Исследовались магнитные свойства металлоксидного сверхпроводника Ba_0.6K_0.4BiO₃ с критической температурой ~ 32K. В отличие от других высокотемпературных соединений, у него более симметричная кристаллическая структура. Были тщательно промерены зависимости критических магнитных полей от температуры, которые существенно не похожи на подобные кривые для других сверхпроводников. Эти странные результаты были интерпретированы как проявление фазового перехода четвертого рода (соответствующие теоретические соображения имеются в обсуждаемой статье). Если исходить из подобных представлений, то ясно, почему другие исследователи так и не смогли обнаружить скачок теплоемкости в точке сверхпроводящего перехода (как это должно быть в обычном сверхпроводнике), ведь теперь подобная сингулярность должна проявляться не в первой, а в ТРЕТЬЕЙ производной основных термодинамических функций по температуре.

Изотопное замещение превращает титанат стронция в сегнетоэлектрик
Кристаллы SrTiO₃, широко используемые как подложки для пленок ВТСП и манганитов, и сами по себе проявляют массу интересных свойств. Они оказываются квантовыми параэлектриками, переходящими в сегнетоэлектрическое состояние под действием электрического поля, одноосного сжатия и замещения Sr на Ca. Кроме того, недавно выяснилось, что SrTiO₃ - прекрасный

пьезоэлектрик при температурах ниже гелиевой [1]. Титанат стронция - это один из немногих перовскитов с идеальной кубической структурой: его фактор толерантности t = (rSr + rO)/O 2(rTi + rO) в точности равен единице (здесь ri - соответствующие ионные радиусы). Большие и меньшие значения t приводят соответственно к сегнетоэлектричеству (BaTiO₃) и к поведению, характерному для квантового параэлектрика (CaTiO₃). SrTiO₃ находится как раз на границе между этими двумя режимами, и даже сравнительно небольшие внешние воздействия могут качественно изменить его характеристики. Группе японских исследователей (Tokio Institute of Technology, Meisei Univ., Utsunomiya Univ.) удалось превратить SrTiO₃ в сегнетоэлектрик с Tc=23K путем замещения ¹⁶O на ¹⁸O [2]. Формирование сегнетоэлектрического состояния в образце с ¹⁸O обнаруживалось по пику температурной зависимости диэлектрической проницаемости, по диэлектрическому гистерезису, а также подтверждалось измерениями теплоемкости и комбинационного рассеяния. Сегнетоэлектрическая фаза появлялась, начиная только с некоторой пороговой концентрации ¹⁸O (около 40%); при дальнейшем повышении концентрации ¹⁸O значение Tc росло линейно до 23K (при 93% ¹⁸O). Такое поведение свидетельствует о том, что изотоп-эффект имеет здесь скорее кооперативную, чем примесную природу. Замена ¹⁶O на ¹⁸O в параэлектрике CaTiO₃ не приводила к заметному эффекту, а в сегнетоэлектрике BaTiO₃ смещала Tc всего на 0.9K. Это еще раз подчеркивает то обстоятельство, что изотоп-эффект в SrTiO₃ усиливается именно за счет неустойчивости его идеальной перовскитной структуры с t=1.

2. M.Itoh et al, Phys Rev Lett., 82, 3540 (1999)

S-F контакты продолжают удивлять
В этом году “ПерсТ” уже сообщал о новых публикациях по проблеме контактов ферромагнетика со сверхпроводником и даже предсказывал предстоящий бум в этой области [ПерсТ 1999 6(3,5)]. Бум действительно начался! Чтобы в этом убедиться, достаточно взглянуть на перечень работ, появившихся в последние месяцы в лос-аламосском банке препринтов. Сегодня мы остановимся на двух из них, наиболее интересных, соавторами которых являются наши соотечественники.

Первая (экспериментальная) работа выполнена в Великобритании В.Т.Петрашовым и И.А.Сосниным из Черноголовки совместно с I.Cox, A.Parsons и C.Troadec [1]. Они обнаружили неожиданно сильное взаимное влияние ферромагнетика (никель) на сверхпроводник (алюминий) в изучаемых наноструктурах. Казалось бы, сверхпроводящие корреляции должны быстро затухать вглубь магнитного материала и в соответствие с этим эффект близости проявляться крайне слабо. Однако и область проникновения сверхпроводимости в никель, и амплитуда соответствующих изменений оказались БОЛЕЕ ЧЕМ НА ДВА ПОРЯДКА БОЛЬШЕ, чем дают простые теоретические оценки. Необычным оказалось поведение при понижении температуры и сверхпроводящей стороны наноструктуры. Не менее интересно поведение контакта в магнитном поле и, в частности, появление новых пиков в дифференциальном сопротивлении как функции протекающего тока в области малых полей.

Полученные результаты дают пищу для размышлений теоретикам, которые в то же время предлагают новые эксперименты. В препринте А.Кадигробова из харьковского ФТИНТ’а в соавторстве со шведами R.I.Shekhter, M.Jonson, Z.Ivanov и T.Claeson [2] предсказан гигантский пик в дифференциальной проводимости структуры, состоящей из ферромагнитной области, заключенной между двумя сверхпроводниками. Чтобы пояснить его возникновение, обратимся к случаю обычного нормального слоя, зажатого с двух сторон сверхпроводниками. Как известно, в такой потенциальной яме возникают уровни с энергиями, определяемыми разностью фаз сверхпроводящего параметра порядка в двух берегах. Основную роль при этом играет андреевское рассеяние, преобразующее электронное возбуждение в дырочное, и наоборот. На уровне Ферми эти возбуждения никак неотличимы друг от друга, и в случае их конструктивной интерференции может возникнуть резонансный уровень, приводящий к огромному пику в плотности состояний. Специфика андреевского отражения такова, что этот пик появляется при разности фаз в берегах, равной p . В обычном металле направления спинов интерферирующих квазичастиц не важны, однако это не так в магнитном металле. В стандартной стонеровской модели зоны для электронов со спином вверх и спином вниз расходятся (чем и обеспечивается намагниченность металла). Если величина этого смещения невелика, то при энергии порядка данного смещения электроны и дырки с противоположными спинами будут практически неразличимы. Если далее создать между сверхпроводящими обкладками разность фаз, равную p , то ситуация станет подобной описанной выше с тем отличием, что теперь пик возникнет при конечных смещениях на ферромагнетике, а не в нуле напряжений. Авторы предлагают использовать предсказанный ими эффект в качестве удобного средства спектроскопии андреевских уровней в ферромагнетиках, а также для создания эффективно действующего транзистора (в работе приводится ссылка на их патент, зарегистрированный в ноябре 1998 года). М.Белоголовский

1. http://xxx.lanl.gov/abs/cond-mat/9903237
2. http://xxx.lanl.gov/abs/cond-mat/9901278

Высокотемпературная сверхпроводимость в Na_0.05WO₃?
Известно, что перовскит WO₃ является диэлектриком. Выполненные в Weizmann Institute of Science (Израиль) исследования монокристаллов WO₃, легированных натрием, показали, что в поверхностном слое с составом Na_0.05WO₃, по-видимому, реализуется высокотемпературная сверхпроводимость с T_c=91К. Сверхпроводящий переход наблюдался по диамагнитному отклику при охлаждении образцов без магнитного поля (ZFC). Увеличение H от 100Э до 1000Э ведет к уменьшению диамагнитного сигнала и снижению T_c на 1К. При T=70К<T_c наблюдался гистерезис намагниченности, который отсутствовал при T=120К>T_c. Сопротивление при T=T_c резко падает, но в нуль не обращается.
To be published in Eur.Phys. J. B.
Contact: S.Reich
cpreich@weizmann.weizmann.ac.il
По материалам High-T_c Update, 1999, 13(9), May 1

Сверхпроводник Sr₂RuO₄ – электронный аналог сверхтекучего ³He
Вскоре после создания в 1957 году теории БКШ для "обычной" электрон-фононной сверхпроводимости, Кон и Латтинжер предложили обобщение этой теории на случай спаривания за счет межэлектронного взаимодействия [1]. Напомним, что согласно БКШ два электрона вблизи поверхности Ферми образуют связанное состояние (куперовскую пару), когда их притяжение вследствие обмена фононами преобладает над кулоновским отталкиванием (это происходит при температуре ниже критической температуры T_c). Куперовская БКШ-пара представляет собой изотропное синглетное образование с нулевым угловым моментом (l=0, то есть s-волна); полный спин электронов в паре S=0, то есть спины электронов ориентированы в противоположных направлениях.

Итак, практически полное понимание механизма сверхпроводимости рутенатов достигнуто за 4 года. Тем острее встает вопрос о механизме высокотемпературной сверхпроводимости оксидов меди, над которым бьются вот уже 13 лет... Л.Опенов

1. W.Kohn, J.M.Luttinger, Phys Rev. Lett., 1965, 15, p.524
2. H.Tou et al., Phys. Rev. Lett., 1996, 77, p.1374; Phys. Rev. Lett., 1998, 80, p.3129
3. T.M.Rice, M.Sigrist, J.Phys. C, 1997, 7, L643
4. G.M.Luke et al., Nature, 1998, 394, p.558
5. T.M.Riseman et al., Nature, 1998, 396, p.242
6. K.Ishida et al., Nature, 1998, 396, p.658
7. Y.Maeno et al., J. Low Temp. Phys., 1997, 105, p.1577
8. M.Rice et al., Nature, 1998, 396, p.627

Бортовой сверхпроводниковый приемник субмм диапазона (В.Кошелец, ИРЭ РАН)
Одним из лучших проектов 1998 года по направлению “Сверхпроводимость” назван проект “Микросхема” (руководитель д.ф.-м.н. В.П. Кошелец), выполненный в ИРЭ РАН. В рамках этого проекта предложена и экспериментально исследована принципиально новая концепция полностью сверхпроводникового интегрального приемника субмиллиметровых волн для космической и наземной радиоастрономии и аэрономии. На одном чипе размером 4х4мм² интегрированы двойная дипольная антенна, SIS-смеситель с системой подавления джозефсоновских шумов и генератор гетеродина с согласующими элементами. Все элементы – сверхпроводниковые. В перспективе планируется к этому добавить сверхпроводниковые структуры для усиления преобразованного сигнала и его цифровой обработки в реальном масштабе времени. Новая конструкция позволила достичь шумовой температуры, близкой к квантовому пределу.

Предварительно С.В.Шитов и А.М.Барышев разработали оригинальные программы расчета и анализа конструкции интегрального приемника. В результате, в качестве оптимальной они выбрали оптическую схему на основе отдельных эллиптических линз из кремния с просветляющим покрытием. При этом микросхема интегрального приемника также должна была изготавливаться на подложке из кремния и устанавливаться на линзе с дополнительным контррефлектором. Все эти сложнейшие технологические изыски были выполнены усилиями Л.В.Филиппенко, П.Н.Дмитриева и Д.В.Балашова, в частности, немало потрудившихся над технологией воспроизводимых по параметрам туннельных переходов Nb-AlO_x-Nb микронных размеров.

Успешные испытания приемника подтвердили безупречное качество выполненных проектных и технологических работ. Испытания отдельного пикселя (единичного элемента) матричного интегрального приемника подтвердили достижение следующих заложенных в конструкцию параметров на частоте 500ГГц: диапазон перестройки ~ 70ГГц, минимальная шумовая температура ~ 100К. Анализ вкладов отдельных элементов приемника в шумовую температуру позволил дополнительно оптимизировать входной и выходной тракты приемника и достичь на частоте 470ГГц двухполосную шумовую температуру 40К – абсолютный рекорд для устройств этого класса (рис. 1).

Рис. 1.

Экспериментальная диаграмма направленности приемника оказалась близка к расчетной, основной максимум описывается гауссовым пучком с расхождением 4 градуса, уровень боковых лепестков не более -17дБ. Эти параметры - как раз то, что требуется для радиоастрономических и аэрономических исследований.

Продвижение разработки до уровня макета мно-гоэлементного (n=9) матричного приемника диа-пазона 500ГГц с интегральным сверхпроводнико-вым генератором гетеродина было проведено со-трудниками Кошельца совместно с лабораторией космических исследований (СРОН-Гронинген, Голландия). Для этого пришлось дополнительно оптимизировать оптическую схему. Эксперимент показал, что в окончательной конструкции мно-гоэлементного приемника взаимовлияние отдель-ных пикселей не сказывается на работе полного матричного приемника. На многоэлементном приемнике достигнута шумовая температура ~150К (на частоте 500ГГц). Разработанная А.Б.Ермаковым автоматизированная система по-зволяет оперативно проводить измерение основ-ных параметров микросхемы и определять облас-ти оптимальной накачки SIS-перехода гетероди-ном. Такая система способна автоматически под-страивать оптимальный режим работы гетеродина в реальном масштабе времени.

В процессе оптимизации параметров приемника возникла задача снизить автономную ширину ли-нии излучения гетеродина. С этой целью А.М.Барышев построил модель, учитывающую все известные источники, ответственные за уши-рение линии генерации сверхпроводникового ге-нератора гетеродина, а В.П. Кошелец с помощью принципиально новой методики провел измерения ширины линии излучения реального гетеродина на частотах вплоть до 600ГГц. Кроме того, группа Кошельца обратилась

Рис. 2

за помощью к специалистам ИФМ РАН (Н. Новгород), имеющим богатый опыт работ с системами ФАПЧ для генераторов мм и субмм диапазонов длин волн. Сотрудник ИФМ РАН В.Л.Вакс создал специальную широкополосную систему стабилизации частоты гетеродина. С помощью этой системы был получен новый результат - экспериментальное сужение ширины линии излучения джозефсоновского генератора гетеродина по сравнению с фундаментальным уровнем, определяемым дробовыми и тепловыми шумами. Ширина линии излучения генератора составила 1Гц в частотном диапазоне 270-430ГГц (см. рис.2), что соответствует частотной стабилизации лучше, чем 3· 10^-12. Эти результаты были непосредственно ис-пользованы при оптимизации параметров инте-грального приемника субмиллиметрового излуче-ния. К настоящему времени уже рассчитана и спроектирована тестовая микросхема интегрального приемника с системой ФАПЧ, которая может стать основой бортовых приемников для радиоастрономии, а также для мониторинга содержания озона, хлора и других примесей в атмосфере со спектральным разрешением менее 1МГц и шумовой темпера-турой порядка 500К.

Для планируемого устройства усиления преобразо-ванного сигнала Г.В.Прокопенко и С.В.Шитов со-вместно с сотрудниками Технического Университета (Дания) разработали, изготовили и провели тестирование двухкаскадного СКВИД-усилителя промежуточной частоты. На частоте 3.65ГГц получено усиление 17 дБ при полосе 250МГц и шумовой температуре 4К, что соответствует энергетическому разрешению в 75 постоянных Планка. В дальнейшем этот усилитель будет интегрирован с микросхемой приемника.

В настоящее время группа Кошельца приступила к разработке прототипа интегрального приемника для ряда планируемых миссий по исследованию субмм излучения с помощью радиотелескопа космического базирования, где вес, габариты и энергопотребление источников гетеродина существенно ограничиваются грузоподъемностью спутника. Физика и химия межзвездного пространства в галактиках, а также многие детали процесса звездообразования могут быть изучены только при использовании сверхчувствительного спектрометра субмиллиметровых волн, выведенного за пределы атмосферы Земли (или поднятого на достаточную высоту - проект многоэлементного радиотелескопа LSA/MMA в Чили).

Легкие и компактные сверхчувствительные инте-гральные субмм приемники незаменимы не только в радиоастрономии, но и при изучении загрязнения атмосферы путем дистанционного мониторинга линий озона, хлора и других элементов. Малые концентрации этих веществ могут быть зарегистрированы дистанционно только по их излучению в субмм диапазоне длин волн. Очень перспективным представляется также лабораторное использование интегральных приемных устройств для детектирования излучения от вновь разрабатываемых полупроводниковых и сверхпроводниковых источников субмм диапазона. При массовом производстве микросхема интегрального прием-ника будет стоить порядка 1000 долл., в то время как один традиционный генератор того же диапа-зона на лампе обратной волны с магнитом и вы-соковольтным блоком питания стоит 20 -25 тысяч долл.
Контакт:
Валерий Павлович Кошелец
Тел: (095) 203 2784
E-mail:    valery@hitech.cplire.ru

Металлический ход сопротивления и насыщение H_c2 в YBa₂Cu₃O_7-d при низких температурах
При понижении температуры удельное электрическое сопротивление ВТСП в плоскости a-b уменьшается линейно вплоть до T_c. Представляет интерес вопрос, сохранится ли металлическое поведение r _ab(T) при более низких температурах, если сверхпроводимость "подавить" магнитным полем. Японские физики из University of Tokyo и ISTEC измерили r _ab(T) тонких пленок YBa₂Cu₃O_7-d с T_c » 83К (то есть имеющих концентрацию дырок чуть ниже "оптимальной" величины) в параллельных оси c импульсных магнитных полях с H ? 50 Тл (длительность импульса D t » 25мс) и H ? 130Тл (D t » 7мкс) [1]. Оказалось, что r _ab(T) продолжает уменьшаться вплоть до 4.2К, хотя и имеет тенденцию к выходу на константу (остаточное сопротивление). Вопреки многим работам, авторы которых наблюдали положительную кривизну H_c2(T) при T < T_c и расходимость H_c2 при T ® 0, в [1] обнаружена линейная зависимость H_c2(T) вблизи T_c (до T » 60К) и насыщение H_c2 на уровне (120 ? 130)Тл при понижении температуры до 4.2К (возможность расходимости H_c2 при T < 4.2К в принципе не исключена).

1 J. Phys.: Condens. Matter, 1998, 10, p.1157

Изотоп-эффект "спиновой щели" в ВТСП!
Есть надежда, что скоро будет поставлена точка в затянувшихся дебатах относительно природы псевдощели в нормальной фазе недодопиpованных ВТСП купратов. В лаборатории профессора D.Brinkmann'a (Universitat Zurich) интернациональный коллектив физиков провел прецизионные измерения изотопического эффекта "спиновой щели" в YBa₂Cu₄O₈ [1]. Y-124 - идеальное соединение для проведения измерений изотопического эффекта из-за четко определяемой стехиометрии по кислороду и пренебрежимо малой диффузии кислорода. Измерялись спин-решеточная релаксация ⁶³Cu ЯМР методом и намагниченность с использованием сквид-магнитометра. Оказалось, что температура "спиновой щели" - Т*, примерно равная 150К в этом кристалле, так же как и температура сверхпроводящего перехода Т_с=81К, изменяются пpи замене ¹⁶O на ¹⁸O. Следовательно, "спиновая щель" не может быть связана только со спиновыми степенями свободы. Этот же эффект подтвердила и группа из Victoria University of Wellington (Новая Зеландия) [3], которая предварительно сообщала отрицательный результат [2]. Согласно их последним измерениям [3] изотоп-эффект на температурной зависимости ядерной релаксации действительно существует, причем в [3], он отмечен лишь при температурах ниже 180К. М. Еремин

1. F.Raffa, et al., Phys. Rev.Lett, 1998, 81(26) p.5912
2. G.V.M.Williams et al., Phys.Rev. Lett. 1998, 80, p.377
3. J. Tallon, et. al.
   http://xxx.lanl.gov/abs/cond-matt/990280

Сверхпроводимость в системе Cs-Sr-Bi-Pb-O
В Австралии (Australian Technology Park) синтезированы новые безмедные сверхпроводящие оксиды со структурой перовскита [T.P.Beales, Solid State Commun. 106 (1998) 673]. Критические температуры поликристаллических образцов с номинальными составами (Ba,Cs)(Bi_0.25Pb_0.75)O₃ и (Sr,Cs)(Bi_0.25Pb_0.75)O₃ оказались равными 9К и 7.5К соответственно. Сверхпроводящие свойства очень чувствительны к атмосферам синтеза и отжига, что говорит о существенной роли кислородной стехиометрии для сверхпроводимости.

Корреляция между критической температурой и изгибом слоев CuO₂ в ВТСП
Известно много сверхпроводников, в которых структурная неустойчивость препятствует повышению критической температуры T_c за счет химического замещения. Например, в фазах Шевреля MMo₆S₈ попытка увеличить T_c путем изменения радиуса ионов M приводит к структурному переходу, в результате которого на уровне Ферми открывается диэлектрическая щель и пропадают не только сверхпроводящие свойства, но и металлические. Аналогично, уменьшение содержания калия в сверхпроводнике Ba_1-xK_xBiO₃ с целью повышения T_c ведет к понижению симметрии структуры и переходу в несверхпроводящую фазу. Стандартное (основанное на модели БКШ) объяснение этим козням природы таково: рост T_c обусловлен приближением уровня Ферми к пику плотности электронных состояний N(E), а для структуры это энергетически невыгодно, поэтому она и претерпевает фазовый переход, подавляющий сверхпроводимость.

В совместной работе группы ученых из Argonne National Laboratory (США), Technion (Израиль) и Ben Gurion University (Израиль) исследовалась взаимосвязь сверхпроводящих и структурных характеристик купратных ВТСП [O.Chmais-sem et al., Nature 397, 45 (1999)]. При этом основное внимание уделялось не таким хорошо изученным явлениям как, например, изменение параметра орторомбичности и переход из орторомбической в тетрагональную фазу при допировании, а довольно-таки "тонкому" структурному нюансу, которому раньше не придавалось особого значения: "изгибу" (buckling'у) проводящих слоев CuO₂. Такой изгиб образуется в результате смещения атомов кислорода из слоев CuO₂ в перпендикулярном направлении. Это смещение невелико (порядка 0.1?), однако приводит, строго говоря, к нарушению двумерности слоев CuO₂.

Авторы немногочисленных работ по исследованию корреляции T_c и buckling'а пришли к единому мнению, что увеличение изгиба ведет к понижению T_c. Однако этот вывод основан исключительно на экспериментах с ВТСП, имеющими одинаковый ("оптимальный") уровень допирования, но относящимися к разным семействам. При этом действительно оказывается, что T_c максимальна в тех системах, где buckling минимален. Однако наибольший интерес представляет другой подход: изучение взаимосвязи T_c и buckling'а в одном и том же ВТСП при изменении допирования (то есть фактически при изменении концентрации носителей заряда). Именно такой эксперимент и был поставлен в работе, о которой идет речь. Ее авторы выбрали для этой цели ВТСП (La_1-xCa_x)(Ba_1.75-xLa_0.25+x)Cu₃O_y. При 0<x<0.4 это соединение является практически однофазным и допускает изменение содержания кислорода в очень широких пределах - вплоть до y=7.3. Величина T_c образцов с различными x и y варьируется от нуля до 80К, причем даже при очень низкой T_c» 10К ширина сверхпроводящего перехода составляет всего несколько кельвин, что свидетельствует о высоком качестве образцов и однофазности их структуры.

Результат оказался противоположным тому, который можно было бы ожидать из аналогии с уже известными данными. Было установлено, что при x=const зависимости T_c и угла buckling'а j (определяемого как угол наклона связи Cu-O к плоскости CuO₂) от содержания кислорода y (то есть от концентрации носителей) имеют одинаковую колоколообразную форму и достигают максимума при одной и той же величине y=7.15 (в максимуме T_c^max=50К при x=0.1 и 80К при x=0.4, тогда как j _max=6.3° при x=0.1 и 5° при x=0.4). Полученные результаты однозначно указывают на то, что сверхпроводящий и структурный отклики на изменение уровня допирования имеют общую природу. Интересно, что данные предыдущих работ при этом не опровергнуты: при фиксированном ("оптимальном") допировании величина T_c действительно тем больше, чем слабее buckling.

В качестве возможного объяснения обнаруженной корреляции между T_c и buckling'ом сами авторы предлагают уже упоминавшуюся выше концепцию пика плотности электронных состояний N(E): по мере приближения степени допирования к оптимальной величине плотность состояний на уровне Ферми растет, в результате чего T_c увеличивается; изгиб же слоев CuO₂ (а именно они дают основной вклад в N(E)) стремится так видоизменить поверхность Ферми, чтобы понизить и/или уширить пик N(E) и понизить тем самым полную свободную энергию системы. Отличие от "обычных" сверхпроводников состоит в том, что сверхпроводимость "побеждает" структурную неустойчивость, и поэтому переход в диэлектрическую фазу не происходит (хотя если бы можно было "руками" воспрепятствовать buckling'у, то максимальная T_c была бы существенно выше!). Если гипотеза о близости энергии Ферми к пику N(E) как причине высоких T_c в ВТСП верна (она, кстати, периодически "открывается и закрывается" начиная еще с 1986 года), это может существенно скорректировать движение физиков к построению теории высокотемпературной сверхпроводимости. Свою роль в этой теории должны сыграть расчеты электронной структуры, которые, для (La_1-xCa_x)(Ba_1.75-xLa_0.25+x)Cu₃O_y пока не проводились. Л.Опенов

Сверхпроводники для большого адронного коллайдера
Строительство нового ускорителя, LHC, в ЦЕРН’е способно поглотить значительное количество сверхпроводящих материалов (и НТСП, и ВТСП) и тем способствовать прогрессу сильноточной сверхпроводимости. Судите сами. Для планируемых 1232 сверхпроводящих магнитов дипольного типа потребуется 13800км кабеля на основе сплава NbTi. С учетом листового сверхпроводящего ниобия для ВЧ резонаторов объем закупок сверхпроводящего материала составит 45 млн. долл. К производству сверхпроводящего материала привлечены фирмы Altshom (Франция), Vacuumschmelze (Германия), Europa Metalli (Италия), Furukawa (Япония), IGC (США). Обойденная Россия (хотя потенциал в производстве этих материалов у нас действительно велик!) все же отыграется на поставках сверхпроводящих токовводов (пока не подтвержденное частное сообщение), оборудования для вывода запасенной энергии при переходе СП-обмотки в нормальное состояние (ИФВЭ, Серпухов) и готовых теплых магнитов (ИЯФ, Новосибирск).

CERN Courier, 1999, 39(1), p.11

Новый сверхпроводник в системе Y-Ni-B
В совместной работе [1] сотрудников ИОФАН, ИМЕТ РАН, ГАТХТ и ИФВД РАН сообщается о результатах поиска новых сверхпроводящих фаз в тройной системе Y-Ni-B. Напомним, что недавно этой же группой был синтезирован сверхпроводник YNi_1.9B_1.2 с наиболее высокой критической температурой перехода T_c» 14К среди известных тройных соединений, содержащих ферромагнитный компонент [2,3]. На этот раз удалось получить еще одну сверхпроводящую фазу, YNiB₃ с T_c~4.5К. Она имеет тетрагональную решетку с периодами a=0.3782нм, c=1,1347нм (пространственная группа P4/mmm).

[3] Г.С.Бурханов и др., ЖНХ, 1996, 41(7), с.1061

Новый обзор по симметрии спаривания в ВТСП
В ноябрьском (1998 г.) номере украинского журнала "Физика низких температур" опубликован обзор "Высокотемпературная сверхпроводимость с d-волновой симметрией параметра порядка" [Г.Г.Сергеева и др., ФНТ 24 (1998) 1029]. Авторы (все – из Национального научного центра "Харьковский физико-технический институт") кратко излагают феноменологическую теорию Гинзбурга-Ландау и эффекта Джозефсона для d-волновых сверхпроводников, приводят экспериментальные свидетельства d_x2_-y2-спаривания в ВТСП (основанные преимущественно на "фазочувствительных" экспериментах), анализируют имеющиеся данные по зарядовому упорядочению, псевдощели и возбуждениям магнитных вихрей. Обсуждаются также некоторые наиболее популярные микроскопические модели d-волнового спаривания.

О возможности единого механизма "60К плато" в Y-123 и "аномалии 1/8" в La-214
Хорошо известно, что практически во всех ВТСП критическая температура T_c очень чувствительна к концентрации дырочных носителей заряда p (в расчете на один атом меди в слоях CuO₂). Например, в Bi₂Sr₂CaCu₂O_8+y и Tl₂Ba₂CuO_6+y величина T_c имеет максимум как функция y (то есть как функция p). По-другому обстоит дело в ВТСП YBa₂Cu₃O_7-d : увеличение дефицита кислорода d (то есть уменьшение p) приводит к появлению на кривой T_c(d ) так называемого "плато" T_c» 60К при d =0.3? 0.6. Причина существования такого плато долго обсуждалась в литературе и, как принято считать, обусловлена упорядочением кислородных вакансий в кислородосодержащих слоях CuO_1-d . Что касается La_2-xSr_xCuO₄, то в этом ВТСП величина T_c определяется содержанием стронция x (при этом p» x) и имеет аномалию при p=1/8 (так называемая "аномалия 1/8").

Японские ученые из Tohoku University выполнили детальные исследования зависимости T_c и p от d в YBa₂Cu₃O_7-d [M.Akoshima and Y.Koike, J. Phys. Soc. Jap. 67 (1998) 3653]. Они пришли к заключению, что падение T_c до 60 К происходит как раз при p=1/8. Таким образом не исключено, что казавшиеся различными эффекты имеют общий механизм. Этот механизм, по мнению авторов, - наличие динамического упорядочения "полосок" (stripes) в слоях CuO₂ и стабилизация флуктуаций "полос" при p=1/8.

Нетрадиционный Varelogiannis предлагает вернуться к традициям
Уже несколько лет продолжаются интенсивные дебаты относительно симметрии параметра порядка в высокотемпературных металлооксидах. Большая часть экспериментов свидетельствует в пользу d-спаривания, хотя ВТСП с электронной проводимостью являются, видимо, классическими изотропными s-волновыми сверхпроводниками. Необычная симметрия сверхпроводящего состояния в других купратах традиционно связывается с природой того электрон-бозонного взаимодействия, которое и обуславливает высокие температуры перехода T_c (например, взаимодействие со спиновыми флуктуациями). Как утверждает Georgios Varelogiannis [1] (тот самый, который ловко в одиночку организовал и провел летом прошлого года конференцию на Крите), дело совсем не в этом. В ВТСП системах с электронной топологией параметрами, определяющими тип симметрии (s- или
d-волна) в них, являются величина и структура кулоновского псевдопотенциала. Это утверждение означает, что принципиально схожие оксиды с одним и тем же механизмом спаривания и близкими T_c могут иметь различную зависимость параметра порядка от импульса. В таком случае для объяснения экспериментальных результатов оказываются достаточными обычные представления об электрон-фононной природе сверхпроводимости, и никаких новых гипотез измышлять не надо.

Другая точка зрения на FS контакт
ПерсТ недавно (вып.3 с.г.) сообщал о растущем интересе к контактам ферромагнитного металла со сверхпроводником, в которых наблюдается подавление андреевского рассеяния, обусловленное различным уровнем заполнения электронных подзон с противоположными направлениями спина (стонеровская модель магнетизма). Однако в недавнем препринте группы французских ученых (O.Bour-geois et al., http://xxx.lanl.gov/abs/cond-mat/9901045) было обнаружено совершенно противоположное явление, а именно УСИЛЕНИЕ андреевского рассеяния на границе ферромагнетика со сверхпроводником. Исследовались контакты вида Nb/Al/Gd/Al/Nb, в которых гадолиний находился в гранулированном виде. Сам гадолиний - металл со слабо поляризованной зоной проводимости (величина поляризации составляет всего лишь 5 - 7%), и поэтому трудно было ожидать каких-либо радикальных изменений транспортных свойств системы. Однако, как оказалось, даже небольшая поляризация, возникающая в результате приложения внешних магнитных полей до 100мТ, приводит к значительному падению сопротивления (примерно на 40% при Т=2К). Авторами предложена упрощенная модель, использующая идею зеемановского расщепления электронных состояний "горячих" электронов.

Перспективы для сквидов в системах неразрушающего контроля
Ближайшее широкое применение сквидов, как правило, связывают с медицинской диагностикой. Однако в последнее время крупные промышленные и строительные фирмы стали проявлять интерес к сквидам, как к чувствительным элементам для неразрушающего магнитного контроля крупных металлических конструкций (корпусов самолетов, конструкций мостов и др.). Сегодняшние методы неразрушающего контроля таких конструкций, связанные с измерением изменения электрического сопротивления, фиксируют факт уже совершившегося акта разрушения (например, появление трещин). Магнитный контроль с применением сквидов, как показывают эксперименты, может регистрировать возникновение пластической деформации, предшествующей образованию трещин.

Типичная сквид-система для неразрушающего магнитного контроля состоит из катушек, возбуждающих низкочастотные (обычно 80-130Гц) токи в образце, и сквида, регистрирующего магнитное поле только возбужденных токов.

Недавно в совместной работе японских физиков и инженеров (Electrotechnical Laboratory, Seiko Instrument, Shimizu Corp.) была предложена более упрощенная, исключительно перспективная конструкция такой системы, исключающая применение катушек возбуждения [1]. При этом для ферромагнитных конструкционных материалов (в частности, для углеродистой стали) чувствительности сквида оказалось вполне достаточно, чтобы регистрировать изменения намагниченности, вызванные малыми пластическими деформациями. Более того, авторам удалось убедительно доказать, что изменения в общей картине намагниченности образца происходят в тех областях конструкции, где оптически наблюдаются так называемые полосы Людерса, обусловленные возникающими при пластической деформации дислокациями в кристаллитах материала. В эксперименте использовался НТСП сквид-градиентометр с разрешением по магнитному потоку 3.8х10^-6Ф₀Гц^{-- 1/2} в полосе белого шума выше 3Гц.

Предложенная японскими авторами методика позволит выявлять появление малых усталостных деформаций в ответственных металло-конструк-циях, не дожидаясь аварийных ситуаций, связанных с возникновением трещин. В частности, авторы работы [1] отчетливо фиксировали сигналы, возникающие при остаточных деформациях на уровне 0.2 % от длины образца.

1. N. Kasai, K. Chinone, S. Nakayama et al., Jpn. J. Appl. Phys., 1998, 37(11) pp.5965-5970

Сверхтонкие YBCO пленки с Т_с выше 77К
Сверхтонкие (< 10нм) ВТСП пленки представляют интерес как для физических исследований, так и для практического использования, в частности в СВЧ-электронике: джозефсоновские переходы, полевые приборы, нелинейные элементы микроволновых схем, инфракрасные детекторы и т.п.

Однако критическая температура Т_с пленок YBCO резко снижается при уменьшении толщины ниже 10нм. Ответственность за это несут как фундаментальные механизмы (переход Костерлитца-Таулесса, передача заряда подвижных носителей через интерфейс), так и чисто технологические причины – рассогласование параметров решетки подложки и растущей пленки. Стандартный прием улучшения сверхпроводящих свойств сверхтонких пленок – использование буферного слоя между подложкой и пленкой; при этом материал буферного слоя должен иметь неметаллические свойства и максимально близкие к YBCO параметры решетки. Лучшим буферным материалом для YBCO оказался PrBa₂Cu₃O₇ (PBCO); его использование существенно повысило значение Т_с, но важный рубеж в 77К так и не был перейден.

Для улучшения сверхпроводящих свойств сверхтонких YBCO пленок в отделе член-корр. РАН Игоря Всеволодовича Грехова (ФТИ им. Иоффе РАН) предложили принципиально новую структуру буферного слоя – композитный диэлектрик, состоящий из кристаллитов изолятора YBa₂NbO₆ (YBNO) и сверхпроводника (YBCO). Такой слой можно приготовить методом лазерного распыления мишени, синтезированной из окислов Y, Ba, Cu, Nb. Пленка буферного слоя с типичной толщиной ~ 30нм формируется на подложке SrTiO₃ (001). Дифракционные рентгеновские спектры показывают, что буферная пленка состоит из смеси фаз YBCO (с пониженным содержанием кислорода) и YBNO, имеющей кубическую структуру с постоянной решетки a=0.84нм. Характерный размер гранул - 100-500нм.

Исследования ранних стадий роста пленок с помощью атомно-силового микроскопа показали, что фаза YBCO в буферном слое демонстрирует 3-D островковый рост, а фаза YBNO формирует ровное плато. Обе фазы сосуществуют бок о бок, и вблизи границы раздела фаз на диэлектрическом плато YBNO всегда присутствует некоторое количество 2-D зародышей YBCO, которые могут являться центрами зародышеобразования нового молекулярного слоя YBCO при осаждении YBCO на YBaCuNbO буферный слой.

Сверхтонкие пленки YBCO, осажденные непосредственно на подложку SrTiO₃, формируются путем двумерного зародышеобразования с последующим ростом в плоскости a-b. В то же время как механизмом роста сверхтонких пленок YBCO на YBaCuNbO буферном слое является локальное распространение ступеней. В

результате сверхтонкие пленки YBCO, осажденные на SrTiO₃ подложку и на YBaCuNbO буферный слой, имеют разную морфологию поверхности. Авторы считают, что именно механизм роста путем локального распространения ступеней позволяет улучшить совершенство кристаллической структуры сверхтонкой YBCO и увеличить критическую температуру.

Применение принципиально нового буферного слоя позволило поднять Т_с с 68К до 80К (в пленке толщиной в 3 ячейки) и до 86К (в пленке толщиной в 4 ячейки). Это пока лучший в мире результат для пленок YBCO такой толщины.

Новый безмедный сверхпроводник K-Bi-O
Хорошо известно семейство сверхпроводящих соединений BaBi(Pb)O₃. Все эти сверхпроводники являются "четверными": Ba-Pb-Bi-O или Ba-K-Bi-O. В Японии (ISTEC, Токио) путем синтеза при высоком давлении впервые получили тройной сверхпроводник K_1-xBi_1+xO₃ [N.R.Khasanova et al., Physica C 305 (1998) 275]. Величина T_c составляет около 10К при 0? x? 0.1 и почти не зависит от x в этом диапазоне, а увеличение x>0.1 ведет к потере сверхпроводимости. По данным рентгеновской и электронной дифракции кристаллическая структура представляет собой кубический перовскит.

Ревизия симметрии параметра порядка в "электронных" ВТСП
Большинство (хотя и не все) экспериментальных данных говорит о том, что в ВТСП с дырочным типом проводимости параметр сверхпроводящего порядка D имеет d-волновую симметрию. Таких ВТСП подавляющее большинство (YBa₂Cu₃O₇,
La_2-xSr_xCuO₄, Bi₂Sr₂CaCu₂O₈ и т.д.). Что касается немногочисленных известных на сегодня ВТСП с электронным типом проводимости, наиболее изученным из которых является Nd_2-xCe_xCuO₄, то долгое время считалось, что в них D имеет s-волновую симметрию.

Группа японских физиков из Nagoya University, Tohoku University и Japan Science and Technology Corporation выполнила исследования квазичастичных спектров возбуждений в монокристаллах
Nd_2-xCe_xCuO₄ методом STM/STS [1]. Полученные результаты показали, что D не только анизотропен в импульсном пространстве, но и имеет
d-волновую симметрию. Авторы [1] обсуждают, тип этой симметрии – d_xy-волна или d_x2_-y2-волна – и склоняются в пользу последней.

Сверхпроводимость Tl_1.8Ba_2.0Ca_2.6Cu_3.0O_10+d в морозную погоду при высоком давлении
Известно, что критическая температура T_c большинства ВТСП увеличивается под давлением, достигая рекордной величины T_c» 160К в HgBa₂Ca₂Cu₃O_x при P» 30ГПа. Недавно появилось сообщение [1] об аномальном росте T_c поликристаллических образцов ВТСП Tl_1.8Ba_2.0Ca_2.6Cu_3.0O_10+d при P» 5ГПа. Авторы [1] обнаружили, что T_c быстро увеличивается с ростом P от своего начального значения T_c=129К при P=0 и достигает величины T_c=255К (обычная для русской зимы температура!) при P=4.3ГПа. Вот только T_c, измеренная в [1], к сожалению, представляет собой не температуру нулевого сопротивления, а лишь температуру начала уменьшения (хотя и очень резкого) R(T) при охлаждении образца. Заметим, что статья [1] представляет собой своеобразный "интернациональный винегрет": она написана китайскими физиками на английском языке и опубликована в украинском журнале.

Завершена сборка магнитной системы RHIC (Brookhaven)
1800 сверхпроводящих магнитов установлены и частично испытаны в единой магнитной системе коллайдера тяжелых релятивистских ионов (RHIC). На их изготовление потребовались 21млн. метров сверхпроводящего проводника и 900 тысяч часов рабочего времени. Планируется, что первый испытательный “пуск” пучка ионов будет произведен в марте 1999 года, а в июле ожидаются эксперименты по первому столкновению пучков. Поставщиком первичного пучка ионов для RHIC станет старейший брукхэвенский синхротрон (AGS), построенный еще в 1960 году.

Сверхпроводящий фильтр
Ученые International Superconductivity Technology Center (Tokyo) совместно с NEC Corp. (Tokyo) разработали ВТСП фильтр для использования в спутниковых системах связи и на базовых станциях сотовых телефонов. В процессе разработки преодолена проблема, стоявшая перед такими фильтрами. Прежние конструкции ВТСП фильтров не совместимы с высокими уровнями мощности, характерными для систем космической связи. ВТСП фильтр, анонсированный ф. NEC, выдерживает в 10 раз более высокие уровни мощности в сравнении с другими ВТСП фильтрами.

Контакт:
G. Pindoria, e-mail: govind@inJapan.net

Многообещающие контакты сверхпроводника с ферромагнетиком

Исследование процессов на границе сверхпроводника с ферромагнитным металлом привело к необычным результатам: немонотонная зависимость сверхпроводящей критической температуры многослойных структур ферромагнетик (F) - сверхпроводник (S) [1], нетривиальное поведение магнитосопротивления SFS структур [2] и подавление сверхпроводящих свойств в результате спин-поляризованной инжекции [3].

В конце 1998 - начале 1999 года появился ряд новых интригующих публикаций. Так, в работе [4] экспериментально исследовались тонкопленочные наноструктуры, образованные кобальтом или никелем со свинцом. Основная идея, сформулированная впервые, видимо, в работе [5], заключается в том, что андреевское отражение на FS границе очень чувствительно к поляризации электронов проводимости в ферромагнетике. Действительно, согласно стонеровской зонной модели ферромагнетизм в металлах обусловлен различным заполнением подзон, образуемых электронами с противоположными направлениями спинов. В то же время для прохождения электрона из нормальной обкладки в сверхпроводящую “подлетающий” к NS границе электрон должен захватить с собой другой электрон с противоположным импульсом и спином, чтобы образовать в сверхпроводнике куперовскую пару (на языке андреевского отражения это означает, что электронное состояние рассеивается в дырочное с противоположным спином и импульсом, практически совпадающим с импульсом исходного электрона).

Однако, если “подлетающий” электрон принадлежит, например, к доминирующей подзоне ферромагнетика, то у него могут возникнуть проблемы с поиском партнера, так как плотность электронов на поверхности Ферми для другой подзоны (с противоположным спином) заметно меньше. В результате андреевское рассеяние должно подавляться в ферромагнитных металлах вплоть до полного исчезновения, если мы имеем дело со 100% поляризованной зонной структурой. Именно явление подавления андреевского отражения в NS контактах при замене обычного нормального металла на ферромагнетик и было подтверждено данными авторов [4]. В другой экспериментальной работе [6] изучен собственно эффект близости, т.е. проникновение сверхпроводящих свойств вглубь ферромагнетика. Как известно, в грязном пределе энергетической характеристикой, определяющей эффект близости, является величина, равная h D/L , где D - коэффициент диффузии, а L - размер образца. Верно и обратное утверждение: расстояние, на которое проникает сверхпроводимость, по порядку величины равно O h D/E, здесь E – это характерная энергия, определяющая подавление сверхпроводящего спаривания в нормальном материале. В случае ферромагнетика в качестве E следует взять энергию обменного взаимодействия, которую в свою очередь можно положить равной температуре Кюри. Так вот, выполненная таким образом оценка дала для контакта кобальта со сверхпроводящим алюминием очень заниженные результаты, т.е. реальная длина затухания сверхпроводящих свойств в кобальте оказалась намного больше теоретически предсказанной.

Упомянем еще теоретические расчеты проводимости мезоскопических FS структур, выполненные R.Seviour и C.J.Lambert из Великобритани совместно с А.Ф.Волковым из ИРЭ [7], а также I.Zutic и O.T.Valls из США. Ими предсказано немонотонное поведение дифференциальной проводимости как функции напряжения при напряжениях, отвечающих зеемановскому расщеплению, в районе нулевых смещений и пр. И, наконец, остановимся на цикле работ T.W.Clinton и M.Johnson из Naval Research Laboratory (Washington) [9], которые предложили управляемый джозефсоновский элемент на основе простой двуслойной геометрии, где тонкая ферромагнитная пленка локально подавляет своим магнитным полем сверхпроводимость в полоске, на которую она нанесена, порождая тем самым слабую связь. Наблюдение ступенек Шапиро подтвердило наличие нестационарного эффекта Джозефсона в данной структуре, которую авторы считают перспективным элементом будущей криоэлектроники. М. Белоголовский

1. J. Low Temp. Phys., 1986, 63, p.307
2. J. Phys. Condens. Matter, 1996, 39, p.L563
3. Phys. Rev. Lett., 1997, 78, p.1134
4. Phys. Rev. Lett., 1998, 81, p.3247
5. Phys. Rev. Lett., 1995, 74, p.16570
6. Phys. Rev. B, 1998, 58, p.R11872
7. Phys. Rev. B, 1999, 59, принято к публикации
8. preprint cond-mat/9902080, 1999
9. Appl. Phys. Lett., 1997, 70, p.1170
10. J. Appl. Phys., 1998, 83, p.6777

Гигантский изотоп-эффект в сверхпроводнике La_2-xSr_xCuO₄
Лантановая керамика уже принесла Alex’у Muller’у нобелевскую премию. И вот – новый подарок. Muller с соавторами обнаружил в сверхпроводнике La_2-xSr_xCuO₄ гигантский изотоп-эффект.

Две группы экспериментаторов, возглавляемые A.Bianconi (Римский университет) и K.A.Muller’ом (Цюрихский университет) исследовали структуру спектральных линий в La_1.94Sr_0.06CuO₄ вблизи края рентгеновского поглощения (методом XANES, чувствительным к локальным искажениям кислородного окружения атомов меди). Эксперименты проводились на источнике синхротронного излучения в Гренобле.

Вид спектра определяется статистическим распределением “мгновенных фотографий” кристаллической решетки (с характерным временем 10^-15с) на масштабах порядка 5A. В эксперименте для образца La_2-xSr_xCuO₄ ниже некоторой температуры Т* форма спектральных линий резко изменялась, что авторы связывают с замораживанием флуктуаций и возникновением поляронного упорядочения типа полос (lattice-charge stripes). При замене ¹⁶O на ¹⁸O температура Т* возрастает со 110К до 170К. При этом изотоп-эффект для температуры сверхпроводящего перехода Т_с гораздо меньше и другого знака: для образца с ¹⁶O Т_с» 8К, а у образца с ¹⁸O Т_с примерно на 1К ниже. Столь огромный изотопический сдвиг температуры Т* авторы объясняют важной ролью поляронных эффектов в образовании полос. Такая интерпретация накладывает определенные ограничения на возможные микроскопические механизмы, ответственные за возникновение, как полосчатой структуры, так и сверхпроводящего состояния.
http://xxx.lanl.gov/abs/cond-mat/9812425, версия от 5.01.99

Верхнее критическое поле борокарбида YNi₂B₂C
Измерения верхнего критического поля H_c2 в сверхпроводниках осложняются наличием “паразитного” парамагнитного сигнала, обусловленного несовершенством образца (наличием областей нормальной фазы). Поэтому в ходе экспериментов по определению H_c2(T) в борокарбиде YNi₂B₂C группа американских и южнокорейских физиков уделила особое внимание качеству исследованных ими монокристаллов [M.-O.Mun et al., Physica C 303 (1998) 57]. Им удалось понизить парамагнитный сигнал до уровня 10% от минимального приводимого в литературе и получить таким образом более достоверные значения H_c2. Оказалось, что во всем изученном диапазоне температур 9K < T < T_c » 15K (0 < H_c2 < 3Тл) зависимость H_c2(T) имеет положительную кривизну. Иными словами, скорость роста H_c2 при понижении температуры увеличивается, а признаки выхода H_c2 на константу при T ® 0 отсутствуют. Интересно, что точно такой же вид кривая H_c2(T) имеет и в “overdoped” ВТСП. Это “совпадение” может быть следствием сходства механизмов сверхпроводимости борокарбидов и ВТСП.

Легированная Си-О плоскость: еще одна попытка описать основное состояние
Проблема основного состояния слаболегированных 2D купратов до сих пор активно дискутируется при множестве разноречивых экспериментальных результатов и теоретических моделей. Картину усложняют два обстоятельства (к слову, они же обуславливают разнородность экспериментальных данных):

1. наличие дальнего и/или ближнего магнитного порядка и
2. существенно различная подвижность дырок при легировании исходной диэлектрической матрицы различными типами допантов.

Так, например, модельное соединение La₂CuO₄ можно легировать тремя принципиально разными способами: примесью замещения в позицию La (1) или Cu (2) а также примесью внедрения в виде сверхстехиометрического кислорода (3). В последнем случае из-за большой подвижности кислорода система демонстрирует макроскопическое фазовое расслоение на дырочно-богатую и дырочно-бедную фазы, размеры которых могут достигать масштаба нескольких микрон. При всем многообразии ВТСП систем, система La₂CuO_4+х – единственная, где явление фазового расслоения происходит на макроскопических масштабах. Именно это явление легло в основу представления о легированной Сu-О плоскости, как о нестабильной относительно фазового расслоения. При этом следует иметь в виду, что в случае “тяжелых” примесей (Sr вместо La и Li вместо Cu) система может расслаиваться только на микроуровне. В первом приближении размеры возникающих “фаз” определяются выигрышем в магнитной энергии и проигрышем в кинетической.

Какая форма зарядовых флуктуаций будет реализовываться на практике, опять же зависит от типа конкретной системы. Например, магнитная восприимчивость La(Sr)CuO₄ системы трактовалась [1] как система антифазных доменов, где носители тока сконцентрированы на границах доменных стенок. Система La₂CuO_4+x с низкой подвижностью кислорода и, как следствие, с отсутствием макроскопического расслоения не укладывается в модель с дырочно-богатыми доменными стенками, а более адекватно описывается в модели дырочно-богатых капель с размерами, зависящими от подвижности кислорода [2]. Кроме этого, значительный блок работ (в основном по упругому рассеянию нейтронов) теперь уже на кристаллах с большой подвижностью избыточного кислорода посвящен обнаружению и исследованию кислородной сверхструктуры и структурам, связанным с кислородным упорядочением (stripes, stagers etc.).

Наконец, недавно появилась еще одна работа, касающаяся вопроса о том, как же выглядит допированная Сu-О плоскость с точки зрения распределения в ней избыточного заряда. Изучалась система La₂Cu(Li)O₄. Известно, что замещение меди литием дает самую низкую подвижность дырок в La₂CuO₄ (сопротивление dR/dT<0 во всей области концентраций и температур!). ЯКР исследования на ¹³⁹La в этой системе [3] и сравнение результатов с данными для La(Sr) системы с аналогичным поведением привели авторов к заключению, что нечувствительность результатов эксперимента к характеру допирующей примеси и подвижности избыточных дырок требует пересмотра представлений об основном состоянии легированной Сu-О плоскости. В работе сделана попытка ввести представление о новой коллективной структуре избыточных дырок. Хотя идея нова и безусловно заслуживает внимания, но предстоит еще ответить на вопрос, насколько она применима ко всем системам и насколько, в связи с этим, можно говорить об универсальном поведении легированной Сu-О плоскости. А.Захаров

1. J.Cho et al. Phys. Rev. Lett., 1993, 70, p.222
2. V.Pomjakushin et al. Phys. Rev. B, 1998, 58, p.12350
3. B.Suh et al. Phys. Rev. Lett.,1998, 81, p.2791

Сверхпроводниковый магнит для LHC
16 июля 1998 года в CERN’е продемонстрирована успешная работа сверхпроводникового дипольного магнита для будущего коллайдера LHC. В разработке и изготовлении магнита принимали участие итальянский INFN (Национальный институт ядерной физики) и промышленная компания Ansaldo Energia. INFN в содружестве с CERN разработали конструкцию сверхпроводящего магнита, а Ansaldo Energia изготовила его.

Магнит был установлен на испытательном стенде в LHC в начале июня и охлажден до температуры 1.8К, при этом было достигнуто проектное значение магнитного поля 8.3Тл. После увеличения поля до значения 8.6Тл сверхпроводниковый магнит перешел в нормальное состояние.

При весе около 26т и длине 15 –16м магнит имеет длину магнитного участка 14.2м при 1.9К, внутренний диаметр каждой из двух апертур - 56мм.

Июньская демонстрация стала частью из серии испытаний магнита, при которых магнит термоциклировали и исследовали качество магнитного поля и системы защиты магнита при его переходе в нормальное состояние.

CERN Courier, 1998, 38(6), p.17

Новая серия ВТСП (на этот раз с хромом)
Японские физики из National Institute for Research in Inorganic Materials (Tsukuba, Ibaraki) синтезировали девять соединений, относящихся к новому гомологическому ряду (Cu_0.5Cr_0.5)Sr₂Ca_n-1Cu_nO_2n+3+d (n=1? 9), где n представляет собой, по сути дела, число слоев CuO₂ в элементарной ячейке. Все эти соединения имеют тетрагональную структуру с периодами a» 0.39нм и c» 0.8+0.32? (n-1)нм. T_c=81К, 103К, 71К, 65К, 32К, 10К при n=2; 3; 4; 5; 6; 7 соответственно. При n=1; 8; и 9 сверхпроводимость отсутствует. По данным электронной микроскопии высокого разрешения кристаллографические слои (перпендикулярные оси c) чередуются в порядке SrO-(Cu_0.5Cr_0.5)O-SrO-CuO₂-(Ca-CuO₂)_n-1. Атомы ме-ди и хрома в слоях (Cu,Cr)O распределены случайным образом (если какое-то упорядочение и имеет место, то оно локальное и неполное). Источниками дырочных носителей являются избыточные атомы кислорода и/или вакансии атомов меди в слоях (Cu,Cr)O.

Транспортные измерения H_c2 в YBa₂Cu₃O_7-x при низких температурах
При T<<T_c величина верхнего критического поля H_c2 в ВТСП существенно превышает максимальные значения H постоянного магнитного поля, генерируемого современными магнитами. Поэтому для измерения H_c2 приходится использовать импульсные магнитные поля. Именно так была найдена величина H^c_c2=(110? 135)Тл для ВТСП YBa₂Cu₃O_7-x при T=(2 ? 4)K и параллельном кристаллографической оси с направлении магнитного поля [1-3]. В работе [4] международного коллектива австралийских (University of New South Wales; CSIRO), японских (University of Tokyo; International Technology Center), американских (Los Alamos National Laboratory) и российских (Арзамас-16) физиков было исследовано воздействие на тонкие пленки YBa₂Cu₃O_7-x перпендикулярного оси с магнитного поля с H~300Тл. Было установлено, что диссипация начинается при H^ab =150Тл. Это существенно меньше оценки H^ab_с2=670Тл, сделанной на основании экспериментальных значений длины когерентности x в Y-123. Следовательно, причиной нарушения сверхпроводимости является достижение “парамагнитного предела”, а не уменьшение характерной магнитной длины ниже масштаба x .

1. H.Nakagawa et al., to be published.
2. J.L.Smith et al., J. Low Temp. Phys.,1994, 95, p.75
3. J.D.Goettee et al., Physica B, 1994, 194-196, p.1805
4. A.S.Dzurak et al., Phys. Rev. B, 1998, 57, p.14084

Сверхпроводимость 2DEG
Эксперименты С.В.Кравченко, выполненные за границей, имели большой резонанс в научном мире. Об этом уже неоднократно сообщал ПерсТ. Наблюдаемое металлическое состояние двумерного электронного газа (2DEG) в кремниевом полевом транзисторе (MOSFET) при очень низких температурах противоречило общепринятой теории металлов, согласно которой двумерные металлы при нулевой температуре обращаются в изоляторы.

Поэтому ученые из University of Illinois at Urbana-Champaign (США) предлагают обойтись хорошо известными средствами, а не привлекать пока слабо изученные модели. Они считают, что наблюдаемый Кравченко эффект является переходом изолятор (большая доля фазы вигнеровского кристалла в неупорядоченном 2DEG)-сверхпроводник. По мнению авторов, все основания для этого имеются: прежде всего, критическое поведение от внешних магнитного и электрического полей. Хорошо известно, что магнитное поле разрушает синглетную сверхпроводимость, когда спаренные электроны имеют нулевой суммарный спин. Возможным кандидатом для спаривания электронов называется поверхностный плазмон. В отличие от своего трехмерного собрата он имеет бесщелевой спектр, т.е. существует на любой частоте. К сожалению, это остается только гипотезой, т.к. конкретные расчеты не выполнены. Заметим попутно, что на огромное влияние поверхностных плазмонов на проводимость 2DEG неоднократно указывал в своих работах В.А.Волков (ИРЭ РАН, Москва).

Какова же симметрия сверхпроводящего параметра порядка в ВТСП?
За последние несколько лет опубликовано много экспериментальных работ, посвященных орбитальной симметрии сверхпроводящего параметра порядка D в ВТСП. Основное внимание было уделено следующим соединениям: YBa₂Cu₃O_7-x, Tl₂Ba₂CuO_6+x, Bi₂Sr₂CaCu₂O_8+x и Nd_1.85Ce_0.15CuO₄. При интерпретации экспериментальных данных мнения разделились. Одни эксперименты были объяснены d-волновой симметрией D , а другие - более "прозаичной" s-волновой симметрией. Подробный анализ экспериментальной ситуации и причин имеющихся противоречий дан в работе Richard'а Klemm'а (Argonne National Laboratory), которая готовится к публикации в International Journal of Modern Physics B (и, возможно, уже опубликована к моменту выхода в свет этого номера ПерсТ’а). R.Klemm отмечает, что все эксперименты можно условно разделить на 3 категории: 1) измерения термодинамических и транспортных характеристик; 2) фотоэмиссионная спектроскопия с угловым разрешением (ARPES); 3) джозефсоновское туннелирование. После этого он "по косточкам" разбирает каждую из этих категорий.

1.1. Парамагнитный эффект Мейснера
Он наблюдается в неоднородных образцах, причем не только в ВТСП, но и, например, в ниобии. Его причина, по-видимому, никак не связана с симметрией D .

1.2. Нелинейный эффект Мейснера
Этот эффект должен наблюдаться в d-волновом сверхпроводнике, поскольку наличие у D нулей на поверхности Ферми приводит к появлению избыточной плотности квазичастичных состояний. При направлении магнитного поля, параллельном плоскости a-b, вращение образца вокруг оси c должно приводить к периодической зависимости намагниченности от угла поворота с периодом p /2. Намеки на такую периодичность имелись в ранних экспериментах. Позднее было установлено, что при низких температурах период равен p , как и в ниобии.

1.4. Глубина проникновения
Температурная зависимость глубины проникновения магнитного поля l _ab в плоскости a-b говорит о наличии нулей D на поверхности Ферми, тогда как зависимость l _c(T) вдоль оси c описывается в рамках s-волновой модели. Таким образом, вся совокупность экспериментальных данных для l _ab и l _c не согласуется ни с "чистой" d-волновой, ни с "чистой" s-волновой симметрией D .

1.5. Сканирующая туннельная микроскопия
Экспериментально обычно измеряют изменение плотности электронных состояний на уровне Ферми при понижении температуры ниже T_c, и это изменение объявляется сверхпроводящей щелью. Для Hg-1201 результаты согласуются с s-волновой симметрией D , для Tl-2201 - с d-волновой симметрией, для Y-123 и Bi-2212 - и с той, и с другой (по данным разных авторов), причем иногда противоречивые данные получаются даже при измерениях в различных точках одного и того же образца! Не исключено, что за сверхпроводящую щель принимается щель, обусловленная волной зарядовой плотности, как в 2H-TaSe₂.

2.1. Фотоэмиссионная спектроскопия (ARPES)
Эксперимент свидетельствует о резкой анизотропии D на поверхности Ферми и возможном наличии у D нулей, что согласуется с d-волновой симметрией.

3.1. Бикристаллические границы зерен Y-123
Измерения критического тока между зернами различной формы и окружающей их матрицей являются наиболее убедительным доказательством анизотропии D , но не могут быть объяснены d-волновой симметрией D .

3.2. Контакты между Pb и Y-123 по оси c
Имеющиеся в литературе данные говорят о том, что s-волновая компонента составляет по крайней мере 30% от D . Какую симметрию имеют остальные 70% D , на основании этих экспериментов сказать нельзя. Не исключено, что и d-волновую.

3.3. Контакты между Pb и Y-123 в плоскости a-b
Обнаружен сдвиг фаз на p , что считается доводом в пользу d-волновой симметрии. Однако есть и другое возможное объяснение: захват магнитного потока на краях образца (что и подтвердили недавние эксперименты, выполненные с помощью СКВИДа). Была сделана попытка устранить захваченный магнитный поток. Она оказалась удачной, а полученные при этом результаты добавили уверенности сторонникам d-волновой симметрии. Однако более тщательные повторные эксперименты лучше всего могут быть объяснены p-волновой (!) симметрией, хотя их авторы и делают вывод о d-волновом спаривании, "отбрасывая" при этом, по утверждению R.Klemm'а, большую часть данных.

3.4. Контакты на границах двойников
Зарегистрирован сдвиг фазы s-волновой компоненты (единственной, наблюдаемой в этих экспериментах) на p при пересечении границы двойника. Из этого был сделан вывод, что по разные стороны от границы D имеет (d+s)-волновую и (d-s)-волно-вую форму. Но разве можно на основании изменения фазы s-волновой компоненты заключать, что в D есть еще и d-волновая составляющая? Кроме того, интерпретация эксперимента осложняется возможным наличием на границе двойника локализованной волны спиновой/зарядовой плотности.

3.6. "Внутренние" джозефсоновские контакты
Контакты между параллельными слоями CuO₂ в ВТСП представляют собой "внутренние" (intrinsic) джозефсоновские контакты. Информацию об их характеристиках можно получить, анализируя ВАХ. Результаты должны зависеть от симметрии D . Имеющиеся на сегодняшний день данные говорят в пользу s-волновой симметрии.

3.7. Контакты на границе разлома
Если расколоть монокристалл ВТСП на две половинки вдоль проводящих кристаллографических слоев, а затем повернуть одну из половинок на некоторый угол a и вновь прижать эти половинки друг к другу, то можно ожидать наличие зависимости I_c такого контакта от a . В частности, для d-волнового сверхпроводника должно быть I_c=0 при a =45⁰. Однако на эксперименте зависимости I_c от a не было обнаружено.

Выводы
Эксперименты очень противоречивы. Одни могут быть лучше всего объяснены d-волновой симметрией D , другие - s-волновой, третьи - смешанной (d+s)-волновой симметрией с существенным вкладом каждой волны. Пока даже не ясно, одинакова ли симметрия D во всех ВТСП или же различна. Не исключено, что во многих экспериментах параметры зарядового и/или спинового порядка могут быть ошибочно приняты за сверхпроводящий параметр порядка.

Для тех, кто хочет подробнее ознакомиться с состоянием экспериментальных исследований по затронутой проблеме, отметим, что работа R.Klemm'а содержит cсылки на все ключевые эксперименты.

Команда Лихарева из Stony Brook изготовила самую быструю в мире схему
Сотрудники State University of New York (Stony Brook, США) продемонстрировали устойчивую работу цифрового делителя частоты до частот 750ГГц при рассеиваемой мощности 10мкВт (рабочая температура 1.8К). Это - самая быстрая из известных твердотельных цифровых схем. Полупроводниковые схемы с аналогичными функциями, по крайней мере, на порядок медленнее и рассеивают в 10⁵ (!) раз большую мощность. Работа схемы основана на принципах RSFQ (Rapid Single Flux Quantum) логики, обеспечивающих максимальное для сверхпроводниковых схем быстродействие. На одном чипе размещены 8 делителей частоты, каждый из которых включает 68 джозефсоновских переходов (Nb/AlO_x/Nb) с площадью каждого - 0.25мкм² при толщине электродов 150нм. Схема изготовлена с применением электронно-лучевой литографии для формирования рисунка. Разброс параметров переходов не превышает ± 10% (при этом в RSFQ схемах принципиально допускается 30% разброс). Схема содержит переходы с резистивным шунтом (J_c=0.5мА/мкм², I_cR_n=1.8мВ) и нешунтированные (J_c=2мА/мкм²).

Кавитация Евгения Подклетнова
В 1899 году в романе “Путешествие на Луну” (“The First Men in the Moon”) Герберт Уэлс рассказал о том, как ученый Кавор открыл некоторое антигравитирующее вещество в виде минеральной пасты и назвал его каворитом. Покрыв им поверхность сферы, он отправился с друзьями на Луну. Российский ученый Е.Подклетнов претендует на открытие в наши дни реального каворита в виде сверхпроводящего материала YBCO. Схема установки, на которой в 1992г. в Финляндии Е.Подклетнов наблюдал уменьшение веса образца, размещенного над вращающимся в переменном магнитном поле сверхпроводящим диском, представлена на рисунке. Без вращения потеря в весе составляла 0.05%. Максимальная потеря в весе при вращении диска составляла 0.3%.

С тех пор не удается ни надежно подтвердить этот эффект, ни надежно его закрыть. Было проведено множество экспериментов, которые давали попеременно то положительный, то отрицательный результат. NASA выделила большие деньги на проведение эксперимента и для консультаций пригласила самого автора, но итог пока отрицательный. Главная сложность состоит в том, что изменение веса настолько мало, что трудно избежать посторонних воздействий. Кроме того, сам Подклетнов упирает на особую структуру полученного материала, которую трудно воспроизвести.

Как бы то ни было, большинство физиков скептически восприняло результаты Подклетнова, основываясь на положениях общей теории относительности, согласно которой гравитация вообще не сила, а искривление 4-х мерного пространства-времени, что является следствием совпадения гравитационного заряда с инерционной массой.

Но самое поразительное в этой истории то, что еще до опыта Подклетнова Li и Torr опубликовали две работы, в которых предсказывали генерацию гравитации при вращении сверхпроводящего диска в переменном магнитном поле.

За дальнейшим развитием событий можно проследить на странице в Интернете:

http://www.inetarena.com/~noetic/pls/gravity/html

Превращение тепловой энергии в электрическую в неоднородном сверхпроводящем кольце
Хотелось бы обратить внимание читателей ПерсТ'а на интересный результат работы [1], в которой рассматривается эффект Литтла-Паркса в неоднородном сверхпроводящем кольце. Еще в 1962 году Литтл и Паркс [2] обнаружили, что температура перехода тонкостенного цилиндра малого радиуса в сверхпроводящее состояние периодически (с периодом равным кванту потока) зависит от величины магнитного потока. Этот эффект был объяснен М.Тинкхамом [3], как одно из проявлений макроскопической квантовой природы сверхпроводимости (см. также [4]). Периодическое смещение критической температуры связано с квантованием скорости сверхпроводящих электронов, аналогично тому, как это имеет место в атоме. Скорость стремится приобрести минимально возможное значение. При потоке внутри цилиндра, кратном кванту потока, минимально возможное значение скорости равно нулю. Но при потоке, не кратном кванту, скорость не может быть равна нулю. Это приводит к зависимости энергии сверхпроводящего состояния от потока и, как следствие, к периодическому смещению критической температуры в магнитном поле. Это смещение имеет заметную величину в кольце (цилиндре), радиус которого сравним с корреляционной длиной [4].

М.Тинкхам [3] рассматривал однородное кольцо. В случае неоднородного кольца, один участок которого имеет пониженную критическую температуру в сравнении с другим [1], вследствие термодинамических флуктуаций на участке с меньшим Т_с при температурах, соответствующих резистивному переходу этого участка, появляется напряжение, величина которого периодически зависит от величины потока внутри кольца, с периодом, равным кванту потока. При переходе в сверхпроводящее состояние участка с наименьшей Т_с в кольце возникает ток фиксированного направления, а при обратном переходе в нормальное состояние на рассматриваемом участке появляется напряжение, так как вследствие конечной индуктивности кольца ток не может затухнуть мгновенно. При периодическом или хаотическом переводе участка с наименьшим Т_с из нормального состояния в сверхпроводящее и обратно на нем возникнет напряжение с постоянной составляющей, зависящей периодически от величины магнитного потока внутри кольца. Итак, сверхпроводящее кольцо является тепловой машиной, в которой тепловая энергия может быть преобразована в электрическую энергию постоянного тока. Без учета флуктуаций максимальный коэффициент полезного действия тепловой машины, реализуемый в цикле Карно, пропорционален амплитуде изменения температуры [5].

Однако переход из нормального состояния в сверхпроводящее и обратно может происходить и без изменения температуры вследствие флуктуаций, если разность энергий рассматриваемого участка в нормальном и сверхпроводящем состояниях не превышает k_BT. Это возможно вблизи критической температуры, так как при Т=Т_с эта разность равна нулю. Следовательно, постоянное напряжение может возникать в неоднородном сверхпроводящем кольце и при постоянной температуре, близкой к критической. Авторы дают подробное объяснение необычному явлению.

1. A.V.Nikulov and I.N.Zhilyaev, "The Little-Parks Effect in an Inhomogeneous Superconducting Ring." J. of Low Temp.Phys. 1998,112(3/4), p.227-236
2. W.A.Little and R.D.Parks, Phys.Rev.Lett.,1962, 9, p.9
3. M.Tinkham, Phys.Rev. 1963,129, p.2413
4. М.Тинкхам, Введение в сверхпроводимость. Атомиздат М.1980
5. Ч.Киттель, Статистическая термодинамика. "Наука", М., 1977

Резкий рост критической температуры "нового" ВТСП PrBa₂Cu₃O_x под давлением
В течение очень длительного времени после открытия ВТСП в 1986 году господствовало мнение, что соединение PrBa₂Cu₃O_x является "несверхпроводящим исключением" из ВТСП-серии ReBa₂Cu₃O_x (Re - редкоземельный элемент). Какие только версии не выдвигались для объяснения этого "факта": разрыв куперовских пар магнитными моментами атомов празеодима, уменьшение концентрации носителей заряда или их локализация и т.д. Эти споры закончились в 1996 году после открытия сверхпроводимости в тонких пленках PrBa₂Cu₃O_x [1] и его последующего подтверждения другими авторами [2]. Сверхпроводимость наблюдалась также и в монокристаллах PrBa₂Cu₃O_x [3]. Причина того, почему один из двух (одинаковых на первый взгляд) образцов PrBa₂Cu₃O_x является полупроводником, а другой - сверхпроводником, пока однозначно не установлена, хотя и выяснено, что их структуры несколько различаются (но весьма незначительно).

В этом году PrBa₂Cu₃O_x преподнес очередной сюрприз. Японские физики из National Research Institute for Metals, Electrotechnical Laboratory и Ibaraki University исследовали влияние высокого давления P на T_c монокристалла PrBa₂Cu₃O_x с различным содержанием кислорода [4,5]. Величина T_c определялась по нулю электросопротивления и при P=0 составляла 56.5 и 81К для x = 6.6 и 6.8 соответственно. Увеличение P привело к резкому росту T_c образца с x = 6.6. На начальном этапе скорость роста T_c составляла dT_c/dP = 7.4К/ГПа. При P = 9.3ГПа (максимальное давление в этом эксперименте) величина T_c возросла до 105К, причем производная dT_c/dP при таких высоких давлениях хоть и уменьшилась, но осталась положительной, то есть максимум T_c еще не был достигнут. Этот результат резко контрастирует с данными для ВТСП YBa₂Cu₃O_x, у которого при x = (6.8 ? 7) величина T_c почти не зависит от P и остается на уровне около 90К вплоть до P = 10ГПа. По мнению авторов [4,5] причина разного отклика PrBa₂Cu₃O_x и YBa₂Cu₃O_x на высокое давление кроется в различном характере распределения носителей заряда между структурными единицами элементарной ячейки и, соответственно с его различным перераспределением под давлением. Интересно, что T_c монокристалла PrBa₂Cu₃O_x с x = 6.8 увеличивается под давлением не так быстро, как при x = 6.6, хотя и превышает 100К при P = 10ГПа.

1. H.A.Blackstead et al., Phys. Rev. B 54, 6122 (1996)

2. T.Usagawa et al., Jpn. J. Appl.Phys. (Part 2) 36, L1583 (1997)

3. Z.Zou et al., Jpn. J. Appl.Phys. (Part 2) 36, L18 (1997)

4. Z.Zou et al., Phys. Rev. Lett. 80, 1074 (1998)

5. J.Ye et al., Phys. Rev. B 58, 619 (1998)

Различие критической температуры кислорододефицитных образцов YBa₂Cu₃O_7-x в плоскости a-b и вдоль оси c
Выполненные в Институте физики твердого тела РАН (Черноголовка) исследования анизотропии электросопротивления монокристаллов YBa₂Cu₃O_7-x с пониженным содержанием кислорода показали, что при протекании измерительного тока вдоль оси c сверхпроводящий переход смещен в область более низких температур по сравнению со случаем, когда он протекает параллельно плоскости a-b [1]. Иными словами, критическая температура T_c^c вдоль оси c оказывается меньше, чем T_c^ab в плоскости a-b. Разница T_c^ab-T_c^с составляет около 10К. "Оптимально допированные" образцы с x = 0 характеризуются единой величиной T_c=T_c^ab=T_c^с; разница возникает лишь при таких значениях x, когда T_c уменьшается до » 60К. Наблюдавшийся эффект может быть, в принципе, обусловлен неоднородностью исследованных образцов. Однако авторы [1] не исключают и другую, более интересную интерпретацию своих данных: предсказанную Фриделем [2] анизотропию сверхпроводящего фазового перехода в слоистых сверхпроводниках.

1. В.Н.Зверев, Д.В.Шовкун, И.Г.Науменко, Письма в ЖЭТФ, 1998, 68, с.309
2. J.Friedel, J.Phys. (Paris), 1988, 49, p.1561

Круглов нашел заменитель золота
Оговоримся, что в данном случае речь идет только о ВТСП токовводах. Металлическая оболочка для ВТСП токовводов является предметом озабоченности и технологов, и конструкторов. На сегодня ее оптимальный состав состоит из серебра с 10%(!) золота. Дорого. А новую более дешевую оболочку ждут 1кА токовводы, разработанные тандемом Кейлин-Шиков (см. ПерсТ, выпуск 7 текущего года). Поиском “заменителя золота” упорно занимались В.С.Круглов (ИСФТТ РНЦ КИ) и И.И.Акимов (ВНИИНМ). И, как видно из представленной ниже таблицы, их поиск завершился успехом. Даже 1% найденного заменителя достаточно, чтобы составить здоровую конкуренцию золотосодержащим сплавам.

Известно, что токовводы – одно из (очень!) немногочисленных рыночных ресурсосберегающих ВТСП изделий. По оценкам, применение ВТСП токоввода увеличивает на 70% ресурс холодильного устройства. В конструкциях токовводов из нормального металла существует два механизма теплопритока в холодильник – джоулево тепло (особенно в длинных и тонких конструкциях) и теплопроводность (особенно в толстых и коротких конструкциях). ВТСП токоввод исключает часть теплопритока, обусловленную джоулевым теплом (во всяком случае, в наиболее критической низкотемпературной части токоввода). Этот факт сильно развязывает руки конструктору, допуская длинные и тонкие конструкции. Однако, все ВТСП составы - очень хрупкие, для придания прочности и гибкости их необходимо заключать в соответствующую оболочку. Известна также привязанность ВТСП составов к хорошо теплопроводящему серебру или сплавам на его основе. В частности, для оболочки токовводов, как правило, используются сплавы Ag+N%Au. Поиски заменителя серебра пока не найдены, но вот для золота, похоже, нашли. Из предложенного В.С.Кругловым и И.И.Акимовым сплава Ag+1%X уже изготовлена стандартная трубка, которая будет служить оболочкой для получения протяженного куска ВТСП ленты. Подождем дальнейших результатов.

Продвижение накопителей в энергосистему штата Каролина
Недавно подписано соглашение между American Superconductor Corp. (ASC) и Carolina Power & Light (CP&L) о поиске решений, основанных на использовании сверхпроводниковых магнитных накопителей электроэнергии (SMES’ов) для промышленных линий электропередач. Неблагоприятные погодные условия, инциденты на транспорте и непредсказуемый выход из строя оборудования может приводить к перерывам в подаче электроэнергии или к скачкам напряжения в сети. Согласно оценкам, такие выходы из строя в электросети обходятся американской промышленности ежегодно в миллиарды долларов за счет повреждения оборудования и прерывания непрерывных производственных циклов. Ситуацию могут в корне изменить сверхпроводниковые накопители. Серию таких накопителей (SMES’ов) на основе электромагнитов из низкотемпературных сверхпроводников на разные диапазоны мощности выпускает ф. ASC. Ее продукция размещается на портативном трейлере длиной около 12м. Используемая мощная электроника “чувствует” мгновенное перераспределение мощности в сети и в течение 2 сек переключает сеть на питание от накопителя. После стабилизации электрической мощности в сети осуществляется обратное переключение. В текущем году ф. ASC успешно внедрила в НТСП накопители ВТСП токовводы, уменьшив ежегодные эксплуатационные расходы для потребителя на 55%.

В рамках подписанного соглашения ф. CP&L, электросистемой которой пользуются более 1млн жителей штата Каролина, берет на себя маркетинговые услуги по продвижению накопителей, а
ф. ASC – поставку устройств, обучение персонала и техническую поддержку эксплуатации накопителей.

Для более полной информации контакт:
Kathy Cadigan
Corporate Communications,
American Superconductor Corporation,
Two Technology Drive,
Westborough, MA 01581;
phone (508) 836-4200 ext. 222.

Споры о биполяронной сверхпроводимости в ВТСП
Электрон-фононное взаимодействие проявляет себя по-разному: от сравнительно слабой перенормировки массы носителей заряда (в металлах) до формирования почти локализованных квазичастиц (в ионных кристаллах и оксидах). Такие квазичастицы называют поляронами малого радиуса. Концепция полярона восходит еще к работам Ландау начала 30-х годов. Полярон образуется вследствие сильного взаимодействия электрона с акустическим или локальным фононом (то есть с искажением кристаллической решетки, локализованным на расстоянии порядка размера одной элементарной ячейки).

Для того чтобы объяснить некоторые необычные свойства халькогенидов, Ф.Андерсон в 1975 году ввел понятие биполярона малого радиуса [1]: квазичастицы, представляющей собой два электрона, локализованных в непосредственной близости друг от друга. Причиной образования биполярона является (как и для полярона) сильное локальное искажение решетки электронами. Значительный вклад в науку о биполяронах внес известный французский физик Б.Чакраверти, который сначала в рамках биполяронной теории объяснил ряд необычных свойств оксида Ti_4-xV_xO₇ [2], а затем показал, что при увеличении константы электрон-фононного взаимодействия основное состояние системы большого числа электронов непрерывным образом эволюционирует от сверхпроводящего состояния типа БКШ к диэлектрическому состоянию, в котором куперовские пары локализованы в форме массивных биполяронов.

Хотя открытие высокотемпературной сверхпроводимости Дж.Беднорцем и К.Мюллером в 1986 году обязано отчасти "поляронной идеологии" (два упомянутых нобелевских лауреата полагали, что медно-оксидные соединения могут иметь высокую критическую температуру T_c вследствие наличия в них поляронов), в те годы вопрос о бозе-эйнштейновской конденсации биполяронов как причины высокотемпературной сверхпроводимости всерьез не рассматривался. Однако еще в 1981 году А.Александров и Д.Раннингер опубликовали статью [4], где выдвинули идею, что биполяроны малого радиуса могут рассматриваться как подвижные бозоны, которые могут переходить в сверхтекучее состояние, то есть образовывать бозе-конденсат. В то время эта работа считалась методической. Но несколько лет спустя один из ее авторов (А.Александров) и известный английский теоретик Н.Мотт на полном серьезе заявили, что высокотемпературная сверхпроводимость есть не что иное как бозе-конденсация биполяронов малого радиуса [5,6]. В пользу такого сценария сверхпроводимости ВТСП свидетельствовала, по их мнению, низкая (~ 10²¹ см^-3) концентрация носителей заряда и малая (~ нескольких нанометров) длина когерентности.

Такое "обобщение" теории биполяронной сверхпроводимости на ВТСП вызвало резкое возражение со стороны Б.Чакраверти (одного из основоположников теории биполяронов [2,3]) и Д.Раннингера (соавтора А.Александрова по работе [4], с которой все начиналось). Их аргументы приведены в недавно опубликованной работе [7] (отметим, что "терпели" они довольно долго - несколько лет). Этих аргументов несколько, но все они имеют одинаковую суть: если мы берем экспериментальное (для ВТСП) значение какой-то физической величины A и подставляем его в одну из формул теории сверхпроводимости биполяронов, то для другой величины (назовем ее B) мы получаем значение, которое примерно на порядок отличается от экспериментального. Если мы теперь возьмем другую формулу этой теории, связывающую B не с A, а, скажем, с величиной C, то мы получим другое значение B (иными словами, в теории отсутствует "внутреннее согласование"), причем оно опять же будет далеко от экспериментального. Наиболее наглядно это проявляется при определении эффективной массы носителей m* по экспериментальным значениям T_c, с одной стороны, и глубине проникновения магнитного поля, с другой. Кроме того, условие формирования биполяронов настолько жесткое (а конкретно - требует такой большой величины m*), что максимально возможная температура сверхпроводящего перехода (бозе-конденсации биполяронов) оказывается крайне низкой - в лучшем случае 10^-2 К, что, конечно, слишком мало для объяснения высокотемпературной сверхпроводимости.

Итак, согласно работе [7], бозе-конденсация биполяронов как причина сверхпроводимости ВТСП исключается. Но авторы [7] пошли дальше. Они поставили вопрос так: согласуется ли теория бозе-конденсации локальных электронных пар (какова бы ни была физическая причина их образования) с экспериментальными данными для ВТСП? Ответ оказался отрицательным: нет, не согласуется. Дело в том, что один "когерентный объем" в ВТСП включает, согласно разным оценкам, от 6 до 10 носителей заряда, тогда как теория бозе-эйнштейновской конденсации локальных пар работает, если расстояние между парами больше длины когерентности. В противном случае само понятие локальных пар теряет смысл, так как взаимодействие ("перекрытие" по терминологии авторов [7]) между электронами разных "пар" сравнимо с взаимодействием электронов в одной отдельной "паре".

Не выдерживают критики, как утверждается в [7], и попытки привлечь локальные пары для объяснения псевдощели, наблюдаемой в ВТСП при T>T_c. При этом сторонники локальных пар полагают, что величина псевдощели, наблюдаемой в некоторых областях зоны Бриллюэна методом фотоэмиссионной спектроскопии с угловым разрешением (ARPES), есть не что иное как энергия распада локальной пары на два электрона (или биполярона на два полярона). Такая интерпретация полностью противоречит эксперименту, ибо ARPES свидетельствует о сильной зависимости псевдощели от квазиимпульса. Но если бы псевдощель появлялась из-за распада локальных пар, то ее величина (равная энергии связи электронов в одной паре) не зависела бы от импульса. Более того, сейчас уже можно считать доказанным наличие в ВТСП четко определенной поверхности Ферми (на которой и образуется псевдощель), а локальные пары, будучи бозонами, не имеют поверхности Ферми.

Следует отметить, что статья [7] написана в исключительно "живом" стиле, более характерном для популярного журнала, нежели для "сухих" Physical Review Letters. Процитируем ее заключительный абзац, стараясь при переводе быть по возможности ближе к оригиналу: "В этом сообщении мы позаботились о том, чтобы раз и навсегда показать, что сценарий биполяронной сверхпроводимости ВТСП не удовлетворяет экспериментальным ограничениям и является теоретически противоречивым. Хотя бозе-эйнштейновская конденсация сильно связанных электронных пар в принципе возможна, в отношении ВТСП экспериментальные ограничения таковы, что этот сценарий не реализуется. Что касается вопроса о том, могут ли биполяроны играть роль в формировании бозонных квазичастиц и их конденсации, мы исключаем такую возможность. Как однажды заметил Aldous Huxley, трагедия прекрасных теорий заключается в том, что они часто разрушаются безобразными фактами. К этому стоит добавить, что трагедия не столь прекрасных теорий состоит в том, что они даже не могут быть разрушены: подобно персонажам мультипликационных фильмов, они продолжают наслаждаться своим прелестным существованием, пока не кончится пленка."

Ответ А.Александрова не заставил себя долго ждать (к сожалению, к нему не смог присоединиться недавно ушедший из жизни Н.Мотт). Буквально в день выхода в свет номера Physical Review Letters со статьей [7] А.Александров поместил "comment" к ней в лос-аламосовском банке электронных препринтов [8]. Он утверждал, что возражения авторов [7] против биполяронной сверхпроводимости ВТСП "есть результат неправильного приближения для энергетического спектра биполяронов и неправильного применения теории биполяронов".

Используя развитую им недавно двухзонную модель, А.Александров получил формулу для T_c, которая свободна от подгоночных параметров и включает в себя, кроме фундаментальных констант, концентрацию носителей n и глубины проникновения магнитного поля l _ab и l _c вдоль взаимно перпендикулярных кристаллографических направлений. При подстановке в эту формулу экспериментальных (для Y-123) значений n, l _ab и l _c получается T_{c »} 100 K, что говорит о самосогласованности биполяронного подхода и свидетельствует, по мнению А.Александрова, о том, что ВТСП находятся в режиме бозе-эйнштейновской конденсации.

А.Александров также подчеркнул, что он с Н.Моттом неоднократно отмечали, что биполяроны малого радиуса в медно-оксидных купратах представляют собой не “onsite”, а ”intersite” образования. Это является следствием неэкранированного электрон-фононного взаимодействия и очень существенно, поскольку именно для “onsite“ биполяронов авторы [7] дают оценку эффективной массы биполярона, завышенную на два порядка по сравнению с экспериментом.

Кроме того, А.Александров отметил, что длина когерентности в заряженном бозе-газе, о которой идет речь в [7], не имеет ничего общего с размером бозона. Она, в частности, может быть такой же большой, как и в БКШ-сверхпроводнике. Следовательно, приводимые в [7] аргументы неверны. Неправильным считает А.Александров и утверждение авторов [7] о “бездисперсионности” фотоэмиссионной спектральной функции биполяронного соединения, поскольку дырка (которая образуется при фотостимулированном разрыве биполярона и испускании электрона) движется в поляронной зоне, обладающей дисперсией (что и “видит” ARPES).

К основным же экспериментальным аргументам в пользу биполяронной сверхпроводимости ВТСП А.Александров причисляет поведение H_c2 и удельной теплоемкости в окрестности сверхпроводящего перехода. Он делает вывод, что нет однозначных экспериментальных свидетельств против биполяронной теории. Свой комментарий А.Александров закончил так: "Ясно, однако, что любая теория, прекрасна она или нет, не может быть разрушена “безобразными” артефактами, подобными тем, что приведены в [7]".

О том, что произошло после этого "обмена любезностями", рассказал P.Rodgers в заметке [9]. Ниже дано ее краткое изложение.

В одном из интервью А.Александров назвал последний (цитированный выше) абзац статьи [7] "нездоровым и немотивированным" и отметил, что такого же мнения придерживаются многие другие физики. На это Д.Раннингер возразил, что упомянутый абзац был добавлен к статье [7] "для того, чтобы успокоить ситуацию", а не с провокационными целями. Реакция "ВТСП-сообщества" на работу [7] оказалась неоднозначной. Например, А.Абрикосов написал Д.Раннингеру письмо, в котором были такие слова: "Я получил удовольствие от чтения вашей статьи про биполяронную сверхпроводимость. Я полностью согласен с ней и оценил два последних предложения". В то же время А.Бишоп назвал тон статьи [7] "бесполезно полемическим". "Я мог бы заметить в том же духе", - сказал А.Бишоп, - "что красота находится в глазах зрителя. В создавшейся же ситуации есть несколько зрителей".

В качестве эпиграфа к своей "обобщающей" заметке [9] P.Rodgers выбрал высказывание Д.Раннингера: "Мир теорий ВТСП - очень деликатный, с большим количеством плохой крови и рукопашного боя". Важно, что физики бранятся только… в поисках истины.

1. P.W.Anderson, Phys. Rev. Lett., 1975, 34, p.953
2. B.K.Chakraverty et al., Phys. Rev. B, 1978, 17, p.3780
3. B.K.Chakraverty, J. Phys. (Paris) Lett., 1979, 40, L-99
4. A.S.Alexandrov and J.Ranninger, Phys. Rev. B, 1981, 23, p.1796
5. N.F.Mott, Physica C, 1993, 205, p.191
6. A.S.Alexandrov and N.F.Mott, "High Temperature Superconductors and Other Superfluids", London, 1994
7. B.K.Chakraverty, J.Ranninger, D.Feinberg, Phys. Rev. Lett., 1998, 81, p.433
8. A.S.Alexandrov, cond-mat/9807185
9. P.Rodgers, Science, 1998, 281, p.1427

Высокое давление превращает кислород в сверхпроводник
Группа исследователей из Японии (Osaka Univ., CREST of Japan Science and Technology Corp., Japan Atomic Energy Research Istitute) сообщила о переходе твердого кислорода в сверхпроводящее состояние при T_c=0,6K под давлением свыше 100ГПа (1Мбар) [1]. Известно, что соседи кислорода по группе VIa таблицы Менделеева тоже становятся сверхпроводниками под давлением, но T_c у них заметно выше: 15К у серы и 4,5K у селена. Заметим также, что основное состояние молекулы O₂ (в отличие от H₂) триплетно, и молекулярный кислород является парамагнетиком, так что при низких температурах не исключено сосуществование сверхпроводимости и магнитного порядка. Переход молекулярных кристаллов кислорода в металлическое состояние, сопровождающийся структурным переходом, ранее уже наблюдался под давлением около 96ГПа [2].

Эксперимент проводился в миниатюрной установке с алмазными наковальнями. Камера высокого давления с образцом кислорода имела диаметр всего 50мкм (порядка толщины человеческого волоса). Тем не менее к образцу были подведены четыре платиновых электрода для проведения четырехконтактных измерений сопротивления, а прозрачная алмазная наковальня позволяла проследить процесс металлизации по изменению коэффициента отражения видимого света. Сопротивление имело металлический характер уже при Т<20K, при T_c=0,6К наблюдалось его резкое падение (впрочем не до нуля). С ростом давления скачок сопротивления становился все более резким. Магнитное поле подавляло переход, и при 0,2Тл скачок исчезал. Измерения магнитного момента дали четкие указания на существование эффекта Мейснера. Все это позволило авторам утверждать, что кислород становился сверхпроводником. Остаточное сопротивление при T<0,6K связывается ими с неоднородным распределением давления в образце.

1. K. Shimitsu et. al., Nature, 1998, 393, pp.767-769
2. Y. Akahama et al., Phys. Rev. Lett., 1995, 74, pp.4690-4693

Сверхпроводимость ультратонких пленок Bi-Sr-Ca-Cu-O
В свете продолжающихся споров о роли двумерности в высокотемпературной сверхпроводимости большой интерес представляет вопрос о минимальной толщине пленки ВТСП, при которой еще имеет место сверхпроводящий переход. Японские физики из National Research Institute for Metals смогли изготовить ультратонкие пленки ВТСП системы Bi-Sr-Ca-Cu-O толщиной d=(1? 10)нм. Они были получены на подложках (001)MgO без буферных слоев и покрытий методом высокочастотного магнетронного распыления. Величина T_c, соответствующая нулевому сопротивлению, составила 106; 88 и 84К при d~7; 4 и 2нм соответственно. Исследование поперечного сечения пленок методом просвечивающей электронной микроскопии высокого разрешения показало, что пленки с d~2нм представляют собой слои фазы Bi2212 толщиной в половину размера элементарной ячейки вдоль оси с. Таким образом, имеется еще один экспериментальный довод в пользу чисто двумерной сверхпроводимости ВТСП.
K.Saito and M.Kaise, Phys. Rev. B, 1998, 57, p.11786

Квантово-классический металл
В основе современных представлений о свойствах металлов лежит теория ферми-жидкости Ландау. Согласно этой теории, существует взаимно однозначное соответствие между основным и низколежащими возбужденными состояниями системы взаимодействующих электронов (то есть ферми-жидкости) и соответствующими состояниями системы невзаимодействующих электронов (то есть ферми-газа). При наличии сколь угодно сильного взаимодействия между образующими ферми-жидкость частицами оказывается, что взаимодействие между квазичастицами (элементарными возбуждениями над основным состоянием) является очень слабым в меру малости энергии этих возбуждений e : Интенсивность рассеяния квазичастиц друг на друге (то есть их обратное время жизни) пропорциональна e ², то есть становится меньше e при достаточно малых e.

Теория ферми-жидкости применима к системам с размерностью два и более. В одномерных системах она не работает, и поиск такого типа систем был предметом интенсивных исследований. Но ведь образцы и материалы, которые исследуются экспериментально, не могут быть "чисто" одномерными! Они "в лучшем случае" сильно анизотропны, и поэтому одномерные модели, строго говоря, неприменимы к описанию их свойств. Ведь необходимо учитывать, по крайней мере, взаимодействие между "одномерными компонентами" таких образцов. А это взаимодействие может приводить к "восстановлению" ферми-жидкостных характеристик. Другими словами, надо еще доказать, что в реальных (а не модельных) и, вообще говоря, объемных образцах возможно нарушение теории ферми-жидкости.

Такое доказательство представлено в работе [D.G.Clarke et al., Science 279 (1998) 2071] сотрудников Joseph Henry Laboratories of Physics, Princeton University. Они исследовали влияние сильного магнитного поля на органический проводник (TMTSF)₂PF₆. Это соединение обладает очень сильной анизотропией электросопротивления (1:100:100000) при комнатной температуре. При нормальном давлении оно является диэлектриком с волной спиновой плотности, а при P>6кбар становится сверхпроводником с T_c» 1К. Увеличение магнитного поля до H>H^*» 7Тл приводит не только к исчезновению сверхпроводимости, но и к полной потери когерентности в движении электронов перпендикулярно проводящим кристаллографическим слоям, тогда как когерентность сохраняется в каждом отдельно взятом слое. Это состояние не является ферми-жидкостным. Авторы назвали его "квантово-классическим металлом", который характеризуется квантовым характером переноса заряда в слоях и классическим - перпендикулярно слоям. Поскольку величина H^* уменьшается с ростом P, то не исключено, что такое состояние может реализоваться и в отсутствие магнитного поля, но при очень высоких давлениях.

Изменение симметрии параметра порядка ВТСП при допировании
Любопытные результаты получены при исследовании ВТСП Bi₂Sr₂CaCu₂O_8+d с различным содержанием кислорода методом фотоэмиссионной спектроскопии (ARPES). Нули параметра сверхпроводящего порядка D , которые присутствуют в “оптимально допированных” образцах с максимальной T_c, отсутствуют в образцах с “избыточным допированием” (overdoped). Это довольно удивительно еще и потому, что электронная зонная структура обоих типов образцов практически одинакова. Полученные данные противоречат гипотезе о “чистой” d_x2_-y2-симметрии D . По-видимому, D является двухкомпонентной (по крайней мере) величиной, причем “удельный вес” каждой компоненты изменяется при допировании.

(По материалам “High-T_c Update”).

1. R.Gatt et al., “Superconducting Gap Symmetry and Doping in Bi₂Sr₂CaCu₂O_8+x“, preprint.
2. I.Vobornik et al., “Electronic Structure of Overdoped Bi₂Sr₂CaCu₂O_8+x“, preprint.

(тексты обоих препринтов могут быть получены по запросу у M.Onellion; e-mail: onellion@comb.physics.wisc.edu).

Сверхпроводниковый накопитель для комфортного бомоубежища от Intermagnetics
Intermagnetics General Corp. поставила и установила сверхпроводящую магнитную накопительную систему мощностью 6МДж (6MJ microSMES) на базе ВВС США в Tyndall (Florida). Cистема IPQ-750^TM включает также рефрижератор (сryocooler), ВТСП токовводы, мощную электронику с коммерческой системой бесперебойного питания (UPS). Накопитель интегрирован в автономный комплекс передвижного бомбоубежища (“Mobile/Relo-catable Shelter”) и рассчитан на бесперебойную работу в течение 24 часов в сутки. Компактное бомбоубежище имеет размеры 16 x 2.8 x 2.8м³.

ВВС США является лидером в продвижении накопителей в военную технику. На сегодня, кроме Intermagnetics, коммерческие накопители изготавливает и устанавливает American Superconductor.

"Разрушение" поверхности Ферми в высокотемпературных сверхпроводниках с низким уровнем допирования
Электроны являются фермионами, поэтому ни одно квантовое состояние не может быть занято сразу двумя электронами (принцип Паули). Это, собственно, и приводит к разнообразию свойств индивидуальных атомов в Периодической Таблице. Что касается больших атомных систем, то именно в силу принципа Паули электроны не "сваливаются" в одно состояние с минимальной энергией, а однородно распределяются по импульсному пространству, занимая состояния с энергиями, не превышающими некоторую минимальную энергию, которая называется энергией Ферми. Таким образом, электроны как бы формируют в импульсном пространстве (в периодических системах - в зоне Бриллюэна) некое подобие "капли". Энергия электронных состояний на поверхности этой "капли" (поверхности Ферми) равна энергии Ферми. Деформация и колебания поверхности Ферми определяют коллективные свойства металлов.

ВТСП, открытые 12 лет назад, представляют собой качественно новый тип металлов: перемещение электронов в ВТСП ограничено проводящими слоями CuO₂; в направлении, перпендикулярном этим слоям, проводимость очень низкая, а зона Бриллюэна является практически двумерной. Многие необычные свойства ВТСП проистекают, по-видимому, из коррелированного движения электронной жидкости в пределах слоев CuO₂. Специфические особенности этого движения формируются при температуре, превышающей температуру сверхпроводящего перехода T_c, и "оставляют свои следы" на поверхности Ферми.

Единственный, известный на сегодня надежный способ экспериментального определения параметров поверхности Ферми в ВТСП - это фотоэмиссионная спектроскопия с угловым разрешением. Когда высокоэнергетичный фотон рассеивается на исследуемом образце, он "выселяет" электрон из занятого им состояния, в результате чего в электронной жидкости образуется "дырка". Анализ интенсивности выбитых электронов дает информацию об изначальном распределении электронов по энергии и импульсу. Этим методом было установлено, что в ВТСП с оптимальным уровнем допирования (то есть с такой концентрацией носителей заряда, при которой T_c конкретной системы максимальна) двумерная поверхность Ферми имеет форму квадрата со скругленными краями [1,2].

По-другому обстоят дела в “underdoped” ВТСП, где уровень допирования (концентрация носителей) ниже оптимальной величины. Если при температуре выше некоторой температуры T^*>T_c также наблюдается "квадратоподобная" поверхность Ферми, то понижение температуры ниже T^* ведет к появлению в плотности электронных состояний на уровне Ферми так называемой "псевдощели", то есть, число электронов на поверхности Ферми резко уменьшается. При дальнейшем охлаждении образца до T_c происходит переход в сверхпроводящее состояние, то еcть на поверхности Ферми возникает не псевдо-, а сверхпроводящая щель. Пока не понятно, связано ли наличие псевдощели со сверхпроводящими корреляциями электронов, которые развиваются еще в нормальном состоянии, или же псевдощель имеет другое происхождение (например, она может быть обусловлена спиновыми корреляциями в соседних слоях CuO₂).

В недавней работе [3] большого коллектива американских, индийских и японских физиков (Argonne National Laboratory, University of Illinois at Chicago; Tata Institute of Fundamental Research; Tohoku University, Nagoya University, National Research Institute for Metals, University of Tsukuba) была детально промерена поверхность Ферми "under-doped" монокристалла ВТСП Bi₂Sr₂CaCu₂O_8+d с T_c=85К. Выяснилось, что формирование псевдощели ведет к "разрыву" поверхности Ферми. А происходит это так. Псевдощель при T^*=180K возникает первоначально в четырех точках поверхности Ферми, которые находятся в центрах сторон "скругленного квадрата". При этом непрерывность поверхности Ферми оказывается нарушенной. По мере понижения температуры псевдощель "расползается" по направлению к скругленным углам (дугам). Поверхность Ферми при этом представляет собой четыре не связанные друг с другом дуги, размеры которых по мере охлаждения уменьшаются (но форма дуг при этом не изменяется!). Полностью дуги исчезают лишь при T=T_c. При температуре ниже T_c на поверхности Ферми имеется сверхпроводящая щель. Но не на всей поверхности Ферми. Дело в том, что сверхпроводящая щель сильно анизотропна и равна нулю в четырех точках поверхности Ферми. Интересно, что это именно те точки, в которых "схлопнулись" четыре дуги при подходе к T_c "сверху"!

Аналогичные результаты были получены и для другого "underdoped" образца с T_c=77К. А вот в "overdoped" монокристаллах с T_c=82 и 87К, у которых концентрация носителей выше оптимальной, псевдощели при T>T_c обнаружено не было. По-видимому, между псевдощелью и сверхпроводящей щелью в ВТСП имеется какая-то связь, которая может оказаться весьма нетривиальной, как нетривиальна и необычная (зависящая от температуры) анизотропия псевдощели. Не исключено, что в нормальном состоянии ВТСП присутствуют виртуальные электронные пары, время жизни которых t связано с неопределенностью их энергии связи D e соотношением t D e ~h [4]. Когда величина D e становится сравнима со сверхпроводящей щелью в определенной точке поверхности Ферми, то в этой точке "открывается" псевдощель.

Как бы то ни было, приведенные в [3] результаты позволяют примирить большое количество имеющихся в литературе противоречивых данных, полученных при исследовании псевдощели различными методами. Действительно, поскольку псевдощель сильно анизотропна в импульсном пространстве, то температурная зависимость конкретной физической величины (электрической проводимости, удельной теплоемкости, туннельного тока и т.д.) определяется конкретной зависимостью соответствующего матричного элемента от импульса, а эти матричные элементы для разных физических величин могут существенно различаться.

В электронном Банке препринтов уже появились первые теоретические работы [5-7], посвященные объяснению данных работы [3] и формулировке соответствующих моделей.

Аналогичные результаты были получены и для другого "underdoped" образца с T_c=77К. А вот в "overdoped" монокристаллах с T_c=82 и 87К, у которых концентрация носителей выше оптимальной, псевдощели при T>T_c обнаружено не было. По-видимому, между псевдощелью и сверхпроводящей щелью в ВТСП имеется какая-то связь, которая может оказаться весьма нетривиальной, как нетривиальна и необычная (зависящая от температуры) анизотропия псевдощели. Не исключено, что в нормальном состоянии ВТСП присутствуют виртуальные электронные пары, время жизни которых t связано с неопределенностью их энергии связи D e соотношением t D e ~h [4]. Когда величина D e становится сравнима со сверхпроводящей щелью в определенной точке поверхности Ферми, то в этой точке "открывается" псевдощель.

Как бы то ни было, приведенные в [3] результаты позволяют примирить большое количество имеющихся в литературе противоречивых данных, полученных при исследовании псевдощели различными методами. Действительно, поскольку псевдощель сильно анизотропна в импульсном пространстве, то температурная зависимость конкретной физической величины (электрической проводимости, удельной теплоемкости, туннельного тока и т.д.) определяется конкретной зависимостью соответствующего матричного элемента от импульса, а эти матричные элементы для разных физических величин могут существенно различаться.

В электронном Банке препринтов уже появились первые теоретические работы [5-7], посвященные объяснению данных работы [3] и формулировке соответствующих моделей.

1. C.G.Olson et al., Science 1989, 245, p.731
2. J.C.Campuzano et al., Phys. Rev. Lett. 1990, 64, p.2308
3. M.R.Norman et al., Nature 1998, 392, p.157
4. P.Coleman, Nature 1998, 392, p.134
5. G.Preosti et al.,
   http://xxx.lanl.gov/abs/cond-mat/9808298
6. J.Kishine and K.Yonemitsu,…/cond-mat/9808303
7. V.J.Emery and S.A.Kivelson,…/cond-mat/9809083

Аномалии спектра одночастичных возбуждений в Bi₂Sr₂CaCu₂O_8+d
Согласно стандартной теории сверхпроводимости БКШ, величина критической температуры T_c определяется величиной сверхпроводящей щели D , которая, в свою очередь, обусловлена характерной энергией фононов (или каких-то других "спаривающих бозонов"). Переход в сверхпроводящее состояние приводит к модификации только тех одночастичных возбуждений, энергия которых меньше или порядка D (то есть » 2k_BT_c, так как 2D /k_BT_c» 3.5 в модели БКШ). В обычных сверхпроводниках D на несколько порядков меньше энергии Ферми, поэтому требование совместного выполнения законов сохранения энергии и импульса при взаимодействии двух электронов приводит к тому, что спариваются электроны, находящиеся в очень узкой области импульсного пространства: полный импульс двух электронов в куперовской паре K» 0, так что фактически спариваются лишь электроны с импульсами k» -k? .

Совершенно другая картина открылась группе американских, австралийских и японских ученых при исследовании одночастичной спектральной плотности оптимально допированных монокристаллов Bi₂Sr₂CaCu₂O_8+d методом фотоэмиссионной спектроскопии с угловым разрешением. Оказалось, что при понижении температуры ниже T_c одночастичный спектр изменяется в очень широком интервале энергий, вплоть до 300мэВ (или 40k_BT_c) при некоторых значениях импульса. Это говорит о том, что в ВТСП, вероятно, в спаривании участвуют практически все электроны, а не только те из них, которые находятся в узкой "корочке" вблизи поверхности Ферми. Как следствие, не исключено, что величина T_c в ВТСП ограничивается не силой спаривающего взаимодействия электронов, а какими-то другими, пока нам неизвестными факторами. Полученные результаты ставят под сомнение применимость каких бы то ни было теорий среднего поля к ВТСП.

Кроме того, оказалось, что имеет место аномально большой (величиной Q» (0.45p ;0)) перенос спектрального веса от одного импульса к другому. По мнению авторов, этот эффект может быть связан с "полосками" (stripes), то есть с микроскопическими неоднородностями распределения заряда в ВТСП.

Примеси в слоях CuO₂ и между ними
Исследование влияния различных типов примесей на свойства ВТСП YBa₂Cu₄O₈ выполнено в работе новозеландских ученых из New Zealand Institute for Industrial Research [1]. Они показали, что частичное замещение Y на Ca и Ba на La практически не влияет на T_c, тогда как замещение Cu на Zn или Ni приводит к быстрой деградации сверхпроводимости. Полученные результаты полностью согласуются с двумерной картиной, согласно которой высокотемпературная сверхпроводимость обусловлена спариванием в слоях CuO₂. Если целостность последних нарушается (как при замещении атомов меди), то T_c падает. Если же атомный беспорядок возникает за пределами этих слоев (как при замещении атомов иттрия и бария), то T_c не меняется. Полученные результаты говорят еще и о слабой роли взаимодействия между слоями CuO₂ для сверхпроводимости ВТСП.

И тем не менее, это межслоевое взаимодействие все же надо учитывать. Эксперименты по замещению Bi ® Bi_0.6Pb_0.4 (атомы свинца располагаются вне слоев CuO₂) в монокристаллах ВТСП Bi₂Sr₂CaCu₂O₈, проведенные в University of Kentucky, США [2], свидетельствуют, что T_c при таком замещении уменьшается весьма прилично - на ~20К (хотя сверхпроводящая щель остается неизменной!). Значит, межплоскостное взаимодействие, которое нарушают атомы свинца при таком замещении, все же оказывает определенное влияние на высокотемпературную сверхпроводимость.

1. G.V.M.Williams and J.L.Tallon,
   Phys. Rev. B 1998, 57, 10984
2. J.Kane, Physica C 1998, 294, 176

ВТСП провода прошли первый километр
В отделении Cables and Component фирмы Alcatel изготовлены ВТСП проводники прямоугольного сечения (конструкция запатентована фирмой) на основе Bi-2212 и Bi-2223 длиной 1000м и 400м соответственно. Проводники изготовлены на заводе фирмы (Jeumont, Франция) по технологии "порошок-в трубе". Alcatel, работающая совместно с немецкой фирмой Hoechst AG, использовала прекурсоры собственного производства. Фирма заявляет, что ее производственные мощности достаточны для производства до 150км проводников в год. Критическая плотность тока достигает 20кА/см² (77К, Bi-2223) и 60кА/см² (4.2К, Bi-2212). Alcatel готовится изготовить из произведенных проводников ВТСП соленоид и плоский магнит с полем в несколько тесла.

В процессе "порошок-в-трубе" наиболее дорогой компонент - серебряная трубка. По оценкам специалистов Texas Center for Superconductivity, стоимость Bi-проводника в серебряной трубке составляет 19.2долл./кА-метр, в то время как стоимость аналога в никелевой трубке - только 0.12долл./кА-метр. По этой причине техасский центр сосредоточился на технологии Bi-2212 покрытий на Ni подложке. Усилия - не бесплодны: на сегодня достигнута плотность критического тока 5? 10⁵А/см² (4.2К, собственное поле) и 3? 10⁵А/см² (4.2К, 8Т). Эти результаты близки к лучшим полученным методом "порошок-в-трубе" с серебряной трубкой. Для своих покрытий техасцы используют двухступенчатый процесс "распыление/прессование" (two step spray/press), значительно более производительный и дешевый в сравнении с процессом "порошок-в-трубе". Процесс состоит в распылении слоя BSCCO/спирт на Ni подложку, сушке, первому прессованию и прокатке, текстурированию в атмосфере O₂/Ar. Для усиления адгезии никелевая подложка предварительно покрывалась слоем Ag-Pd толщиной 200нм. Контроль методом рентгеновской дифракции выявляет чистую Bi-2212 фазу (Тс в диапазоне 66-77К) с хорошо ориентированными зернами вдоль c-оси. Некоторая модификация процесса позволяет также осаждать Bi-2223 фазу. Тестируются также и другие дешевые магнитные и немагнитные подложки.

О разработке длинных ВТСП лент сообщает MM Cables, отделение фирмы Metal Manufactures Limited (Австралия). MM Cables может производить ленты системы Bi-2223 непрерывной длиной до 1000м. Она является одной из 5-ти фирм в мире, способных это делать. Фирма поставляет ВТСП кабель и небольшие изделия из него в страны азиатско-тихоокеанского региона. Успех явился результатом интенсивных исследований объединенной группы сотрудников MM Cables, the University of Wollongong, and the CSIRO Division of Telecommunications and Industrial Physics. Ленты, состоящие из 37 Bi-2223 жил в Ag оболочке, изготовлены методом порошок-в-трубе. Критический ток, измеренный при 77К в собственном магнитном поле по критерию 1мкВ/см, составил 8000A/см². MM Cables разрабатывает также целую серию ВТСП проводов и лент, оптимизированных для различных применений. Стандартная продукция включает ленты, содержащие до 61 жилы в чисто серебряной оболочке или в оболочке на основе сплава серебра, с критическим током до 20000А/см² (77К). По требованию заказчика все проводники могут быть покрыты непрерывным изолирующим слоем. MM Cables на основе ВТСП лент изготавливает различные небольшие устройства, в том числе ВТСП магниты с диаметром отверстия 50мм, генерирующие поле 0.5Тл (4.2К) во внешнем поле до 5Тл. Фирма поставляет также ВТСП провода различных конфигураций, включающих твистированные провода с уменьшенными потерями на переменном токе, круглые и ленточные конструкции, круглые провода, характеристики которых не зависят от ориентации внешнего магнитного поля, токовводы. Технология и конструкция ВТСП изделий фирмы защищена патентами.

Nordic Superconductor Technologies (NST, Дания) изготавливает методом “порошок-в-трубе” ВТСП (BSCCO-2223) ленту длиной 1230м и критической плотностью тока 23.3кА/см². Фирма производит ВТСП ленты большой длины в серебряной оболочке и в оболочках из сплава серебра, упрочненного окислением, и из Ag-Au сплава. NST была учреждена в 1997 году именно с целью разработки, производства и продажи ВТСП лент.

Уникальный ВТСП кабель c очень низкими потерями на переменном токе разработали совместно две японские фирмы - Chubu Electric Power Co. и Fujikura. Кабель состоит из транспонированного сегментного проводника BSCCO в серебряной оболочке, спирально намотанного вокруг трубки-канала для хладоагента. Проводник покрыт хорошо проводящим изоляционным слоем на основе гибридных полимеров. Каждый проводник состоит из 5 ВТСП лент с изолированными поверхностями. Технология легко трансформируется для производства кабеля на основе YBCO.

ВТСП токовводы уже пошли в дело

Специалисты Tohoku Univ. и CREST (Япония) установили ВТСП токовводы на сверхпроводящий (Nb₃Sn) магнит с 52мм теплым отверстием и полем 15.1Tл. Длина Bi₂Sr₂Ca₂Cu₃O_10+d токовводов – 180мм, внешний диаметр 23мм, внутренний диаметр – 20мм . Токоввод пропускает критический ток до 1000А при 77К в отсутствии магнитного поля.

Годовщина первого ВТСП магнита
В 1997г. на ускорителе ван-де-Граафа (The Institute for Geological and Nuclear Sciences, Wellington, Новая Зеландия) установлен ВТСП магнит для переключения ионного луча. В создании и установке магнита принимали участие американская фирма American Superconductor Corp., Alphatech International (Auckland, Новая Зеландия), ISYS (Palo Alto, США) и The Institute for Industrial Research (Wellington, Новая Зеландия). Установка сверхпроводящего магнита позволяла увеличить прохождение ионного луча без увеличения мощности питания или установки тяжелого ферромагнитного сердечника в обычном магните. Магнит состоит из двух рэйстрековых катушек из проводов Bi-2223, генерирующих однородное поле 0.72Тл и помещенных между двумя ферромагнитными полюсами (410? 700мм²). Две 100А ВТСП катушки имеют рабочую температуру 50К и охлаждаются однокаскадным рефрижератором Джифорда-МакМагона. В течение первого года работы магнит находился безаварийно в рабочем состоянии в течение 9600 часов и выдержал 15 термоциклов без выхода из строя. Сотрудники, работающие на ускорителе, утверждают, что установка ВТСП магнита привела к значительному улучшению характеристик ионного луча за счет увеличения апертуры магнита и однородности поля. Сотрудник одного из разработчиков магнита - The Institute for Industrial Research, сообщает, что за прошедший год со дня установки магнита критические параметры ВТСП проводников были улучшены в 2 раза для длинных проводников и в 3 раза - для коротких кусков.

STI получила заказ на изготовление 16 систем ВТСП фильтров для сотовых станций
Superconductor Technologies, Inc (STI) получила заказ от провайдерской службы сотовой связи на изготовление 16-ти систем фильтров – SuperFilter^TM. Это – самый большой заказ в мире на производство сверхпроводящих устройств для систем связи за всю историю. В течение II квартала 1998г. фирма уже провела с блестящими результатами испытания 14 систем фильтров в 12-ти провайдерских службах. Испытания показали, что применение системы SuperFilter увеличивает на 100% пропускную способность телефонного канала. Ожидая роста заказов, STI запускает новые производственные мощности для выпуска SuperFilter – помещение площадью 1800м². Сейчас фирма может выпускать одну систему в день, а к концу года увеличит производительность до 3 систем в день. Производственный цикл включает осаждение ВТСП пленок, изготовление микросхем, сборку и упаковку схем, изготовление дьюаров, сборку рефрижераторов (cryocooler), сборку и испытание всей системы.

Другой производитель ВТСП систем для базовых станций сотовой связи - Conductus, Inc , получил заказы на свою продукцию ClearSite^TM для провайдера Booz-Allen & Hamilton. ClearSite^TM комбинирует лучшие качества ВТСП фильтров и криогенных малошумящих выпрямителей. Система была успешно испытана в полевых условиях.

Потенциал парного взаимодействия вихрей в сверхпроводнике второго рода. Прямое измерение
Магнитные вихри в сверхпроводниках второго рода привлекают к себе внимание со времени предсказания их существования Абрикосовым. Именно свойства коллектива магнитных вихрей определяют такие важные характеристики сверхпроводников как критический ток и верхнее критическое поле. Эти свойства, в свою очередь, обусловлены двумя факторами: 1) взаимодействием вихрей друг с другом и 2) взаимодействием вихрей с центрами пиннинга, образующимися вследствие нарушения идеальной периодичности кристаллической решетки сверхпроводника. Микроскопические механизмы, ответственные за упомянутые два взаимодействия, активно исследовались теоретиками. Что же касается эксперимента, то до недавнего времени физики могли судить об этих взаимодействиях лишь косвенно, анализируя поведение магнитного потока в сверхпроводниках.

Разработка методики наблюдения магнитных вихрей "в реальном времени" с помощью лоренцевской микроскопии [1,2] в принципе делает возможными прямые измерения как потенциала пиннинга, так и потенциала взаимодействия вихрей между собой. Лоренцевская микроскопия основана на отклонении электронного луча просвечивающего электронного микроскопа магнитным полем, что позволяет наблюдать в сверхпроводнике отдельные вихри и отслеживать их движение.

Впервые эта методика применена к исследованию магнитных вихрей в работе [3] коллектива американских (University of Chicago, Argonne National Laboratory) и японских (Hitachi Ltd.) физиков. Была изучена тонкая пленка ниобия толщиной 100нм и средним размером зерен около 300мкм. Образец помещали на подставку электронного микроскопа и охлаждали в отсутствие поля до T =4.5K<T_c» 9K. После этого включали поле, перпендикулярная пленке компонента которого равнялась 56.6Гс. При этом средняя концентрация вихрей составляла r ₀=(2.6 ± 0.1)мкм^-2. Движение вихрей фиксировали на видеоленте с частотой 30кадров/с, после чего отснятый "фильм" оцифровывали и обрабатывали на компьютере. Характерная скорость движения вихрей составляла около 0.1мкм/с, а средний по времени градиент концентрации вихрей в направлении их движения - (2± 1)? 10^-3r ₀мкм^-1. Параметр ориентационного порядка (равный единице в идеальной треугольной решетке) был определен путем усреднения по времени и по области наблюдения; он составил 0.41± 0.03. Нарушение идеальности вихревой решетки связано, очевидно, с наличием в пленке хаотически распределенных центров пиннинга, притягивающих вихри к себе. Однако ни один из вихрей не оставался "запиннингованным" в течение всего времени наблюдения (33с). Это обусловлено достаточно большой величиной силы Лоренца, "распределяющей" вихри между центрами пиннинга.

Найдя (путем компьютерной обработки полученных результатов) среднюю по времени концентрацию вихрей r (r) как функцию координаты r, авторы [3] смогли построить "карту потенциала пиннинга". При этом был использован тот простой факт, что вероятность обнаружить вихрь в окрестности точки r пропорциональна exp(-V(r)/U₀), где V(r) - потенциал пиннинга в этой точке, а U₀ - характерная энергия (при низких температурах последняя определяется не тепловой энергией k_BT, а функцией V(r)).

Сложнее было найти парный потенциал межвихревого взаимодействия U(r). Однако и эта задача была решена, что стало возможным путем расчета (на основании экспериментальных данных) парной корреляционной функции, пропорциональной интегралу по dx от произведения r (x-r,t)? r (x,t), и последующего усреднения этой функции по времени наблюдения. В результате была найдена зависимость U(r) при 0.3мкм<r<1.8мкм. Она достаточно хорошо совпала с известным лондоновским потенциалом U(r)~K₀(r/l ), где K₀ - функция Макдональда, l - глубина проникновения магнитного поля в сверхпроводник. Наилучшее соответствие достигается при выборе l =(39.1± 0.7)нм, что неплохо согласуется с табличным значением l =(45± 1)нм при T=4.5K. К числу не совсем понятных особенностей экспериментальной функции U(r) следует отнести небольшой минимум U при r=0.7мкм. Авторы [3] полагают, что он обусловлен систематическими ошибками, которые могут быть существенно уменьшены путем увеличения времени наблюдения за движущимися вихрями.

Основной целью статьи [3], как отмечают ее авторы, была верификация новой методики на хорошо изученном материале (ниобии). Дееспособность этой методики подтверждена, что делает ее перспективной для исследования свойств других, пока еще недостаточно хорошо изученных сверхпроводников, в том числе слоистых ВТСП. Например, представляется исключительно интересным проверить теоретическое предположение [4,5] о ван-дер-ваальсовском характере взаимодействия вихрей в NbSe₂ и Bi₂Sr₂CaCu₂O₈.

1. K. Harada et al., Science 274 (1996) 1167
2. T. Matsuda et al., Science 271 (1996) 1393
3. C.-H. Sow et al., Phys. Rev. Lett. 80 (1998) 2693
4. G. Blatter and V. Geshkenbein, Phys. Rev. Lett. 77 (1996) 4958
5. S. Mukherji and T. Nattermann, Phys. Rev. Lett. 79 (1997) 139

Ферми-поверхность Sr₂RuO₄: эффект де Гааз-ван Альфена против фотоэмиссии с угловым разрешением
Открытое недавно соединение Sr₂RuO₄ замечательно тем, что является пока единственным примером слоистого перовскита, не содержащего меди, в котором обнаружена сверхпроводимость. Это соединение относится к классу т.н. “самодопированных” проводников благодаря низкому значению параметра U/W (U - энергия кулоновского отталкивания на узле, W - ширина зоны), т.е. роль электронных корреляций здесь не столь важна, как, например, в купратах. Относительно небольшое значение температуры СП перехода (~1К) предопределило успешное применение гальваномагнитных (ГМ) методов для исследования поверхности Ферми в нормальном состоянии. Как известно, в купратах использовать эффект де Гааз-ван Альфена напрямую не удается из-за высоких значений Тс и Нс2, а эксперименты в смешанном состоянии существенно усложняют интерпретацию экспериментальных данных. Использование гальваномагнитных методов привлекательно по той причине, что в этом случае удается восстановить поверхность Ферми во всей зоне Бриллюэна и провести сравнение с соответствующими данными по фотоэмиссии. В отличие от принципиально поверхностного метода фотоэлектронной спектроскопии (ФЭС, глубина выхода фотоэлектронов не превышает 10-20A, т.е. меньше размера элементарной ячейки вдоль оси с), ГМ методы - существенно объемные. В связи с огромным количеством информации о деталях ферми-поверхности купратов, полученной с помощью ФЭС с угловым разрешением (ФЭСУР), и отсутствием альтернативных методов исследования ферми-поверхности ВТСП, такое сравнение представляет несомненный интерес, поскольку дает представление о надежности информации об объемной электронной структуре вещества, полученной с помощью поверхностного метода исследования.

Сразу после открытия Sr₂RuO₄ [1] были проделаны расчеты зонной структуры [2-4] и восстановлена ферми-поверхность с помощью ФЭСУР [5,6]. При этом оказалось, что имеются серьезные расхождения между теорией и экспериментом, что казалось довольно странным, учитывая слабость корреляционных эффектов и, как следствие, гораздо большее доверие к зонным расчетам. Это противоречие так и “висело в воздухе” до обнаружения ГМ осцилляций в Sr₂RuO₄ [7,8] – надежного и проверенного способа исследования ферми-поверхности. Результаты ГМ экспериментов позволили идентифицировать все листы ферми-поверхности – два электронных кармана вокруг центра зоны (Г) и один дырочный карман вокруг границы зоны (Х). В то же время, согласно ФЭСУР, ферми-поверхность Sr₂RuO₄ состоит из одного электронного листа и двух дырочных. Результаты ГМ исследований снимают большое количество противоречий, порожденных ФЭС исследованиями. Ферми-поверхность, восстановленная из ГМ осцилляций, дает точное число электронов (4) на атом Ru; позволяет с точностью до деталей описать экспериментальную температурную зависимость эффекта Холла; очень хорошо совпадает с результатами зонных расчетов. Совершенно очевидно, что имеются серьезные проблемы с восстановлением электронной зонной структуры из ФЭС, по крайней мере для рутенатов. Эти проблемы могут быть связаны как с экстремальной поверхностной чувствительностью метода, так и с многочисленными предположениями, заложенными в анализ экспериментальных данных. ФЭСУР эксперименты дают весьма похожие результаты, касающиеся, например, “extended van Hove singularity” для купратов и рутенатов, поэтому описанные выше проблемы ФЭС могут быть серьезным “звонком” для тех, кто делает далеко идущие выводы, полагаясь исключительно на данные фотоэмиссии.

1. Y.Maeno et al. Nature 372 (1994) 532
2. A.P.Mackenzie et al. Phys. Rev. Lett. 76 (1996) 3786
3. T.Oguchi Phys. Rev. B 51 (1995) 1385
4. D.J.Singh Phys. Rev. B 52 (1995) 1358
5. T.Yokoya et al. Phys. Rev. Lett. 76 (1996) 3009
6. D.H.Lou et al. Phys. Rev.Lett. 76 (1996) 4845
7. A.P.Mackenzie et al. Phys.Rev.Lett. 78 (1997) 2271
8. A.P.Mackenzie et al J.of Phys.Soc.Jap. 67 (1998) 385

О возможности высокотемпературной поверхностной сверхпроводимости в бериллии
Известно, что на поверхности (0001) бериллия плотность электронных состояний на уровне Ферми N(E_F) примерно в четыре раза больше, чем в объеме [1,2]. Величина N(E_F) является важной характеристикой, определяющей многие электронные свойства. В частности, электрон-фононное взаимодействие тем сильнее, чем больше N(E_F): согласно простейшей модели, безразмерная константа электрон-фононного взаимодействия l прямо пропорциональна N(E_F).

Исследования поверхности Be(0001), выполненные в Brandeis University и Brookhaven National Laboratory [3] методом фотоэмиссии с угловым разрешением, показали, что поверхностная величина l составляет 1.15 ± 0.1 - примерно в пять раз больше, чем значение l = 0.24 в объеме [4]. Поскольку критическая температура массивных образцов бериллия составляет T_c = 0.026К [5], то из классической формулы БКШ T_c ~ exp(-1/l ) следует, что на поверхности Be(0001) может реализоваться высокотемпературная сверхпроводимость с T_c » 70К. Конечно, на величину T_c (особенно в квазидвумерных системах) влияет и множество других факторов, поэтому действительность может не оправдать ожидания. Но ведь может и превзойти!

1. E.V.Chulkov et al., Surf. Sci. 188 (1987) 287.
2. P.J.Feibelman and R.Stumpf, Phys. Rev. B 50 (1994) 17480.
3. T.Balasubramanian et al., Phys. Rev. B 57 (1998) 6866.
4. G.Grimvall, The Electron-Phonon Interaction in Metals, 1981.
5. R.L.Falge, Jr., Phys. Lett. A 24 (1967) 579.

Наблюдение псевдощели внутри коров магнитных вихрей в Bi₂Sr₂CaCu₂O_8+d
Говоря о природе сверхпроводимости ВТСП, с уверенностью можно утверждать лишь то, что сверхпроводящее состояние ВТСП “построено” из состояний спаренных электронов, а также что это состояние является сильно анизотропным (по-видимому, симметрия сверхпроводящего состояния, по крайней мере, в некоторых ВТСП, является d-волновой, хотя здесь остаются некоторые сомнения). Механизм высокотемпературной сверхпроводимости все еще не выяснен.

Основным признаком “классических” БКШ-сверхпроводников является характер их возбужденного состояния: оно представляет собой квазичастицы, образующиеся при разрыве куперовских пар. Поэтому при нагревании выше критической температуры T_c пары исчезают одновременно с когерентным сверхпроводящим состоянием. Это происходит в силу того, что размер одной пары (длина когерентности x ) много больше среднего расстояния между парами. А длина когерентности, в свою очередь, велика по причине малости энергии связи электронов в каждой паре D , поскольку x ~ 1/D . В ВТСП величина D значительно (примерно на порядок) больше, чем в низкотемпературных сверхпроводниках, поэтому длина когерентности сравнима с расстоянием между электронными парами, или даже меньше его. Поэтому возникает вопрос: а не могут ли пары существовать не только ниже, но и выше T_c, либо в виде флуктуаций, либо как некоррелированные двухчастичные формирования? Экспериментальное наблюдение в ВТСП при T > T_c так называемой “псевдощели” конкретизирует этот вопрос: связано ли наличие псевдощели с “предсуществующими” парами, или же псевдощель имеет другую физическую природу?

Совершенно новый подход к исследованию псевдощели предложен в работе швейцарских (Univ. de Geneve) и японских (Univ. Tsukuba) физиков. Они изучали характеристики магнитных вихрей в монокристаллах Bi₂Sr₂CaCu₂O_8+d методом сканирующей туннельной спектроскопии (СТС) при T=4.2К. Как известно, СТС “видит” локальную плотность квазичастичных состояний, в силу чего, собственно, и становится возможным наблюдение изолированных магнитных вихрей (плотность состояний различна вне вихря, то есть в сверхпроводящей области, и в его сердцевине - коре, то есть в локально несверхпроводящей области).

Что же показал эксперимент? В сердцевинах вихрей не было обнаружено квазичастичных состояний, зато зарегистрирована “щелевая структура”, причем последняя изменялась пропорционально истинной сверхпроводящей щели (были изучены монокристаллы с различным содержанием кислорода, то есть с различными T_c). Более того, исследование температурной зависимости псевдощели при T > T_c и “низкотемпературной щели” в корах магнитных вихрей показало, что последняя - это и есть та самая псевдощель, локально сохранившаяся вплоть до гелиевых температур в областях нормальной фазы. Наиболее правдоподобное объяснение полученным результатам, по мнению авторов, - это наличие в нормальном состоянии ВТСП (как во всем образце при T > T_c, так и лишь внутри магнитных вихрей при T < T_c) некоррелированных электронных пар вместо привычных квазичастиц.

Ch. Renner et al., Phys. Rev. Lett. 1998,80, 3606