异型结构铁磁超导体的临界效应

异型结构铁磁超导体的临界效应REVIEWOFMORDERNPHYSICS,VOLUME77,JULY20051.序言由于单重态超导和顺序铁磁性的不共存性，它们二者不能够同时大范围存在于物质中。直到1956年时，Ginzburg提出的轨道机理解释了磁化和超导共存的问题。在轨道理论中，超导性是被抑制的。而当Bardeen,Cooper，和Schrieffer于1957年共同提出了BCS理论后，单重态的超导也同样可以被交换场理论破坏。当处于磁化状态时，交换场中的Cooper对趋于取相同的自旋方向，从而抑制了电子的成对效应。这就是所谓的顺磁化效应。1959年时，Anderson和Suhl又证实了铁磁有序化是不可能在超导相中出现的。这其中的主要原因是当处于超导状态下时，电子顺磁感应的0波矢量组分是被抑制的。在这种状态下，使得铁磁有序化的能量就会降低，然而此时却出现的是非单一磁化，而不是有序铁磁体。Anderson和Sulh把这种状态称为“隐性铁磁”1977年,稀土化合物Rh4B4及Mo6X8（X可为S,Se等）的发现44 6 8为超导和磁性在同一个化学计量化合物中的存在提供了实验证实。实验发现，许多这些超导体系是与抗铁磁性的，而且它们的Neel温度Tn小于其居里温度T。而在更近期的一些金属嵌入式Nc化合物超导性的发现（如Ni2B2C）也提供了其他的抗铁磁性和超导性的共存。因此事实上，超导性和抗铁磁性是可以共存的。正如Anderson和Suhl所预言的，在居里温度时，非单一的磁化态化合物中出现了。这些化合物的存在已经被中子衍射实验所表征证明了。这种磁性结构的周期要比超导体连续存在的时间短，但在空间尺度上又比分子中原子间的间距大。所以在一定程度上，这种结构是超导和铁磁的一个折中：从超导性的一个方面看来，这种结构是抗铁磁的；而从磁化性质的一个方面看来，它又是铁磁的。归结到理论的分析，并考虑轨道和交换机理以及磁化各向异性，可以知道在一段很短的时间内，这种共存相是晶体中的一个主导存在的结构。这种超导与磁化的共存形态在ErRhB和HoMoS中存在的还比较有限，但在HoMoSe中这446868种主导存在形式可以一直维持到T=0K。尽管单重态超导和铁磁不太可能在化合物中大量的存在，然而这在人工改性的层状铁磁/超导(F/S)体系中却是较容易达到的。由于“临近效应”(将在后面讨论到)，Cooper对可以钻穿F层并且在钻穿处诱发超导。在这种情况下，我们就可以有很好的机会研究超导电子在巨大交换场中的性质。并且，通过改变钻穿层的厚度我们还可以控制两个竞争力量的相对的调制强度，从而对超导和磁性的相互作用影响进行深入研究。注意到在纳米尺度上的S/F结构中超导和铁磁的这些有趣的现象，然而相关的发现知道近期才出现是由于在高品质的F/S杂交体系预备中的实验上的巨大进展。而实验的进步和其潜在的利用价值又反过来刺激催生了异型结构中超导和铁磁相互作用研究的兴趣。现在看来适时回顾这一领域的研究进展和放眼未来工作的发展是非常必要的。2.顺磁极限和非单一相的定性解释A.顺磁极限对于单纯的顺磁效应而言，一种超导体的顺磁磁化场极限H可以通过比较其基态电子自旋极化能量的改变△E和超导凝pn聚能量AE来得到。S当处于基态时，电子气因在磁场中极化而发生能量的改变：△E=-XH2/2n另一方面，在没有极化作用的超导体中，BCS成对能的降低为厶E=-N(1.76Tc)2/2。从需要满足的条件△E=AE就可以sns，找到在温度T=0K时的该超导体的顺磁极限场H【=1.244Tc/uB(MB代表玻尔磁子)这就是从常态到超导态的一级相变临界场。1969年的完整的分析表明在T=0k时，这个临界场比二级相变的临界场要高。然而，1964年时Fulde，Ferrell，Larkin和Ovchinnikov预言了在纯顺磁效应的理论框架下，非均一超导态在正弦超导调制参量条件下的存在。在这种FFLO状态时，Copper对与在普通的超导体中相比，是具有一定的动量的。而近来一段时间，Casalbuoni和Nardulli对非单一超导在低温高质密凝聚态物质和量子色动力学理论的评论也证明了这一点。三维超导体在纯顺磁效应模型下的T-H相图如图中所示。在温度T*=0.56Tc时，介质从常态到非均一超导的FFLO态的二级相变发生。图中粗线表示从常态到均一超导态的一级相变，虚线表示的则为从二级物象到非均一超导态的转变。至今为止，还没有确切的实验表明这种状态的存在。但近期的在类似的二维平面有机化合物导体(BETS)2FeCl4中磁诱发超导现象的发现却为FFLO态的形成提供了极佳的选择。B.FFLO相的出现在FFLO超导态中的相变参数调制的物理起源是什么？这种相变调制的参数其来源是磁场对电子自旋作用的Zeeman分裂相关的。为了说明这个问题，我们来考虑一维情况下的比较简单的一个例子。在不加外场的情况下，Cooper对是由两个具有+kf和-kf的相反动量以及相反自旋的电子组成的。而这最终的结果是整个Cooper对的动量为0。而在施加外磁场的条件下，由于Zeeman分裂，具有a自旋的电子的Fermi动量会有一个6kf的增量（6k斗BH/uF，其中uF为Fermi速度）。类似的，fBF F3自旋的电子的Fermi动量-k也会有一个6k的增量。而最1 f f终导致的结果就是总的动量为26kMO。所以，超导相的空f间调制参量就存在了26kf的波矢量。这就解释了在对电子f有作用的外场条件下对非均一超导态形成的作用影响，同时说明了对于一维超导体的顺磁极限场强（从T-0）的消失。3.铁磁体中的临近效应具有长程有序性的不同物质在其交界处的性质会发生改变。同样的，在超导体和普通金属的表面，Cooper对在一定距离内也同样可以对普通金属进行钻穿。如果电子的运动是扩散性的，那么这个钻穿的距离是与热力学扩散尺度成比例的：L〜（D/T）。.©其中D为扩散系数。而在纯的普通金属T中，相应的特征距离为£〜u/T。因此，类似于超导的性TF质可以在普通金属中被诱导，而这种现象就成为临界效应。同时的，Cooper对的泄露减弱了与普通金属在界面处的超导性。这种现象成为反临界效应，并导致在与普通金属接触处的超导薄层的超导转变温度降低。如果此超导薄层的厚度比临界薄层的厚度还小时，那么临界效应就完全抑制了超导转变。所有的这些关于临界效应的现象和早期的实验和理论工作均由Deutscher和deGennes于1969年重新发表。4.S/F双层材料中的震荡超导转变温度铁磁体中的超导控制因子的振荡衰减行为使得振荡周期gf和F层的厚度之间的可同单位度量性。这就导致了非单一的超导转变温度依赖，即Tc不仅仅是依赖于S/F多层结构中F层的厚度。事实上，当F层的厚度小于振荡时长gf时，F层的Cooper对波函数几乎不发生改变，而且S层附近的超导控制因子也是相同的。在S层中超导控制因子在普通相和超导相之间的差异不存在时，我们称之为“0”相；另一方面，当F相的厚度与gf相接近时，那么Cooper对波函数可以跨越0而在F层中间变号为负，或称为在S层附近超导控制因子的“n”相转变。F层厚度的增大会引发随后的从0相到n相的转变，并与同单位度量效应相重叠而导致临界温度对F层厚度的非单一性依赖。对于S/F双层结构而言,从0相到n相的转变不可能发生，所以在gf和F层厚度间的同量纲度量效应便导致了Tc对F层厚度的非单一性的依赖。所预言的临界温度的振荡型依赖随后在对Nb/Gd多层化合物以及Nb/Ni双层化合物的实验研究中被发现。图中所示为Nb/Gd多层化合物的临界温度Tc振荡变化与Gd层厚度dGd和两种不同厚度Nb层之间的实验数据。(图中虚线Gd为Radovic理论拟合)从图中可以明显的看出临界温度Tc对Gd层厚度的依赖是非单一性的：因为图中Tc的上升表明的是从0相到n相的转变。铁磁超导体中的n连结处于平衡态时两个超导体的Josephson连结通常存在一个0相差异因子屮。这种Josephson连结的能量可以表示为E-①M(1-costp)2ttc其中Ic为Josephson临界电流。对于标准状态，常数Ic>0，而能量的最小值在当少=0时取到。然而，就如之前所提到的，S/F多层结构中从0相到n相的转变是可以发生的。这就是说对于Josephson连结而言，平衡相差异因子将为n,并且很自然的将其称为n连结。对于n连结而言，上述能量方程中的常数Ic为负值，并且从0相到n相的转变会使电流的符号发生改变，虽然从实验中测得的为与Ic大小相同的正值。这种S/F/S连结揭示了作为F层厚度函数的临界电流Ic的非单一性的行为，临界电流的消失表明了从0相到n相的转变。与之从0相到n相转变相对应的F层的特征厚度：E=(D/h)0.5

ff而这在通常的铁磁体中是很小的，因为相对较大的交换场作用(h±1000K)。实验证实，由于受限于F层的厚度，在S/F/S中的n耦合并不容易发生。最终，第一个n连结的获得是由Ryazanov，Obozhov，Rusanov等在2001年对Josephson连结的研究中采用了弱铁磁性的插层合金CuNi完成的。x1-x

200002 4 6 8T(K)2 4 8a200002 4 6 8T(K)2 4 8aT(K)2dF-26nrn2dH=27nm如图中所示为CuNi连结中的临界电流Ic作为不同0.480.52F层厚度2d下温度的函数的图形。当F层的厚度为27nm，f温度调控的从0相到n相的转变发生。复杂S/F结构超导金属铁磁结构中强大的临界效应会致使产生在F/S/F“自旋取向门控三明治”结构中的自旋取向依赖的超导性。这种行为在1999年被Buzdin等所预言，并与近期被Gu在实验中观测到。

图中为F/S/F夹层三明治的几何构型。S层的厚度为■2ds两个F层的厚度为df。界面上交换场作用的存在会不利于这种取向的发生。发现这个问题，■2ds两个F层的厚度为df。界面上交换场作用的存在会不利于这种取向的发生。铁磁层平行的磁场；实线表示的是施加了与铁磁层反平行的磁场然后又施加一个与之相平行的微弱磁场用以恢复FeNi层的磁性。原子厚度的F/S多层结构当电子从S层转移到F层的间隙足够小时，超导性和铁磁性就可以在临近层处共存。现如今几种种类的层状化合物已经被证实它们的超导层和铁磁层具有可交换性，如SmCeCuO（超导转变温度Tc=23.5K）。1.850.1542003年时Buzdin和Daumens认为在具有3个原子层厚度的F/S/F结构中存在着自旋门控效应。与F/S/F自旋门控三明治相类似的，自旋相反的铁磁偶极的临界温度会更高。然而，当处于低温的时候，情况又会发生逆转。也就是说，超导间隔与铁磁偶极取向平行时相比会更大。这种与我们直觉的推断相反的临近效应的结果可以从铁磁半金属的例子来理解。事实上，在T=OK的时候，S层中Cooper对的消失意味着两个自旋相反的电子的转移。若临近的半金属F层是自旋平行的，那么对于有一个电子的取向，这些F层都是绝缘体因此这个自旋的电子便不能穿过它。这就使得电子对不可能被破坏拆分。然而另一方面，对于自旋取向相反的F层，对于电子的取向有一个临近的常态曾以及可以离开S层的Cooper对。这样的行为与扩散模型（Baladie和Buzdin于2003年提出）是相悖的，但却是与在T=0K时获得的S/F杂化结构的多终极模型相符。显然，这是S/F原子层模型特有的性质，并且这个特性在一个单胞中存在数个连续S层便消失了。磁区壁附近的超导性在之前的关于S/F异型结构性质的讨论中，我们直接假定铁磁体具有的是均匀磁化，也就是说，铁磁体中是没有主区的。而事实上，铁磁体中单一主区的出现在特定条件下是很容易的。在标准情况下，主区的尺度是远大于超导电同调长度的，因此Cooper对便以抽样的形式进入均匀交换场中。然而，由于S/F临近效应在磁区壁（即主区）附近的存在，又使得一个特殊的情况产生：磁矩和交换场发生旋转。Cooper对感应到的是超导电同调长度上的平均化的交换场作用。自然的，这样的一个平均化的场在磁区壁处会更小，从而导致该处电子对解离因子的减小。特别地，在磁区壁处的超导临界温度会比均匀S/F双层结构的转变温度更高。对于厚层的铁磁超导体而言，在磁区壁附近的超导临界温度以有Buzdin在1984年计算得到。相应的磁区壁超导性的实验结果也由Rusanov在对双层化合物的研究中得到。值得注意的是，超导相变温度在磁区壁附近的升高效应在磁区壁为极厚或者是极薄时的效应是非常微弱的。若要使这种效应相对较强，那么这个最佳厚度w〜E。s在简单的垂直轴向上，在磁性薄膜表面也会发生磁区壁分叉的情况。如果这种分叉的尺度比超导电同调长度小，那么有效交换场就会被平均化，从而使Cooper对解离因子被极大的降低。该机理是由Buzdin于1985年提出用以解释低温下凹角铁磁超导体性能的。在S/F双层结构中类似的效应也会发生，并且在这种情况下，材料的超导性将对磁区壁的结构及其敏感。只要施加一个极弱的磁场就足以改变磁区的分叉并抑制超导的产生。至今为止，我们关注的是超导性和铁磁性相互作用而引起的电子跨越S/F层界面的临近效应。然而，如果由铁磁体产生的磁场钻穿到超导体中，它便转变为超导性的轨道机理和磁相互作用。这种超导和磁相互作用只有当铁磁体为绝缘体，或者具有缓冲作用的氧化层将超导体和铁磁体分隔开时才会发生。杂化的S/F系统在与控制条件下的磁通量阻塞相接触时进行了研究。在超导薄膜处于规整排列的亚微米磁性点和消磁点中，以及在具有磁区壁的S/F双层结构的铁磁性薄层中时，实验条件下都观测到了在这些材料中临界电流的增强。超导性对铁磁性的影响铁磁性对超导性的影响非常强大，很多相关现象都在实验中被观察到。然而反过来的情况又是如何的呢？换言之，超导性也同样会对铁磁性产生破坏作用吗？为了说明这个问题，我们以由超导和铁磁相相互转变的特征能量为依托来加以解释。在材料由磁体向超导体转变时的单个原子能量的增加是与居里温度同量级的。另一方面，超导态转变时单个电子的内聚能又是比Tc低的。通常情况下居里温度比Tc高而且相对而言铁磁性比超导性更强大。因此，超导性不能破坏铁磁性，但却是有可能影响铁磁性的，只要这种影响不需要太大能量的条件下。例如在铁磁体ErRhB中，当其处于超44导相时，它的铁磁性就转变为一个区域尺度小于超导同调长度£的区域相。类似的现象也被Buzdin和Bulae