Анизотропия магнитных свойств сверхпроводника FeTe₀,₆₅Se₀,₃₅

Экспериментально измерена анизотропия намагниченности образца слоистого сверхпроводника FeTe₀,₆₅Se₀,₃₅ в магнитном поле, направленном либо вдоль плоскости слоев, либо перпендикулярно им. Для этих направлений определена величина потенциала пиннинга вихрей в слабом магнитном поле и соотношение пло...

Ausführliche Beschreibung

Gespeichert in:

Bibliographische Detailangaben
Datum:	2015
Hauptverfasser:	Бондаренко, С.И., Блудов, А.Н., Вишневский, А., Гаврилюк, Д., Дударь, И.С., Коверя, В.П., Монарха, В.Ю., Сиваков, А.Г., Тимофеев, В.П.
Format:	Artikel
Sprache:	Russian
Veröffentlicht:	Фізико-технічний інститут низьких температур ім. Б.І. Вєркіна НАН України 2015
Schriftenreihe:	Физика низких температур
Schlagworte:	Свеpхпpоводимость, в том числе высокотемпеpатуpная
Online Zugang:	http://dspace.nbuv.gov.ua/handle/123456789/128234
Tags:	Tag hinzufügen Keine Tags, Fügen Sie den ersten Tag hinzu!
Назва журналу:	Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine
Zitieren:	Анизотропия магнитных свойств сверхпроводника FeTe₀,₆₅Se₀,₃₅ / С.И. Бондаренко, А.Н. Блудов, A. Вишневский, Д. Гаврилюк, И.С. Дударь, В.П. Коверя, В.Ю. Монарха, А.Г. Сиваков, В.П. Тимофеев // Физика низких температур. — 2015. — Т. 41, № 11. — С. 1148–1153. — Бібліогр.: 11 назв. — рос.

Institution

Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine

id	irk-123456789-128234
record_format	dspace
spelling	irk-123456789-1282342018-01-08T03:03:55Z Анизотропия магнитных свойств сверхпроводника FeTe₀,₆₅Se₀,₃₅ Бондаренко, С.И. Блудов, А.Н. Вишневский, А. Гаврилюк, Д. Дударь, И.С. Коверя, В.П. Монарха, В.Ю. Сиваков, А.Г. Тимофеев, В.П. Свеpхпpоводимость, в том числе высокотемпеpатуpная Экспериментально измерена анизотропия намагниченности образца слоистого сверхпроводника FeTe₀,₆₅Se₀,₃₅ в магнитном поле, направленном либо вдоль плоскости слоев, либо перпендикулярно им. Для этих направлений определена величина потенциала пиннинга вихрей в слабом магнитном поле и соотношение плотностей критического тока. Обсуждение результатов проведено в рамках представления образца в виде слоев малоразмерных монокристаллитов, разделенных межслоевыми сверхпроводящими слабыми связями с магнитными включениями. Експериментально виміряно анізотропію намагніченості зразка шаруватого надпровідника FeTe₀,₆₅Se₀,₃₅ у магнітному полі, яке спрямовано або уздовж площини шарів, або перпендикулярно їм. Для цих напрямків визначено величину потенціалу пінінгу вихорів в слабкому магнітному полі і співвідношення щільності критичного струму. Обговорення результатів проведено в рамках представлення зразка у вигляді шарів малорозмірних монокристалітів, які розділені міжшаровими надпровідними слабкими зв'язками з магнітними включеннями. Anisotropy of magnetization of the sample of layered superconductor FeTe₀,₆₅Se₀,₃₅ is experimentally measured in a magnetic field directed along or across a plane of layers. The pining potential value of vortices in a weak magnetic field and a ratio of densities of a critical current are defined for both directions. The discussion of results is based on the sample representation as a sandwich of fine single crystals layers divided by superconducting interlayered weak links with magnetic inclusions. 2015 Article Анизотропия магнитных свойств сверхпроводника FeTe₀,₆₅Se₀,₃₅ / С.И. Бондаренко, А.Н. Блудов, A. Вишневский, Д. Гаврилюк, И.С. Дударь, В.П. Коверя, В.Ю. Монарха, А.Г. Сиваков, В.П. Тимофеев // Физика низких температур. — 2015. — Т. 41, № 11. — С. 1148–1153. — Бібліогр.: 11 назв. — рос. 0132-6414 PACS: 74.25.Ha, 74.25.F–, 74.70.Хa http://dspace.nbuv.gov.ua/handle/123456789/128234 ru Физика низких температур Фізико-технічний інститут низьких температур ім. Б.І. Вєркіна НАН України
institution	Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine
collection	DSpace DC
language	Russian
topic	Свеpхпpоводимость, в том числе высокотемпеpатуpная Свеpхпpоводимость, в том числе высокотемпеpатуpная
spellingShingle	Свеpхпpоводимость, в том числе высокотемпеpатуpная Свеpхпpоводимость, в том числе высокотемпеpатуpная Бондаренко, С.И. Блудов, А.Н. Вишневский, А. Гаврилюк, Д. Дударь, И.С. Коверя, В.П. Монарха, В.Ю. Сиваков, А.Г. Тимофеев, В.П. Анизотропия магнитных свойств сверхпроводника FeTe₀,₆₅Se₀,₃₅ Физика низких температур
description	Экспериментально измерена анизотропия намагниченности образца слоистого сверхпроводника FeTe₀,₆₅Se₀,₃₅ в магнитном поле, направленном либо вдоль плоскости слоев, либо перпендикулярно им. Для этих направлений определена величина потенциала пиннинга вихрей в слабом магнитном поле и соотношение плотностей критического тока. Обсуждение результатов проведено в рамках представления образца в виде слоев малоразмерных монокристаллитов, разделенных межслоевыми сверхпроводящими слабыми связями с магнитными включениями.
format	Article
author	Бондаренко, С.И. Блудов, А.Н. Вишневский, А. Гаврилюк, Д. Дударь, И.С. Коверя, В.П. Монарха, В.Ю. Сиваков, А.Г. Тимофеев, В.П.
author_facet	Бондаренко, С.И. Блудов, А.Н. Вишневский, А. Гаврилюк, Д. Дударь, И.С. Коверя, В.П. Монарха, В.Ю. Сиваков, А.Г. Тимофеев, В.П.
author_sort	Бондаренко, С.И.
title	Анизотропия магнитных свойств сверхпроводника FeTe₀,₆₅Se₀,₃₅
title_short	Анизотропия магнитных свойств сверхпроводника FeTe₀,₆₅Se₀,₃₅
title_full	Анизотропия магнитных свойств сверхпроводника FeTe₀,₆₅Se₀,₃₅
title_fullStr	Анизотропия магнитных свойств сверхпроводника FeTe₀,₆₅Se₀,₃₅
title_full_unstemmed	Анизотропия магнитных свойств сверхпроводника FeTe₀,₆₅Se₀,₃₅
title_sort	анизотропия магнитных свойств сверхпроводника fete₀,₆₅se₀,₃₅
publisher	Фізико-технічний інститут низьких температур ім. Б.І. Вєркіна НАН України
publishDate	2015
topic_facet	Свеpхпpоводимость, в том числе высокотемпеpатуpная
url	http://dspace.nbuv.gov.ua/handle/123456789/128234
citation_txt	Анизотропия магнитных свойств сверхпроводника FeTe₀,₆₅Se₀,₃₅ / С.И. Бондаренко, А.Н. Блудов, A. Вишневский, Д. Гаврилюк, И.С. Дударь, В.П. Коверя, В.Ю. Монарха, А.Г. Сиваков, В.П. Тимофеев // Физика низких температур. — 2015. — Т. 41, № 11. — С. 1148–1153. — Бібліогр.: 11 назв. — рос.
series	Физика низких температур
work_keys_str_mv	AT bondarenkosi anizotropiâmagnitnyhsvojstvsverhprovodnikafete065se035 AT bludovan anizotropiâmagnitnyhsvojstvsverhprovodnikafete065se035 AT višnevskija anizotropiâmagnitnyhsvojstvsverhprovodnikafete065se035 AT gavrilûkd anizotropiâmagnitnyhsvojstvsverhprovodnikafete065se035 AT dudarʹis anizotropiâmagnitnyhsvojstvsverhprovodnikafete065se035 AT koverâvp anizotropiâmagnitnyhsvojstvsverhprovodnikafete065se035 AT monarhavû anizotropiâmagnitnyhsvojstvsverhprovodnikafete065se035 AT sivakovag anizotropiâmagnitnyhsvojstvsverhprovodnikafete065se035 AT timofeevvp anizotropiâmagnitnyhsvojstvsverhprovodnikafete065se035
first_indexed	2025-07-09T08:39:47Z
last_indexed	2025-07-09T08:39:47Z
_version_	1837157989132271616
fulltext	Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2015, т. 41, № 11, c. 1148–1153 Анизотропия магнитных свойств сверхпроводника FeTe0,65Se0,35 С.И. Бондаренко1, А.Н. Блудов1, A. Вишневский2, Д. Гаврилюк2, И.С. Дударь1, В.П. Коверя1, В.Ю. Монарха1, А.Г. Сиваков1, В.П. Тимофеев1 1Физико-технический институт низких температур им. Б.И. Веркина НАН Украины пр. Ленина, 47, г. Харьков, 61103, Украина E-mail: bondarenko@ilt.kharkov.ua 2Institute of Physics, Polish Academy of Sciences, Aleja Lotnikow 32/46, Warsaw PL-02-668, Poland Статья поступила в редакцию 6 июля 2015 г., опубликована онлайн 25 сентября 2015 г. Экспериментально измерена анизотропия намагниченности образца слоистого сверхпроводника FeTe0,65Se0,35 в магнитном поле, направленном либо вдоль плоскости слоев, либо перпендикулярно им. Для этих направлений определена величина потенциала пиннинга вихрей в слабом магнитном поле и со- отношение плотностей критического тока. Обсуждение результатов проведено в рамках представления образца в виде слоев малоразмерных монокристаллитов, разделенных межслоевыми сверхпроводящими слабыми связями с магнитными включениями. Експериментально виміряно анізотропію намагніченості зразка шаруватого надпровідника FeTe0,65Se0,35 у магнітному полі, яке спрямовано або уздовж площини шарів, або перпендикулярно їм. Для цих напрямків визначено величину потенціалу пінінгу вихорів в слабкому магнітному полі і співвідношення щільності кри- тичного струму. Обговорення результатів проведено в рамках представлення зразка у вигляді шарів малорозмірних монокристалітів, які розділені міжшаровими надпровідними слабкими зв'язками з магнітними включеннями. PACS: 74.25.Ha Магнитные свойства; 74.25.F– Транспортные свойства; 74.70.Хa Пнектиды и халькогениды. Ключевые слова: железосодержащий сверхпроводник, магнитный момент, потенциал пиннинга, крити- ческий ток, анизотропия свойств. 1. Введение Монокристаллы железосодержащего сверхпровод- ника FeTe0,65Se0,35 относятся к семейству халькогени- дов и имеют слоистую структуру. В работах различных авторов исследовались сверхпроводящие свойства мо- нокристаллов Fe–Te–Se с данным или близким соста- вом элементов [1–5]. При этом, как правило, их транс- портные свойства изучали при пропускании тока вдоль плоскости слоев а–b, а магнитные при подаче магнит- ного поля перпендикулярно этой плоскости, т.е. вдоль оси c монокристаллов. Основная часть опубликован- ных результатов получена при исследованиях магнит- ных характеристик данной группы сверхпроводников в сильных постоянных полях (до десятков Тл). Показана возможность достижения высокого значения плотно- сти транспортного критического тока (≈105 А/см2) и конкуренции FeTeSe лент с широко используемыми проводниками Nb3Sn при техническом применении в полях свыше 20 Тл [5]. Цель настоящей работы — определение влияния направления магнитного поля относительно плоскости a–b монокристалла на его магнитные свойства как в сверхпроводящем, так и в нормальном состоянии, изу- чение изотермической релаксации захваченного маг- нитного поля в данном монокристалле, позволяющей определить анизотропию потенциала пиннинга вихрей в слабом магнитном поле. © С.И. Бондаренко, А.Н. Блудов, A. Вишневский, Д. Гаврилюк , И.С. Дударь, В.П. Коверя, В. Ю. Монарха, А.Г. Сиваков, В.П. Тимофеев, 2015 Анизотропия магнитных свойств сверхпроводника FeTe0,65Se0,35 2. Постановка экспериментов Исследовавшийся образец FeTe0,65Se0,35 был изго- товлен по методу Бриджмена. Технология его выращи- вания описана в [1]. Размеры образца составили 1,7×1,6 мм (по осям a и b) при толщине (вдоль оси c) ~ 0,3 мм. Масса образца — 5,19 мг. Рентгеноструктур- ный анализ образца показал, что он имеет совершен- ную тетрагональную кристаллографическую структу- ру. Геометрическая структура образца представляет собой многослойный сэндвич из плоских кристаллитов со средним размером в плоскости a–b около 30 мкм, каждый из которых является мономолекулярным сло- ем данного соединения. Кристаллиты соединены меж- ду собой в направлении оси с механически и электри- чески. Механическая прочность соединения слоев невелика, что подтверждается возможностью отделе- ния слоев скотч-методом [5]. Магнитные свойства монокристаллов исследовали на установке MPMS-5 Quantum Design. Были получены зависимости намагниченности образца от температуры в области сверхпроводящего перехода в слабом магнит- ном поле (Н = 5 Э) и в области температур 5–300 К в больших магнитных полях (до 500 Э). Кроме того, была зарегистрирована релаксация магнитных потоков в об- разце, захваченных в слабом (на уровне 5 Э) постоянном поле, а также петли перемагничивания образца (H до ±0,5 Тл) при разных температурах. Все указанные зави- симости получены для двух положений образца относи- тельно постоянного прикладываемого магнитного поля Н: при направлении поля вдоль плоскости a–b (Н \|\| a, b) и при направлении поля перпендикулярно этой плоско- сти (Н \|\| c). До проведения магнитных измерений на микромостике, вырезанном из подобного монокристал- ла одной технологической серии, резистивным четырех- зондовым методом были сняты температурные зависи- мости удельного сопротивления образца в области сверхпроводящего фазового перехода (рис. 1). При вза- имно ортогональных направлениях транспортного тока оценки величины плотностей критического тока попе- рек слоев кристаллитов и вдоль слоев показали, что Jc(\|\| c)/ Jc (\|\| a, b) ≈ 10. На рис. 2 показаны температурные зависимости на- магниченности образца М(Т) в области сверхпроводя- щего перехода при различной ориентации образца отно- сительно направления постоянного магнитного поля, равного 5 Э. Магнитный момент создавался бесконтактным ме- тодом с помощью возбуждения внешним магнитным полем в сверхпроводящем образце диамагнитного тока (режим ZFC–zero field-cooling). Из приведенных кри- вых видно, что начало сверхпроводящего перехода onset( )cT дает величину около 12 К. Что касается изме- нения абсолютного значения намагниченности dМ при увеличении температуры от 5 до 15 К в поле 5 Э, то оно заметно отличается для указанных двух ориента- ций образца: dМ(Н \|\| c)/dМ(Н \|\| a, b) ≈ 3. Это можно объяснить особенностью вида возможных сверхпрово- дящих контуров с диамагнитными токами, сущест- вующих в образце. В случае Н \|\| c, часть этих контуров существует в кристаллитах образца, расположенных параллельно друг другу в слоях образца. Совершенная микроструктура образца позволяет предполагать, что кристаллиты имеют высокие значения критического тока. Другая часть контуров состоит из тех же кри- сталлитов и слабых межслоевых связей с ферромаг- нитными включениями S–N–S типа [6,7], имеющих в силу этого более низкие значения критического тока. Предполагается, что плоскости этих контуров перпен- Рис.1. Температурная зависимость удельного сопротивле- ния (ρ) образца. Транспортный ток направлен вдоль плос- костей a, b. Рис. 2. Температурная зависимость намагниченности иссле- дуемого образца в области сверхпроводящего фазового пере- хода при двух различных ориентациях постоянного магнит- ного поля (H = 5 Э) и фото кристалла (для иллюстрации). На вставке в увеличенном масштабе показан начальный участок кривой M(T), когда поле параллельно слоистой структуре монокристалла. Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2015, т. 41, № 11 1149 С.И. Бондаренко и др. дикулярны плоскости a–b и соответственно парал- лельны направлению магнитного поля. В связи с этим в них не могут возбуждаться диамагнитные токи и возникать соответствующий магнитный момент. В случае Н \|\| a, b поле направлено параллельно плоскостям мономолекулярных кристаллитов и размер диамагнитных контуров в кристаллитах пренебрежимо мал в сравнении со случаем Н \|\| c. Поэтому их вклад в диамагнитный момент мал. В отличие от этого в дру- гой части контуров (со слабыми связями и существен- но больших по размерам) при Н \|\| a, b возникает диа- магнитный ток, создающий магнитный момент образ- ца. Величина этих случайно возникающих в процессе выращивания образца контуров, их количество и кри- тический ток слабых связей определяют величину воз- никающего магнитного момента. В результате можно ожидать полученное в эксперименте соотношение ме- жду наблюдаемыми значениями моментов при разных направлениях поля. На рис. 3 показаны зависимости нормированного на начальное значение намагниченности образца, обу- словленной захваченными вихрями в магнитном поле (Н = 5 Э) в режиме FC (field-cooling), от времени для одной из температур в эксперименте. Как видно из представленных кривых, скорость релаксации поля в случае Н \|\| a, b значительно меньше, чем для случая Н \|\| c. Для объяснения наблюдаемого различия вначале опишем состояние замороженного (захваченного) маг- нитного поля в слоистой структуре сверхпроводника второго рода, каким является исследуемый материал. За основу рассуждений выберем опять модель образца, состоящую из набора кристаллитов с взаимно парал- лельными плоскостями, связанными между собой сла- быми межслоевыми сверхпроводящими связями, про- тяженными в направлении, перпендикулярном к плоскости a–b кристаллитов. При замораживании поля в режиме FC в случае Н \|\| c в кристаллитах возникают вихри Абрикосова (ВА). При этом контуры со слабыми связями не могут содержать замороженное поле в силу того, что их плоскости параллельны направлению по- ля. Вихри в монокристаллах могут перемещаться (в виде течения потока или скачков) под действием силы Лоренца и тепловых флуктуаций. Этот процесс назы- вается крипом магнитного потока, захваченного в кри- сталлитах. В частности, скорость перемещения ВА, т.е. скорость релаксации захваченных потоков при их на- личии, определяется силой пиннинга. В свою очередь, сила пиннинга пропорциональна потенциалу пиннинга U. Чем выше наблюдаемая скорость релаксации, тем меньше усредненный потенциал пиннинга U. В част- ности, для линейной модели Андерсона–Кима для ско- рости релаксации (S) имеем [8]: 0 1 ln dM kTS M d t U = = − , (1) где M0 — начальное значение магнитного момента образца, k — постоянная Больцмана, Т — температура образца, t — время. В случае Н \|\| a, b размагничивающий фактор кри- сталлитов близок к нулю в силу их малой толщины, и вклад кристаллитов в захваченное поле мал. В отличие от этого вклад в захваченные потоки магнитного со- стояния центров пиннинга и контуров со слабыми свя- Рис. 3. Типичный пример релаксации намагниченности, обу- словленной захваченными магнитными потоками, исследуе- мого образца для одной из температур (T = 5 К). Кривые M(T) нормированы на величину начального значения M0 = = M(t = 0) для двух его ориентаций. На вставке в увеличен- ном масштабе показан начальный участок кривой M(t)/M0 при Н \|\| a, b. Рис. 4. Усредненный по объему монокристалла эффективный потенциал пиннинга U в диапазоне экспериментальных тем- ператур для двух ориентаций образца (Н \|\| c и Н \|\| a,b). На вставке в полулогарифмическом масштабе приведены экспе- риментальные данные M(t)/M0 для одной из температур. На- блюдается хорошая линейная зависимость, которая позволя- ет использовать модель Андерсона–Кима для расчета U. 1150 Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2015, т. 41, № 11 Анизотропия магнитных свойств сверхпроводника FeTe0,65Se0,35 зями является определяющими. В этом случае возника- ют как вихри Абрикосова в областях с подавленным параметром порядка, так и гипервихри и джозефсонов- ские вихри в самих слабых связях. Предполагая, что движение этого типа вихрей также может быть прибли- женно описано формулой (1) были рассчитаны значения U для обоих направлений замороженного магнитного поля (рис. 4). Как видно на рисунке потенциал пиннинга данного соединения в случае Н \|\| a, b более чем на поря- док превышает потенциал, рассчитанный для случае Н \|\| c. Таким образом, за счет слоистой структуры дан- ного типа сверхпроводника для вихрей образуются эф- фективные распределенные плоскостные центры пин- нинга. Возможно, это связано с присутствием атомов железа в межслоевом пространстве образца. На рис. 5 приведены кривые перемагничивания сверхпроводящего образца при Т = 5 К для диапазона изменения внешнего магнитного поля ± 500 Э и двух направлений относительно плоскости a–b. Видно проявление сильной анизотропии магнитных свойств кристалла и некоторое отличие от классиче- ских кривых перемагничивания сверхпроводников второго рода [9]. Это отличие может быть связано с наличием и пространственным распределением маг- нитных включений в сверхпроводящем образце, суще- ствующих в данном и в подобным ему соединениях [10]. Такими включениями могут быть Fe3O4 и Fe7Se8 [6], располагающиеся в межслоевом пространстве об- разца. В результате, полную намагниченность образца М можно представить в виде двух составляющих: f dM M M≈ − , (2) где Mf и Md — соответственно ферромагнитная и диа- магнитная составляющие. Величина составляющих зависит не только от величины внешнего поля Н, но и от фактора размагничивания (коэффициента формы), зависящего от положения образца по отношению к направлению магнитного поля. Из анализа составляю- щих полной намагниченности можно получить допол- нительную информацию о сверхпроводящих и магнит- ных свойствах образца. Начнем с составляющей Md. В интересующем нас диапазоне изменений H (малые поля, порядка земного) вклад ферромагнитной состав- ляющей в полную намагниченность можно экстрапо- лировать линейной зависимостью M(H). После обра- ботки по такой методике экспериментальных кривых можно проводить оценку ширины петли намагничива- ния сверхпроводника, которая обусловлена, в основ- ном, диамагнитным вкладом. Ширина петли перемагничивания сверхпроводника ∆M, соответствующая прямому и обратному ходу H при снятии M(H), пропорциональна усредненной по объему образца эффективной глубине потенциала пиннинга U. Согласно модели критических состояний Бина величина плотности критического тока сверхпро- водника Jc связана с геометрическими параметрами исследуемого образца и ∆M. Плотность критического тока Jc можно оценить по известной формуле Jc = 20 ∆M/[a(1 – a/3b)], где a, b (a < b) — размеры поперечно- го сечения образца [11]. Отношение экспериментально полученных таким методом величин ∆M(H ≈ 0) при взаимно перпендикулярных ориентациях монокри- сталла, ∆M ≈ 1,2 Гс (Н \|\| a, b) и ∆M ≈ 0,13 Гс (Н \|\| c), дает соотношение ( ) 20, ( \|\| ) c c J H \|\| a,b J Н c ≈ (3) которое качественно согласуется с данными, приве- денными на рис. 4 для эффективного потенциала пиннинга. Рис. 5. Петли намагниченности M(Н) для двух ориентаций образца для одной из температур в ходе проведенных изме- рений. На вставке в увеличенном масштабе показана экспе- риментальная кривая для случая, когда Н \|\| c. Рис. 6. Намагниченность экспериментального монокристал- лического образца для двух его ориентаций в магнитном поле H = 5 Э в расширенном диапазоне температур, которая демонстрирует влияние магнитоструктурного перехода кри- сталлической решетки. Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2015, т. 41, № 11 1151 С.И. Бондаренко и др. Теперь рассмотрим составляющую Мf. Если пред- положить, что примеси избыточного железа и его оки- слов образуют между кристаллитами что-то подобное магнитным слоям, то обнаруженные кривые перемаг- ничивания можно объяснить за счет различных коэф- фициентов размагничивания этих слоев для магнитно- го поля вдоль и поперек плоскости a–b образца. Вдоль слоев этот коэффициент близок к нулю, а поперек на- оборот близок к единице. В результате, направление вдоль плоскости a–b является осью легкого намагни- чивания образца с соответствующей узкой кривой пе- ремагничивания в отличие от направления поля попе- рек этой плоскости. На рис. 6 показаны температурные зависимости магнитного момента образца в широком диапазоне температур (в том числе при нормальном состоянии кристалла) при двух направлениях магнитного поля. Зарегистрировано ожидаемое различие в амплитуде намагниченности и совпадение положения скачка M при Т ≈ 125 К. Cкачок наблюдался ранее другими ис- следователями в значительно более сильных полях и связывается с наличием магнитоструктурного перехо- да в слоях магнитной примеси Fe3O4 [6]. Амплитудное различие может быть объяснено аналогично различию в составляющей Мf полной намагниченности, рассмот- ренному выше. 4. Выводы Проведенные измерения магнитного момента образ- ца сверхпроводящего халькогенида FeTe0,65Se0,35 в маг- нитном поле, направленном вдоль его слоев и поперек их, свидетельствуют о существенной зависимости его магнитных свойств как в сверхпроводящем, так и в нормальном состоянии, от направления поля. Установ- лено, что решающую роль в возникновении этой зави- симости играют особенности кристаллической структу- ры образца. Исследованный кристалл состоит из малоразмерных (около 30 микрон в плоскостях a–b сло- ев) плоских монокристаллитов FeTe0,65Se0,35, располо- женных параллельно друг другу, разделенных межслое- выми сверхпроводящими слабыми связями S–N–S типа. Особенностью этих связей является сложный состав нормальной (N) прослойки, предположительно содер- жащий магнитные фазы Fe3O4 и Fe7Se8. Измеренные значения диамагнитного и парамаг- нитного моментов и их зависимость от направления поля определяются сверхпроводящими и магнитными свойствами двух типов сверхпроводящих токовых кон- туров: токового контура, возникающего в самих моно- кристаллитах (в виде вихрей Абрикосова), и токового контура, образованного монокристаллитами и слабыми связями между ними. При этом, по нашим представле- ниям, плоскости этих двух типов контуров взаимно перпендикулярны. Поэтому при одном направлении поля определяющим величину магнитного момента образца является совокупность контуров одного типа, а при другом направлении магнитный момент определяет- ся свойствами совокупности контуров другого типа. Эта особенность контуров позволила провести ди- агностику свойств двух различных сред образца (слои монокристалла FeTe0,65Se0,35 и межслоевые магнитные прослойки) с помощью измерения намагниченности образца при двух взаимно перпендикулярных внешних полях возбуждения токов в образце. В частности, в результате выполненных измерений релаксации на- магниченности впервые рассчитана величина и пока- зана температурная зависимость потенциал пиннинга вихрей в слабом магнитном поле (5 Э), установлена величина его анизотропии для двух направлений поля, а также рассчитано соотношение плотностей критиче- ского тока при этих направлениях поля. 1. D.J. Gawryluk, J. Fink-Finowski, A. Wisniewski, R. Puzniak, V. Domukhovski, R. Diduszko, M. Kozlowski, and M. Berkowski, Supercond. Sci. Technol. 24, 065011 (2011). 2. B.C. Sales, A.S. Sefat, M.A. McGuire, R.Y. Jin, D. Mandrus, and Y. Mozharivskyj, Phys. Rev. B 79, 094521 (2009). 3. S. Li, C. de la Cruz, Q. Huang, Y. Chen, J.W. Lynn, J. Hu, Yi-Lin Huang, Fong-Chi Hsu, Kuo-Wei Yeh, Maw-Kuen Wu, and P. Dai, Phys. Rev. B 79, 054503 (2009). 4. C.L. Huang, C.C. Chou, K.F. Tseng Y. L. Huang, F.C. Hsu, K.W. Yeh, M.K. Wu, and H.D. Yang, J. Phys. Soc. Jpn. 78, 084710 (2009). 5. H. Okazaki, T. Watanabe, T. Yamaguchi, Y. Takano, and O. Miura, Jpn. J. Appl. Phys. 50, 088003 (2011); H. Hosono and K. Kuroki, Physica C 514, 399 (2015). 6. A. Wittlin, P. Aleshkevych, H. Przybylinska, D. Gawryluk, P. Dluzewski, M. Berkowski, R. Puzniak, M. Gutowska, and A. Wisniewski, Supercond. Sci. Technol. 25, 065019 (2012). 7. C.H. Wu, W.C. Chang, J.T. Jeng, M.J. Wang, Y.S. Li, H.H. Chang, and M.K. Wu, Appl. Phys. Lett. 102, 222602 (2013). 8. В.Ю. Монарха, А.Г. Сиваков, В.П. Тимофеев, ФНТ 40, 1102 (2014) [Low Temp. Phys. 40, 861 (2014)]; В.Ю. Монарха, В.А. Пащенко, В.П. Тимофеев, ФНТ 39, 145 (2013) [Low Temp. Phys. 39, 107 (2013)]. 9. Д. Сан-Жам, Г. Сарма, Е. Томас, Сверхпроводимость второго рода, Мир, Москва (1970). 10. K. Deduchi, Y. Takano, and Y. Mizuduchi, Sci. Technol. Adv. Mater. 13, 054303 (2012). 11. C.P. Bean, Rev. Mod. Phys. 36, 31 (1964); Р.В. Вовк, М.А. Оболенский, А.А. Завгородний, А.В. Бондаренко, М.Г. Ревякина, ФНТ 33, 546 (2007) [Low Temp. Phys. 33, 408 (2007)]. 1152 Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2015, т. 41, № 11 Анизотропия магнитных свойств сверхпроводника FeTe0,65Se0,35 Anisotropy of magnetic properties of superconductor FeTe0.65Se0.35 S.I. Bondarenko, O.M. Bludov, A. Wisniewski, D. Gawryluk, I.S. Dudar, V.P. Koverya, V.Yu. Monarkha, A.G. Sivakov, and V.P. Timofeev Anisotropy of magnetization of the sample of lay- ered superconductor FeTe0.65Se0.35 is experimentally measured in a magnetic field directed along or across a plane of layers. The pining potential value of vortices in a weak magnetic field and a ratio of densities of a critical current are defined for both directions. The discussion of results is based on the sample represen- tation as a sandwich of fine single crystals layers di- vided by superconducting interlayered weak links with magnetic inclusions. PACS: 74.25.Ha Magnetic properties; 74.25.F– Transport properties; 74.70.Xa Pnictides and chalcogenides Keywords: iron-based superconductor, magnetic mo- ment, pinning potential, critical current, anisotropy of properties. Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2015, т. 41, № 11 1153 1. Введение 2. Постановка экспериментов 4. Выводы

Анизотропия магнитных свойств сверхпроводника FeTe₀,₆₅Se₀,₃₅

Institution

Ähnliche Einträge