фазовые переходы под влиянием приложенного магнитного поля. Так, в случае магнитного поля, направленного вдоль кристаллографической оси четвертого порядка с, теоретическая модель [18] предсказывает следующее поведение ВР: в малых магнитных полях один из вихревых рядов направлен по кристаллографическому направлению типа (НО), а значение угла в элементарной ячейке ВР, противолежащего этому направлению, меньше 60 и уменьшается с ростом магнитного поля, затем в некоем внешнем поле Н\ происходит перестройка в конфигурацию, в которой один из рядов в ВР направлен по (100), а соответствующий противолежащий угол больше 60 и растет с увеличением поля, достигая в поле .#2 значения 90. Ряд экспериментальных результатов [25, 14, 28] подтвердил существование квадратной ВР в магнитных полях свыше 1 кЭ для R=Er, Lu, Y, однако на момент выполнения данной работы не было проведено ни одного исследования эволюции ВР во всем интересующем диапазоне магнитных полей, а реориентационный переход в поле Н\ был обнаружен только в YNI2B2C [28]. Для исследования свойств вихревой решетки в никель-борокарбидах РЗЭ нами был выбран материал ЬиІЧігВгС. Это соединение содержит немагнитный ион Lu, что позволяет изучать взаимодействие вихревой и кристаллической решеток в чистом виде, не подверженном влиянию взаимодействия вихрей с магнитной подрешеткой (так, в работе [30] показано, что в магнитном ЕГШ2В2С вихри могут пиннинговаться на границах раздела магнитных доменов, направленных по (ПО)). Первоначально исследования были проведены на исходных (as grown) образцах, выращенных из расплава Ni2B по методике, описанной в [79]. Результаты этих исследований, описанные в разделе 3.1, показали, что для изучения равновесной конфигурации ВР в широком диапазоне магнитных полей требуются более качественные образцы. В разделе 3.2 представлены результаты по
Вихревая структура в отожженных образцах LuNi2B2C
Картины декорирования , полученные в неотожженном и отожженном образцах LuNi2B2C в одном эксперименте (что дает уверенность в том, что все параметры - магнитное поле, давление гелиевого газа и температура - совпадали для обоих образцов), представлены на рис. 21. В обоих случаях индукция, посчитанная из плотности вихрей, составляет В «235 Гс. Как следует из соответствующих Фурье-картин, на которых отчетливо видны максимумы второго порядка, вихревые решетки хорошо упорядочены. Этот факт позволяет определить углы ВР с высокой точностью 0.5 . В отожженном образце (верхняя панель рисунка) элементарная ячейка представляет собой ромб с ко роткой диагональю, параллельной (ПО) и острым углом (3 = (57±0.2) 60, т.е. соответствует низкополевой конфигурации В Н\ модели [18]. Ромбическая элементарная ячейка в неотожженном кристалле (нижняя панель) имеет диагональ по (010) и угол /? = (61 ± 0.5) 60.
При увеличении поля ВР в отожженных образцах имеет структуру, соответствующую верхней панели рис. 21, вплоть до значений магнитного поля «250 Гс, а в полях свыще 250 Гс переходит в структуру на нижней панели. Таким образом, ВР претерпевает фазовый переход в поле Н\ « 250 Гс. В более высоких полях значение угла (3 увеличивается и достигает значения 90 в полях 500-600 Гс. При дальнейшем увеличении поля элементарная ячейка ВР остается квадратом со сторонами по [110] и [110]. На рис. 22 представлен график, суммирующий данные по зависимости угла (3 от магнитного поля для отожженных образцов. В области полей В 250Гс значение угла /3, противолежащего направлению (110) слегка уменьшается с ростом магнитного поля. Все данные, соответствующие этому диапазону магнитных полей, были получены на одном и том же месте одного из образцов, которое после каждого эксперимента отмывалось ацетоном. В области полей свыше 250 Гс поведение ВР в отожженных качественно совпадает с таковым в исходных образцах (рис. 19), но вихревая решетка быстрее изменяется с ростом магнитного поля. Картины декорирования отожженных образцов выявляют еще одну интересную и, по нашим данным, не наблюдавшуюся ранее особенность: сильную анизотропию дальнего порядка в полях 350-550 Гс, т.е. в непосредственной близости от В.2- Структура в магнитном поле 525 Гс, где эта особенность выражена наиболее ярко, приведена на рис. 23. На рисунке отчетливо видны хорошо упорядоченные вихревые ряды в направлении [110], в то время как в перпендикулярном направлении ряды сильно искажены. Картина Фурье-преобразования иллюстрирует этот факт: два максимума, соответствующие вихревым рядам по [НО], являются "острыми", а остальные четыре "растяну ты" в направлении [ПО]. Нижние панели представляют собой картины обратного Фурье-преобразования только "острых" и только "растянутых" максимумов соответственно. Они делают разницу в степени дальнего порядка особенно очевидной: невооруженным глазом видно, что корреляционная длина го в направлении [110] превышает 10 мкм, в то время как го[110] менее одного микрона. Интересно, что в рамках нелокальной модели Лондонов [18] можно на качественном уровне объяснить не только фазовый переход в квадратную ВР, что было сделано в разделе 1.1, но и поведение ВР во всем диапазоне магнитных полей, в частности реориентационный переход Н\. Как следует из результатов [18], абрикосовские вихри имеют такую структуру, что им наиболее выгодно выстроиться по направлению типа (110).
В низких магнитных полях следует ожидать следующего поведения ВР: один из рядов направлен по (ПО), а два других дополняют решетку до правильной гексагональной. Выделенным направлением, к которому привязана ориентация ВР, соответственно, является (ПО). При увеличении поля ориентация вихревого ряда, направленного по (ПО), остается неизменной, а два других ряда приближаются к другому направлению (ПО) (рис. 24а). Однако оба эти ряда не могут занять энергетически выгодное положение (ПО), этому препятствует отталкивание между ними. Поэтому в определенный момент возможен следующий процесс: равноправие между этими рядаит нарушается, и один из них "садится" на направление (ПО), отталкивая второй. Теперь мы имеем два эквивалентных ряда, сонаправленных с (ПО), и один выделенный, который из симметрии должен быть направлен по (100). Если рассмотреть процесс более детально, отталкивание между рядами не позволит первым двум рядам занять именно положения (110), вместо этого реализуется структура, изображенная на рис. 246. Однако эта структурная перестройка все равно приводит к тому, что выделенным направлением становится не (ПО), а (100), т.е. происходит переход Н\. При дальнейшем увеличении магнитного поля два ряда будут приближаться к двум направлениям (ПО), пока в поле Нъ не займут эти позиции.
Анизотропия ВР в сверхпроводящей плоскости be
Изображения хорошо упорядоченных вихревых решеток, полученные в магнитных полях свыше 10 Э, позволяют определить анизотропию сверхпроводящих свойств материала к, — (BEDT — TTF)2Cu(NCS)2 в плоскости сверхпроводящих слоев be. На рис. 27 приведена картина в магнитном поле 23 Э вместе с соответствующей картиной Фурье-преобразования. Шестиугольник, составленный из Фурье-максимумов, просто представляет собой Фурье-преобразование элементарного шестиугольника вихревой решетки. Если бы исходная вихревая решетка в прямом пространстве состояла из правильных шестиугольников, то и шестиугольник из Фурье-максимумов был бы правильным. Отличная же от правильной форма этого шестиугольника свидетельствует о том, что вихревая решетка в прямом пространстве не является обычной треугольной с углами по 60 градусов. Отличный от единицы эксцентриситет эллипса, описанного вокруг шестиугольника из Фурье-максимумов, указывает на дисторсию исходной ВР, а именно: растянутость этого эллипса в одном из направлений означает сплюснутость ВР в том же направлении. Применение техники Фурье-анализа требуется для того, чтобы с максимальной точностью определить координаты вершин шестиугольника (при этом получаемая информация соответствует некоей усредненной элементарной ячейке в прямом пространстве). Далее по шести полученным координатам аналитически единственным образом описывается искомый эллипс.
Особенно стоит подчеркнуть тот факт, что в случае слабоискаженной по сравнению с правильной треугольной ВР положение (направление) главных осей эллипса очень чувствительно по отношению к этим координатам, что легко понятно, т.к. у окружности эти главные оси можно вообще выбрать произвольным образом. Т.к. ввиду конечного (ненулевого) размера максимумов на Фурье-картине всегда присутствует некая неопределенность в выборе их координат, результаты сравнивались для каждого эксперимента сравнивались для нескольких микрофотографий, итогом чего послужил вывод о том, что эти результаты с определенной степенью точности (порядка 10 градусов) совпадают друг с другом (в противном случае, если бы ориентации главных осей эллипса для разных микрофотографий не совпадали вообще, дальнейшее обсуждение вообще не имело бы смысла, единственным разумным выводом было бы лишь то, что анизотропия ВР в сверхпроводящей плоскости либо отсутствует, либо находится вне пределов точности экспериментального наблюдения). Взаимная ориентация "усреденного" эллипса и кристаллографических осей производилась путем сравнения полученных данных с микро фотографией всего кристалла, при этом в каждом случае проводился рентгенографический анализ, позволявший для каждого кристалла сопоставить наблюдаемую огранку с кристаллографией. Описанная процедура обработки была выполнена для всех 4 кристаллов различной формы, на которых были получены изображения ВР. Эллипс во всех случаях имеет следующую ориентацию: направление большой полуоси с точностью до нескольких (5-10) градусов совпадает с кристаллографической осью 6, малая полуось направлена, соответсвенно, по оси с. Эксцентриситет равен 1.07±0.02. Пример построения эллипса приведен на рис. 27. Таким образом, в прямом пространстве ВР имеет следующую структуру: расстояние между вихревыми рядами минимально в направлении b и максимально в перпендикулярном направлении с, разница в этих расстояниях составляет 5-9 %. Наиболее простым из факторов, которые могут привести к образованию вихревой решетки, отличной от правильной шестиугольной, является анизотропия тензора обратных эффективных масс, а точнее, отличие его проекции на плоскость, перпендикулярной магнитному полю, от скаляра.
В отличие от ЬиМгВгС, в котором эта анизотропия принципиально запрещена тетрагональной симметрией кристалла, к — (BEDT — TTF)2Cu(NCS)2 имеет моноклинную симметрию, так что оси бис физически не эквивалентны, и эффективные массы носителей в соответствующих направлениях могут отличаться. Нам представляется разумным объяснить наблюдаемую анизотропию ВР именно этим фактором, в таком случае отношение эффективных масс в направлениях Ъ и с есть 1.14±0.04, а отношение глубины проникновения магнитного поля в этих направлениях просто соответствует наблюдаемому эксцентриситету эллипса и составляет 1.07±0.02. В то же время не исключены и другие объяснения наблюдаемой анизотропии ВР. Так, к такому эффекту (дисторсии ВР в плоскости be) могла бы привести, например, такая возможность: если бы взаимодействие вихрей Абрикосова приводило к тому, что им было бы выгодно быть направленными не по магнитному полю, а по оси а, то при наблюдении распределения вихрей в плоскости be мы имели бы дело с проекцией вихревой решетки на эту плоскость, отличной от ВР в плоскости, перпендикулярной оси а. Конечно, данное объяснение не представляется вероятным в связи с квазидвумерностыо рассматриваемого сверхпроводника: основным должно являться все-таки взаимодействие вихрей в одной сверхпроводящей плоскости. Тем не менее, окончательный ответ на вопрос, является ли наша трактовка правильной, могут дать лишь измерения, позволяющие непосредственно измерять эффективные массы носителей, например, резистивные. Ранее подобные измерения анизотропии ВР были проведены в сверхпроводящей плоскости ab монокристаллов YBaCuO [100, 101]. Полученные результаты также трактовались как анизотропия эффективных масс, что подтвердилось непосредственными измерениями зависимости первого критического поля Нс\ от направления в плоскости аЪ [102]. На рис. 28 приведена картина декорирования, полученная в другом органическом сверхпроводнике к — (BEDT — TTF)2CuN(CN)2Br в магнитном поле 17 Э. И в этом случае картина Фурье-преобразования, помещенная на вставке, демонстрирует искаженность ВР, которая составляет несколько процентов.
