《铬基、锰基超导体探索及物性研究》由会员上传分享，免费在线阅读，更多相关内容在学术论文-天天文库。
＋分类号０５１１．３密级公开学号１２１５６８硕±学位论文（学术型）题目络基、儘基超导体探索及物性研究作者林富綻指导教师李永放教授锥建林研究员—级学科专业物理学二级学科专业光学提交日期二〇—五年五月 学位论文原创性声明本人声明所呈交的学位论文是我在导师的指导下进行研究工作所取得的研究成果。尽我所知，本论文不包，除文中已经注明弓佣的内容和致巧的地方外含其他个人或集体已经发表或巧写过的研究成果，也不包含本人或他人己申请学位或其他用途使用过的成果？对本文的研究做出重要贡献的个人巧集体，均已在文中作了明确说明并表示谢唐？本学位论文若有不实或者侵犯他人权利的一，本人愿意承担切相关的法律责任？、作雜名！对爲嫩日期：弁打日学位论文知识产权及使用授权声明书本人在导师指导下所完成的学位论文及相关成果，知识产权归属陕西师范大学，本人完全了巧陕西师范大学有关保存、使用学位论文的规定，允许本论文坡査阅和借阅，学校有权保留学位论文并向国家有关部口或化构送交论文的纸质版和电子版，有软将本论文的全部或部分内容编入有关数据库进行检索，可Ｗ采用任何复制手段保存和汇编本论文？本人保证毕业离校后，发表本论文或制本论文成果时署名单位仍为陕西师范大学？保密论文解密后适用本声明？作雜名：原日親＾月如日妹乂！． 摘要最近发现的高库下ＣｒＡｓ和ＭｎＰ的超导电性ｒＡｓ和ＭｎＰ分别成为Ｃｒ基，使Ｃ一和Ｍｎ基第一个超导体化合物，该发现在超导领域引起了巨大的反响。ＣｒＡｓ和一ＭｎＰ的体超导电性出现在个反铁磁量子临界点附近，暗示了非常规的超导配对机制。然而很多揭示超导微观机制的实验手段很难在高压下进斤。因此尝试用化学渗杂的方法探索两个体系中更多可能的超导电性，实现Ｃｒ基和Ｍｎ基化合物的常压超导ｓ和ＭｎＰ的非常规超导电性非常重要。本文的研究工作在，对研究ＣｒＡ此基础上展开。本文首次利用助烙剂法成功制备出渗杂的ＣｒＡｓｈＰ，和ＭｎＰ。．击。．２单晶样品，并对ＣｒＡＳｈＰ和ＭｎＰ。．ｓＢ。．２单晶样品进行了系统的低温物性研究，最后与ＣｒＡｓ和ＭｎＰ，高皮下的实验结果进行比较。本文主要由部分构成；一第部分首先介绍了ＣｒＡｓ单晶的基本物性和高压下ＣｒＡｓ的超导电性。随后ＣｒＡＳｈＰ。首次报道了，单晶样品的电阻率和比热实验数据低温下正常态电阻率和电一＝子化热系数Ｙ的行为，说明在临界渗杂量ｘ０．０５附近存在个量子临界点，此时ＣｒＡｓ的长程磁有序已被完全压制掉。这与ＣｒＡｓ高压下的行为巧似。但在化Ｗ上没有观测到超导。第二部分首先介绍了高压诱导的ＭｎＰ超导电性。随后首次报道ＭｎＰ了。．击。．２单晶样品的电阻率、比热和磁化率数据。ＭｎＰ。．Ａ．２单晶样品的磁矩很小，表现出强的磁各向异性。在低温下，ＭｎＰａｓＢｏｊ中存在很强的磁阻效应。ＭｎＰ？．８Ｂ〇．２在１００ＫＷ下处于倾斜反铁磁态或螺旋磁有序态。ＭｎＰ。．ｓＢ。，２的低湿正常态电阻率与一ＭｎＰ加压４－６ＧＰａ时的行为非常相似。德拜温度和ＭｎＰ基本样，而态密度相比ＭｎＰ有明显增加。第Ｈ部分总结目前所做的工作，提出未解决的问题巧未来的可行性研究方向。关巧词：Ｃｒ基超导Ｍｎ基超导化学渗杂物理加压非常规超导电性Ｉ ＡｂｓｔｒａｃｔＲｅｃｅｎｔｌｙｔｈｅｄｉｓｃｏｖｅｒｏｆｓｕｅｒｃｏｎｄｕｃｔｉｖｉｔｉｎＣｒＡｓａｎｄＭｎＰｖｉａｔｈｅａｌｉｃａｔｉｏｎ，ｙｐｙｐｐ－－ｏｆｈｉｈｒｅｓｓｕｒｅｍａｋｅｓＣｒＡｓａｎｄＭｎＰｔｈｅｆｉｒｓｔＣｒｂａｓｅｄａｎｄＭｎｂａｓｅｄｓｕｅｒｃｏｎｄｕｃｔｏｒｇ．ｐｐＴｈｅｓｕｐｅｒｃｏ打ｄｕｃｔｉｖｉｔｙｏｆＣｒＡｓａｎｄＭｎＰｅｘｉｓｔｎｅａｒ泣ｑｕａｎｔｕｍｃｒｉｔｉｃａｌｐｏｉｎｔｗｈｉｃｈ，ｓｕｇｇｅｓｔｓａｎｘｍｃｏｎｖｅｎｔｉｏｎａｌｐａｉｒｉｎｍｅｃｈａｎｉｓｍ．ＭａｎｅｘｅｒｉｍｅｎｔａｌｔｅｃｈｎｉｕｅｓｌｉｋｅｇｙｐｑＡＲＰＥＳａｎｄＳＴＭｔｈａｔｃｏｕｌｄｒｅｖｅａｌｔｈｅｍｉｃｒｏｓｃｏｐｉｃｐａｉｒｉｎｇｍｅｃｈａｎｉｓｍｏｆａｓｕｐｅｒｃｏｎｄｕｃｔｏｒｃａｎｎｏｔｂｅｃａｒｒｉｅｄｏｕｔｕｎｄｅｒｈｉｇｈｐｒｅｓｓｕｒｅ．Ｔｈｅｒｅｆｂ＾化ｅｘｌｏｒｅｆｏｒ，ｐｓｕｐｅｒｃｏｎｄｕｃｔｉｖｉｔｉｎＣｒＡｓ、ＭｎＰａｎｄｒｅｌａｔｅｄｍａｔｅｒｉａｌｓｂｃｈｅｍｉｃａｌｄｏｉｎｉｓｈｉｈｌｙｙｐｇｇｙｄｅｓｉｒｅ．Ｉｎｔｈｉｓａｅｒｗｅｒｅｏｒｔ化ｅｒｏｗｔｈａｎｄｔｈｅｌｏｗｔｅｍｅｒａｔｕｒｅｈｓｉｃａｌｐｐ，ｐｇｐｐｙｐｒｏｐｅｒｔｉｅｓｍｅａｓｕｒｅｍｅｎｔｓｒｅｓｕｌｔｓｆｏｒｐｈｏｓｐｈｏｒｕｓｄｏｐｅｄＧｒＡｓｉ＿ｘＰｘａｎｄＭ打Ｐ〇乂Ｂ０．２ｓｉｎｌｅｃｒｓｔａｌｓａｎｄｃｏｍａｒｅｗｉ化化ｅｒｅｖｉｏｕｓｉｒｅｓｕｌｔｓｏｎＣｒＡｓａｎｄＭｎＰｕｎｄｅｒｈｉｈｇｙ，ｐｐｇｐｒｅｓｓｕｒｅ．Ｔｈｉｓａｅｒｉｓｏｒａｎｉｚｅｄａｓｆｏｌｌｏｗ：．ｐｐｇＳｅｃｔｉｏｎＩｆｉｒ巧ｂｒｉｅｆｌｙｉｎｔｒｏｄｕｃｅｓｔｈｅｂａｓｉｃｐｈｙｓｉｃａｌｐｒｏｐｅｒｔｉｅｓａｎｄｔｈｅｄｉｓｃｏｖｅｒｙｏｆｓｕｐｅｒｃｏ打ｄｕｃｔｉｖｉｔｙｆｏｒＣｒＡｓｓｉｎｇｌｅｃｒｙｓｔａｌ．Ａｎｄ化ｅｎｗｅｒｅｐｏｒｔａｓｓｔｅｍａｔｉｃａｌｌｓｔｕｄｏｆ巧ｓｉｓｔｉｖｉｔａｎｄｓｅｃｉｆｉｃｈｅａｔｏｎｈｏｓｈｏｒｕｓｄｏｅｄＣｒＡｓ－Ｐｙｙｉｙｙｐｐｐｐｘｘ＝－ｎｔｕｍｓｉｎｌｅｃｒｓｔａｌｓｗｉｔｈｘ０１：００．２．ＮｏｎｆｅｒｍｉｌｉｕｉｄｂｅｈａｖｉｏｒａｎｄｕａｃｒｉｔｉｃａｌｉｔｇｙｑｑｙｐｈｅｎｏｍｅｎｏｎａｒｅｏｂｓｅｒｖｅｄｆｒｏｍｌｏｗｔｅｍｐｅｒａｔｕｒｅｒｅｓｉｓｔｉｖｉｔｙａｒｏｕｎｄｃｒｉｔｉｃａｌｄｏｉｎｗｉｔｈｐｇＸ？０－ｎｎ．０５ｗｈｅｒｅｔｈｅｌｏ打ｒａｅａｔｉｆｅｒｒｏｍａｎｅｔｉｃｏｒｄｅｒｉｎｉｓｃｏｍｌｅｔｅｌｓｕｒｅｓｓｅｄｃｇｇｇｇｐｙｐｐ．Ｔｈｅｅｌｅｃｔｒｏｎｉｃｓｐｅｃｉｆｉｃｈｅａｔｃｏｅｆｉｃｉｅｎｔｙａｌｓｏｉｎｄｉｃａｔｉｎｇｔｈｅｅｘｉｓｔｅｎｃｅｏｆｑｕａｎｔｕｍｃｒｉｔｉｃａｌｈｅｎｏｍｅｎｏｎａｒｏｕｎｄｔｈｅｃｒｉｔｉｃａｌｄｏｉｎ．ＳｅｃｔｉｏｎＩＩｆｉｒｓｔｉｎｔｒｏｄｕｃｅｓｔｈｅｄｉｓｃｏｖｅｒｐｐｇｙｏｆ－－ｓｕｅｒｃｏｎｄｕｃｔｉｖｉｔｏｎｈｅｂｏｒｄｅｒｏｆｌｏｎｒａｎｅｍａｎｅｉｃｏｒｄｅｒｉｎｈｅｉｉｎｅｒａｎｅｌｅｃｏｎｐｙｔｔｔｔｔｔｒｇｇｇｈｅｌｉｍａｇｎｅｔＭｎＰｖｉ过ｔｈｅａｌｉｃａｔｉｏｎｏｆｈｉｇｈｐｒｅｓｓｕｒｅ．Ａｎｄｔｉｉｅｎｗｅｒｅｏｒｔｌｏｗｐｐｐｅｍｅ＊ｏｆｔｐｒａｔｕｒｅｉｅｓｕｌｔｓｔｈｅＫｓｉｓｔｉｖｉｔｙｈｅａｔｃａａｃｉａｎｄｍａｎｅｔｉｃｓｕｓｃｅｔｉｂｉｌｉｔ，ｐｔｙｇｐｙｍｅａｓｕｒｅｍｅｎｔｓｆｂｒＭｎＰ〇乂Ｂ０．２ｓｉｎｇｌｅｃｒｙｓｔａｌａｎｄｃｏｍｐａｒｅｗｉｔｈｔｈｅｐｒｅｖｉｏｕｓｒｅｓｕｌｔｓｏｆｈｉｇｈｒｅｓｓｕｒｅｅｘｅｒｉｍｅｎｔｏｎＭｎＰ．Ｂｅｌｏｗ１００Ｋａｍａｎｅｔｉｃｔｒａｎｓｉｔｉｏ打ｃａｎｂｅｏｂｓｅｒｖｅｄｐｐ，ｇｆｒｏｍｍａｇｎｅｔｉｃｓｕｓｃｅｐｔｉｂｉｌｉｔｙｍｅａｓｕｒｅｍｅｎｔ．Ｃｏｎｓｉｄｅｒｉｎｔｈｅｓｍａｌｌｏｒｄｅｒｅｄｍｏｍｅｎｔｓｇ，ＩＩ ｌａｒｇｅａｎｉｓｏｔｒｏｐｉｃｍａｇｎｅｔｉｚａｔｉｏｎ，ａｎｄｌａｒｇｅｐｏｓｉｔｉｖｅｍａｇｎｅｔｏｒｅｓｉｓｔａｎｃｅｆｂｒＭｎＰ〇．８Ｂ〇．２，ｗｅｓｕｅ巧ｔｈａｔｔｈｅｍａｎｅｔｉｃｓｔａｔｅｂｅｌｏｗＩＤＧＫｃｏｕｌｄｂｅ泣ｃａｎｔｅｄａｎｔｉｆｅｒｒｏｍａｎｅｔｃｇｇｇｇｏｒｄｅｒ如巧ａｔｅｏｒａｓｐ础ｍａ鲜ｅｔｉｃｏｒｄｅｒｅｄｓｔａｔｅ．Ｎｅｕｔｒｏｎｓｃａｔｅｒｉｎｇｅｘｐｅｒｉｍｅｎｔｎｅｅｄｔｏｂｅｃａｒｒｉｅｄｏｕｔ化ｒｅｖｅａｌｍａｎｅｔｉｓｔｒｕｃｔｕｒｅｏｆｔｉｓｍａｔｅｒｉａｌｉｎｈｅｆｕｔｕｒｅ．Ｔｈｅｂｅｈａｖｉｏｒｏｆｇｃｈｔ＊－ｌｏｗｔｅｍｅｒａｔｕｒｅｉｅｓｉｓｔｉｖｉｔｆｂｒＭｎＰ〇ＢＫｓｅｍｂｌｅｔｈａｔｏｆＭｎＰｕｎｄｅｒ４６ＧＰａ．Ｓｅｃｔｉｏｎｐｙ．８〇．２ＩＩＩｓｕｍｍａｒｉｚｅｓｔｈｅｃｕｒｒｅｎｔｗｏｒｋａｎｄｐｒｅｓｅｎｔｓｓｅｖｅｒａｌｕｎｓｏｌｖｅｄｐｒｏｂｌｅｍｓａｎｄｆｅａｓ化１０ｒｅｓｅａｒｃｈｄｉｒｅｃｔｉｏｎｉｎ化ｅｆｕｔｕｒｅ．ｗｏｒｄｓｒ－ｓｅ－ｎｄｕｃｔｏｍｉｌｄｏｉｎＫｅ：ＣｂａｄｓｕｅｒｃｏｎｄｕｃｔｏｒＭｎｂａｓｅｄｓｕｅｒｃｏｒｃｈｅｃａｙｐ，ｐ，ｐｇ，ｅｘｔｅｒｎａｌｈｉｈｐｒｅｓｓｕｒｅｕｎｃｏｎｖｅｎｔｉｏｎａｌｓｕｅｒｃｏｎｄｕｃｔｉｖｉｔｇ，ｙｐＩＩＩ 目录摘要ＩＡｂｓｔｒａｃｔＩＩ一第章绪论１１１．１超导电性简介§１２几５．种常见超导体§§１．２．１重费米子超导体５１．２．２铁基超导体５§１．２．３高温铜氧化物超导体６§§１．３基本理论７§１．３．１量子临界７§１．３．２朗道费米液体理论７§１．４主要实验装置和测量方法８１９§．５本论文的选题意义及内容安排第二章ＣｒＡｓ的超导电性１１２．１ＣｒＡｓ单晶样品的基本性质１１§２丄１样品制备１１§２丄２晶体结构口§２丄３电阻率１４§１６２丄４磁化率§８２丄５霍尔系数１§２．２ＣｒＡｓ单晶样品的超导电性１９§２－§．３ＣｒＡｓｌｘＰｘ单晶样品的量子临界现象２５２．３．１样品制备２５§§２．３．２电阻率２６§２．３．３热２９３１２４本§．章小结第己章ＭｎＰ的超导电性３３§３．１ＭｎＰ的超导电性巧３３丄１样品制备３§ 巧丄２ＭｎＰ的超导电性３４３．２ＭｎＰ〇Ｂ４２§．８〇．２单晶样品的低温物性研究３．２．１４２§样品制备３４§．２．２电阻率３３．２．３磁化率４６§３．２．４比热４８§§３．３本章小结４９１第四章总结和展望５４．１全文总结５１§４．２展望５１§３参考文献５致谢５９攻读硕±学位期间的研究成果６１ 第一章绪论第一章绪论§１．１超导电性简介荷兰物理学家卡莫林－昂内斯等人在９０８１年首次成功液化了氮气，液氮温度为７７Ｋ。１９１１，这是当时全世界所能获得的最低温度年，昂内斯在研究液氮温度下的物理性质过程中，发现末（Ｈｇ）的电阻在转变温度（Ｔｃ）４．２ＫＷ下完全消失，如Ｗ－１图１所示。这种性质被称之为超导电性。０．１５０ｆｊ］ｊｊ＿０ｉ，巧巧０！㈱．Ｈｇ瑟貧〇７５培—Ｑｓｍ０．０２５—，Ｉ自ａ１，０．，＾４．泌４．，００４Ｊ０车２０４４Ｃ溢舰－国１１隶的超导电性Ｆ－ｉｇ．１１Ｔｈｅｓｕｅｒｃｏｎｄｕｃｔｉｖｉｔｏｆｍｅｒｃｕｒｐｙｙ具有超导电性的材料被称为超导体。这种现象是可逆的，即温度上升又从超一导态回到原来的状态。这发现在物理学史上具有里程碑的意义。巧１３年的诺贝Ｐ１尔物理学奖因此被授予昂内斯本人，Ｗ表彰其对物理学的杰出贡献。在随后的几十年中一，随着低湿技术的发展，超导电性这现象被人们在越来越多的材料中观测到，从无机材料到有机材料，从金属到合金，各种材料层出不穷，大部分超导Ｐ１体为金属或合金。ＮｂｓＧｅ的超导转变温度是２３Ｋ，这是当时最高的超导转变溫度。一４但超导转变温度的提高非常缓慢并直低于麦克米兰极限（３Ｋ），这使得科学家们在超导探索方面的热情逐渐减弱。１９８６年，超导转变温度迎来了重大突破，ＧｅｒｏｇｅＢｅｄｎｏｚ和ＡｌｅｘＭｕｌｌｅｒ在瑞±苏黎世的旧Ｍ实验室里，发现了铜氧化物高１ 陕西师范大学硕±学位论文Ｗ，温超导体，超导转变温度为３０Ｋ，突破了超导转变温度的理论预言从此揭开了ＷＷ高温超导研究的新篇章。随后，休斯顿的朱经武研究小组、中国科学院物理研Ｗ究所的赵忠贤小组、阿拉己马大学的吴茂昆等分别在ＹＢＣＯ体系中得到了Ｔ＝ｃ９３Ｋ的超导电性。，超过了液氮温度，这使人们看到了超导材料的应用前景后ａ来大量的铜氧化物高温超导体被发现，例如ＹＢａ２Ｃｕ３〇７、Ｌ２＿ｙ＾Ｃｕ〇４、Ｂ＾ＳｂＣａｓＣｕｓＯｉｏ、ＴＴｂＢａｓＣａｓＣｕａＯｉｏ、ＨｇＢａ２Ｃａ２Ｃｕ３〇８＋８等，其中ＨｇＢａ２Ｃａ２Ｃｕ３〇８＋ｓ的超导转变温度在常压下为１３８Ｋ，在高压下可达到１６４Ｋ，这是目前世界上公认Ｗ一的最高超导转变温度。超导电性被称为２０世纪物理学的最重要发现之，在该研究工作中，先后有九位科学家四次获得诺贝尔奖。垃ｕｒｅｓｓｕｒｅ＾ＣＤ｝ｐＪ納－１４Ｄ＊－１２０ＴｉＢａＣａＣｕＯ？‘巧域肪ｉＣｕＯ？ＵＫ？）ＹＢＣｕＱｌｉ＾－如＾＇ＨＰＬａＳｉＣｕＯＳ＾．４０－５＼■＇ｆｃＢ饰Ｃ￣；站巧ＮｉｉｂＮＮｂＳｎ心‘、贈化ＴＴｒ－ｆ：：二７＿．．礼ｊ基？挣４。－化ｑ＾０ＰｂＮｂＬｔＮＷＮａＣｏＯ巧００１９１０１９２０１９郎ｉ茄Ｇ巧郎！％０巧？０！辦０１９瓣２０００２０１０Ｙｅａｒ图－２１超导体的发现时间和转变温度Ｆ１－ｉｇ．２ＴｈｅｄｉｓｃｏｖｅｒｙａｎｄＴｃｏｆｓｕｅｒｃｏｎｄｕｃ化ｒｐ一一零电阻是超导体的个基本特性，超导体的另个基本特性是完全抗磁性，即迈斯纳效应。１９３３年，德国物理学家Ｗ．Ｍｅｉｓｓｎｅｒ和艮．Ｏｄｉｓｅｎｆｅｌｄ研究了超导体的磁学性质，实验是把处于正常态的超导样品在磁场中冷却到超导态，结果发现磁通量被完全排斥于样品之外。这就是超导体的完全抗磁性，这种现象被称为Ｐ１Ｍｅｉｓｓｎｅｒ现象。这是超导态的特有磁性质，并不能简单地由零电阻导出。如果超导态仅仅意味着零电阻，，那么在上述实验中超导转变温度上原来存在于体内１＾的磁通量将仍然存在于体内不会被排出，当撤去外场后，为了保持体内磁通量将会引起永久感生电流，在体外感应出相应的磁场。可见，超导转变的实际情况和。单纯零电阻所导出的结论是完全不同的，区别在于完全抗磁性迈斯纳效应是独一－立于电阻行为的个本征特性，见图１３。２ 第一章绪论Ｂ艮ＡＡ乎个个牛个个牛手午个个个个个个｜§Ｔ＞ＴＴ＜Ｔｃｃ－图１３迈斯纳效应原理图－Ｆ．１ＴＭｉｇ３ｈｅｓｃｈｅｍａｔｉｃｄｉａｇｒａｍｏｆｅｉｓｓｎｅｒｅｆｆｅｃｔ一绝大多数元素超导材料的磁化曲线如图１－４（ａ所示，这类超导体被称为第）类超导体Ｗ一。这类超导体般是纯金属，如ＣｄＧａ虹．ＺｎＡｌ等上临界，，，，由于它们的场和临界电流密度比较低，没有良好的应用价值，时下己不是各国科学家关注的一类超导材料一热点。而另，包括些合金和少数过渡金属，它们的磁化曲线如图Ｗ－二上存在两个临界１４（ｂ）所示。这类超导体被称为第类超导体，在其磁化曲线磁场：下临界场恥和上临界场化２。当外磁场化Ｈｃｉ时，样品处于超导态；当Ｈ＞Ｈｃ２时，样品处于正常态而当Ｈｃ＜Ｈ＜Ｈ，样；ｉｄ时品处于混合态，此时样品既有抗磁性，磁场部分穿过超导体并磁通祸旋（量子磁通）的形，又有零电阻性式存在一。理想的第二类超导体磁化过程是可逆的，与第类超导体类似。由于材＞料内部存在缺陷一＾，会形成个钉扎中也，临界电流的大小是由钉扎力来决定的。钉扎力越强，临界电流密度越大，这样超导体在磁场下的电流承载能力越强。由于超导体的零电阻特性，使得其在储能、电力传输Ｗ及强磁场产生等方面有着巨大的应用价值，比如用于磁悬浮列车和低损耗电能传输方面。Ｈ片（ａ）ｂ个个（）—？常藏巧态？混合态Ｎ．ｆＵＴ）＼趨导念＼避巧态＞ＴＴ７ｒ；图－４１两类超导体的磁化曲线Ｆ－ｍａ１４ｎｒｖｅｏｉｇ．Ｔｈｅｇｅｔｉｚａｔｉｏｎｃｕｆｔｗｏｔｙｐｅｓｓｕｐｅｒｃｏｎｄｕｃｔｏｒ超导微观机理的发展经历了一个漫长的过程。早期，卡西米尔（吐Ｂ．Ｃａｓｉｍｉｒ）ｒｔ和戈特（Ｃ．Ｊ．Ｃｏｅｒ提出二流体模型。根据二流体模型），当金属处于超导态时，自由３ 陕西师范大学硕±学位论文一一电子可分为两部分：部分凝聚到个低能态，成为超导态的电子，不受散射，一形成的电流是无阻的，部分为正常电子，受到晶格这部分对摘无贡献。另、杂质与缺陷等的散射，所形成的电流是有阻的，送部分电子对摘有贡献。这两部分电子的密度都随温度变化。只要有超导电子存在，就会产生零电阻现象。超导相一变是二级相变，，超导电子处在能量更低的有序态中是种凝聚态。它的存在使超导态比正常态更为有序。超导电子不产生相变潜热。但对电子热容的贡献则不同，除正常电子对热容的贡献外，，部分正常电子凝聚成超导电子要释放能量使电子热容发生跃变。二流体模型是根据实验现象提出的，由此出发可Ｗ解释很多超导现象，是后来唯象理论发展的基础９３５，Ｌｏｎｄｏｎ，。１年兄弟提出了两个方程这两个方程概括了零电阻现象和迈斯纳效应，被称为Ｌｏｎｄｏｎ方程。Ｌｏｎｄｏｎ理论在解释超导体的许多电磁学性质方面是成功的，特别是在缺乏深入实验和微观理论研究的情况下一，就提出超导是种宏观量子现象的正确思想是非常难得的，但其理论也有局限性，例如，它不能确定超导电子密度，而且认为超导电子密度只１与温度有关，与磁场和空间位置无关，送是与实际情况不相符的９５０，。年金兹＾堡（用ｎｚｂｕｉｇ）和朗道Ｌａｎｄａｕ根据Ｌｏｎｄｏｎ理论，在朗道提出的二级相变普遍理（）一论的基础上，提出了种非常成功的超导唯象理论。他们认为从正常态转变为超导态是一种有序化的过程一，可Ｗ引入个序参量来描述，从而推导出超导转变附近的临界斤为等。但Ｗ上几种理论都是从单电子模型出发，所Ｗ都失败告终。随着更深入的研究，人们发现在超导体中准粒子激发存在能隙，所Ｗ对于超导机理的研究，只要证明了超导相的凝聚特性，包括基态的凝聚能和能隙，就可Ｗ解一释超导的系列实验现象。虽然超导的唯象理论取得了很大的成就，但产生超导现象的微观物理机制仍有待解决，。超导态的变化不是由于晶体结构的变化而是由于传导电子的行为发生深刻变化所致，其特点是处于某种高度有序的状态，能一无阻的流动。如何从微观的角度正确解释送些现象，发展超导的微观理论，直是人们努力实现的目标。１９５７年，己下＾Ｂａｒｄｅｅｎ）、库巧（Ｃｏｏｅｒ）和施里弗（Ｓｃｈｒｉｅｆｅｒｐ；）提出了ＢＣＳ理论。电子间通过电声子相互作用，即交换虚声子，从而产生超导基态。费米面附近自旋和动量相反的电子对通过电声子相互作用形成束缚电子对，一个具有能隙的稳定态达到。这样形成的电子对被称为库巧对。库巧对不是孤立一存在而是种集体效应一。超导基态实际上是由许多库巧对所组成的种动量空间一一中的凝聚态，是种高度有序的宏观量子态。因此超导现象实质上是种宏观的量子现象。ＢＣＳ理论在库巧对的基础上提出了超导基态。重费米子超导体、有机超导体、超晶格超导体、铜氧化物高温超导体和铁基超导体等不同于传统研究的超导体，用ＢＣＳ理论不能很好解释其超导机理，因此被称为非常规超导体。现在，４ 第一章绪论送些非常规超导电性是凝聚态领域研究的热点。在机理研究方面除电声子相互作用外，还有等离子体激元、费米液体、自旋涨落、双极化子等。在电子配对上还有Ｓ波配对一、Ｐ波配对和Ｄ波配对等选择。微观超导机理研究需要进步的发展和探索。§１．２几种常见超导体§１．２．１重费米子超导体ＣｅＣｕ２地在１９７９年被Ｓｔｅｇｌｉｄｉ发现是超导的，这是最早被发现的重费米子超２０００ｗ／？必导体，它的电子比热系数ｒ约为１／ｗｏ／。迄今为止，已经有几十种重费米子超导体存在，送其中大多数是Ｕ和Ｃｅ的化合物，例如Ｕｂｅ、ＵＰｔ、ＣｅＣｏＩｎ、ｉ３３５＆一ｔＣｅＣｕ２Ｇｅ２等。在低温下，重费米子超导体有多种可能的基态，除了超导态，在定磁场、压为或惨杂的情况下有可能变成非费米液体或磁有序等基态。有的重费米子化合物在常压下不超导ｅＮｉＧｅ、ＣｅＰＳｉ、ＣｅＲｈ２Ｓｉ、，而在高压下超导，例如Ｃ２２屯２２ＣｅＣｕ２Ｇｃ２。在重费米子超导体中，ＲＫＫＹ相互作用和近藤相互作用是决定基态性＇质的主要因素。这两种相互作用同时存在并相互竞争。前者让局域磁矩消失而成为超导基态或费米液体基态，后者使系统形成长程反铁磁有序态。ＲＫＫＹ相互ｆ倍用是指Ｗ极化传导电子云为媒介的间接交换相互作用。例如在ＣｅＣｕ２Ｓｌｉ２中，两个相邻的Ｃｅ原子的局域磁矩通过极化电子云反平行排列，整个Ｃｅ原子点阵形成长程有序的反铁磁系统一定条件下由于自旋倒向交换散射而引起。近藤效应是指在的电阻率随温度降低而变大的现象。在重费米子超导体中Ｕ和Ｃｅ具，，有局域磁矩在降温过程中磁性原子核传导电子互相靠近时发生交换相互作用，所凶导致磁性原子核传导电子的自旋方向相反，并且逐渐使磁矩抵消。§１．２．２铁基超导体２００６ａＦｅＯＰ年，日本东京工业大学的细野秀雄教授的研究小组发现了Ｌ的超导电性一，使之成为铁基体系中的第个化合物超导体，这在超导材料的研究中具有里程碑似的意义，推翻了Ｗ往普遍认为铁元素不利于形成超导的观点。２００８年２月ＬＡＯＦ元，该研究小组报道了在母体材料ａＦｅｓ中，惨杂素可Ｗ将超导转变温Ｗ一度提高到２６Ｋ。这突破性的进展立刻引起了各国物理学家的大量关注。随后，各国研究小组通过用其他的稀±元素对Ｌａ位进行替换将超导转变温度提高到５０Ｋ：５ 陕西师范大学硕壬学位论文Ｗ２Ｕ３。上，突破了麦克米兰极限现在，铁基超导体已经成为继铜氧化物超导体一后的第二类高湿超导体。铁基超导体般分为Ｗ下几个体系：１１体系（例如ＦｅＳｅ）、Ａ＝１１１体系（例如ＡＦｅＡｓ碱金属元素）、１１１１体系（例如Ｌ泌ｅＡｓＯ）、１２２体系，ｎ＝ｎ＝一（例如ＢＦｅ２Ｐ２Ｂ碱王金属，ＰＡｓ或Ｐ）。这系列铁基超导材料形成了庞大的，铁基超导家族。在室温下，铁基母体材料都属于四方晶系，并具有层状结构。铁基材料的晶格结构包含ＦｅＰｎ４四面体形成的层状结构超导层，超导层彼Ａ或Ｂ原子层或其他层状结构分开一。铁基超导体是个复杂的多带体系，其费米面附近的电子态主要由Ｆｅ的３ｄ电子提供并且Ｆｅ的５个３ｄ电子轨道都参与导电。铁基超导体的母体化合物随温度降低经历结构相变和磁性相变，在低温进入反铁磁态。通过加压或惨杂可Ｗ抑制相变并产生超导电性一般出现在结构相变或。最佳渗杂ｕｔｉ自旋密度波相变被完全压制时。该也说明了铁基超导体的非常规超导电性。§１．２．３高温铜氧化物超导体１９％年，Ｂｅｄｎｏｒｚ和Ｍｕｌｌｅｒ在ＬａＢａＣｕＯ中发现超导电性，超导转变温度为３５Ｋ，７６［］［】掲开了超导电性研究的新篇章。赵忠贤等和朱经武等独立做出了ＹＢａＣｕＯ超导体，其超导转变温度能达到９０Ｋ。ＨｇＢａＣｕＯ的超导转变温度为１３５Ｋ，高压下可Ｗ５Ｋ。达到１６，这是目前超导转变温度最髙的超导体不同体系的超导转变温度随载一＂２１４＝－－［］流子浓度的变化可ｙ■用送样个公式来表示：户／呼１８２．６？０．１。高日〇巧温铜氧化物超导体都含有铜氧面，并且都具有层状结构，是由崎变的巧铁矿结构组成的。与常规超导体相比，高湿铜氧化物超导体湿示出许多不同的性质，其一中最大的一点不同就是在超导转变温度上仍然存在个正常态能隙，送个正常态能隙被称为歷能隙一。腊能隙的存在是铜氧化物超导体的个普遍特征。歷能隙一的转变温度般要比超导转变温度高很多。当温度低于超导转变温度时，腰能隙连续平滑地变化成超导能隙，体系进入超导态。腰能隙的大小随着渗杂的增加而单调减小，在最佳惨杂和过惨杂区完全消失。高温铜氧化物超导体在超导转变溫度附近具有非常强的超导涨落，并且具有非常商的上临界场。在ＹＢＣＯ体系中，上临界场超过１００特斯拉，并且相干长度非常短，面间的关联长度是几埃左右，面内关联长度大概是－１０２０埃。高温铜氧化物超导体的配对对称性是ｄ波配对，这个结论现在基本被大家所接受。６ 第一章绪论§１．３基本理论§１．３．１量子临界量子相变是由于各种不同的量子涨落所引起的。在零湿下，可Ｗ调节控制变一量（如磁场、成分、压力等），找到个系统能量最低的基态。从微观的角度，一即量子力学的角度来看，描述个体系在零温时的基态，首先要写化哈密顿量，再求解薛定塔方程一。个系统的量子相变是指在零温下由这个系统的哈密顿量中的参数改变而引起的相变。当跨过临界点时，量子力学的基态发生改变。在宏观一上，量子相变发生在控制变量的个临界值。系统中两个不同的量子基态被这个临界点所分开。我们把量子相变中的临界现象称为量子临界现象。多年来量子临一直是是凝聚态物理学的重要研究内容界现象，因为它对很多体系特别是相互作ｉｔｙ用多粒于系统的物理性质起着决定性的作用。１２§．３．朗道费米液体理论如果一个相互作用的多粒子体系可用准粒子图像来描述并且惠从费米统计。分布，送样的体系被称为正常的费米液体朗道认为，正常费米子胃统相互作用＾一一对应的关系体系的量子态和非相互作用体系的量子态有。例如对于无相互作用的自由电子气体来说。，自由粒子的状态可Ｗ用自旋和波矢来描述如果加上相互作用，这时仍然可用同，即成为相互作用体系，也就是费米液体的准粧子态。样的波矢和自旋来描述，只是和无相互作用时相比有不同的色散关系准粒子仍。然遵从费米统计并且准粒子数是守恒的，此时费米面所包围的体积不会发生变化对于费米液体，体系的状态由准粒子态的占据情况或分布函数来决定，体系的总能量是准粒子态占据数的泛函。正常费米液体的第一要素就是必须有可明确定义的费米面存在，对于没有ｎ＝０－Ａ送保证相互作用的自由费米子体系，零温占据率是单位阶跃函数托ｆ，）托）了非占据态和占据态之间费米面的存在，这对体系的很多性质行为方面有着重要一的影响。在这方面要求，单位阶跃函数为，朗道的费米液体理论满足这°二第，正常的费米液体要求准粒子的寿命足够长，送样准粒子的概犀Ｊ／Ｗ＋１－念才有实际的意义。由于准粒子为费米子射率正比于ＳＳ，，准粒子所受散［托）ｆｆ７ 陕西师范大学硕±学位论文…。越靠近费米面，准粒子的寿命越长要知道给定的费米子系统是否为正常费米液体，就必须对该系统的各种物理性质做实验测量，看看所得结果是否和朗道理一论的预言。：致在的条件下，费米液体的各种物理性质的行为如下ｘｘｃ，Ｃ？ｒｙ，Ｐ＆Ｔ＼ＲｏｃＣ．ｆｆ一磁化率和比热需要引入个与朗道参数有关的修正因子。霍尔系数仅仅在能２带有ｆｉｏｃＡ的能带结构时才为常数。电阻率与湿度的平方关系主要来自于电子与电一子之间的散射。般来说，在金属中这不是主要的散射过程。如果电阻率主要是－由电声子散射决定，，子，在高湿下，即湿度大于德拜温度时Ｐ随变化Ｔ在低湿５下，Ｐ随变化Ｔ变化。总体来说，朗道费米液体理论是处理相互作用费米子体系的唯象理论。理论的要点是将它转化成弱相互作用的准粒子体系。朗道费米液体ｆＷ理论的成功表现在根据不同物理量的实验测量所给出的朗道参数的自洽上。§１．４主要实验装置和测量方法我们采用量子设计公司ｕａｎｔｕｍＤｅｓｉｎ）的物理性质测量系统（Ｐｈｙｓｉｃａｌ（ＱｇＰｒｏｐｅｒｔｙＭｅａｓｕｒｅｍｅｎｔＳｙｓｔｅｍ，简称ＰＰＭＳ）进行各种物性的测量。ＰＰＭＳ在国内己经被大多数实验室采用并广泛应用于化学、物理、材料等众多学科研究领域。它具有标准的测量功能，可Ｗ测量样品的电阻率、霍尔系数、磁电阻、伏安特性和比热等。ＰＰＭＳ主要由磁场控制系统和湿控系统组成。常规的湿度控制范围是－１．化４００氏可１＾连续控温，控温精度在１版（＾上为０．０２％，在１０Ｋ（＾下时为０．２％，扫温速率为化０－。１Ｋ８Ｋ我们实验室的ＰＰＭＳ磁场最高可Ｗ高达９特斯拉，并且磁场的均匀度比较离．０１％。，可Ｗ达到０－ｗＰＰＭＳ的电阻率测量普遍采用标准四引线交流法（ｓｔａｎｄａｒｄｆｏｕｒｉｒｅＡＣｍｅ化ｏｄ），四引线法测量电狙率可Ｗ排除接触点接触电阻Ｗ及引线的影响，而交流法又可Ｗ消除接触电势和热电势对测量结果的影响。我们通常用巧丝作为引线材料（也可用铜丝和金丝等替代），银胶作为粘接材料，采用粘接的方式进行电极的制作。测量时，电流通过两根引线流经样品，另外两根引线测量电位差Ｕ。通过四引线法我们可Ｗ准确地测量出流经样晶的电流及电压降，然后通过欧姆定律求解电阻。该方法叱较适合测量阻值较小的样品。８ 第一章绪论测量比热的方法通常有绝热法和非绝热法两种。绝热法是根据物质比热的定一一义，对个绝热的样品施加定量的热量后，测量其温度的变化。这种测量方法要求样品足够大，绝热条件足够好。但是在实际当中，对于小样品漏热所引起的＾温度变化已经远远超过了这种方法所允许的限度，巧１｛＾利用绝热法测量小样品的比热显然是不适合的一。对于小样品的比热测量般采用非绝热法。最常用到的是非绝热法当中的热弛豫法。ＰＰＭＳ的比热测量采用的就是热弛豫法，测量范围－－ｍ－１．９Ｋ４００Ｋ品尺寸大小为ｌ５００，２Ｋ测量灵ＯｎＪ／Ｋ，在２Ｋ３００Ｋ测，样ｇ在敏度为ｌ－量精度＜２％。磁场范围０９Ｔ。在磁性的测量中，我们我们采用量子设计公司（ＱｕａｎｔｕｍＤｅｓｉｇｎ的磁性测量系）（ｔＰｒｏｔ－统ＭａｎｅｉｃｐｅｒｙＭｅａｓｕｒｅｍｅｎｔＳｓｔｅｍ，简称ＭＰＭＳ）。磁场范围０９Ｔ，温度ｇｙ范围２Ｋ－４００Ｋ。所有的高压实验均在日本东京大学物性研究所完成。这个高压系统主要由Ｋ．Ｋｏｔｉｇａｗａ设计完成。系统静水压力可窩达２１ＧＰａＪｉ量温度低温下可达到３５０ｍＫ。§１．５本论文的选题意义及内容安排３ｄ、族过渡金属化合物具有非常丰富的量子态和新奇的量子现象，例如磁有序一自旋和电荷密度波、庞磁阻效应、多铁性、金属绝缘体相变、超导等。其中，一一铁基和铜基的非常规高温超导电性直是凝聚态物理领域的核也研究内容之。在此之前，元素周期表上的所有３ｄ元素中，除了Ｃｒ和Ｍｎ，其他３ｄ元素都存在超导化合物。探索这两种３ｄ元素的化合物超导材料长期Ｗ来是超导物理和超导材料研究的重要内容。早在２０世纪６０年代，日本的研究小组就已经成功制备出ＣｒＡｓ多晶样品并进行了相关的物性研究，例如利用中子散射测定ＣｒＡｓ的结构、晶格常数、晶格常数ＵｗＷｒ８００随温度的变化关系Ｗ及磁性等ｎＣＡｓ在８００ＫＷ上是六角型的ＮｉＡｓ结构，ＫＷ下是正交型的ＭｎＰ结构此在一８００Ｋ左右会出现，因个明显的磁性转变。ＭｎＰ型结构是ＮｉＡｓ型结构的原子位置发生微小移动所得到的，因此这两种结构非常相似。虽然两种结构非常相似，但是电子行为的不同对其物性产生了很大的影响。一在２６５Ｋ时，ＣｒＡｓ经历次反铁磁相变并伴随着结构相变，通过化学渗杂和物理一一加压，这个反铁磁相变被逐漸地压制。但Ｃｒ基材料直未实现超导也没有个研，究小组能成功制备出Ｃ一ｒＡｓ的单晶样品。多晶样品的晶面取向较为复杂，送对进一步的物性研究造成了定的困难。但很多小组预测，３ｄ族过渡金属元素具有相似的性质，因此Ｃｒ基材料也能实现超导。９ 陕西师范大学硕±学位论文２０１０年，中国科学院物理研究所锥建林研究组的吴伟首次利用助烙剂法成功１生长出ＣＰ１一ｒＡｓ单晶样品迭为探索Ｃｒ基超导体迈出了重要的，步。虽然在之后的金刚石对顶加压实验中，在ＣｒＡｓ单晶中没有发现超导电性，但是ＣｒＡｓ在高压一下出现超导迹象，因此值得进步研究。同样，为探索Ｍｎ基化合物超导体，在前后几十年间国内外先后开展了大量的ｐｕｑ化学渗杂和物理加皮的实验。虽然没又发现Ｍｎ基超导化合物，但对后来的研究提供了很大的参考价值。加皮实验研究表明ＭｎＰ的Ｔｃ和Ｔｓ随着压力的増加而ＰＷ逐渐降低。在化学渗杂的研究中，例如Ｍｎｉ＿、ＣｒｘＰ，随着Ｃｒ渗杂量的増多，ＭｎＰ的铁磁相变和双螺旋反铁磁相变逐渐被抑制，相变温度不断降低。然而在Ｍｎｉ．ｘＦｅｘＰ研究中，当渗杂量ｘ＜０．１化铁磁相变的温度Ｔｃ随渗杂量的増加不断降低，而双＜Ｔ＜Ｔ＝螺旋反铁磁相变温度Ｔｓ升高。在Ｔｓｃ时，样品处于铁磁态。当惨杂量ｘ０．１＝Ｔ＜Ｔｃ。ｓＴ＞Ｔｓ时，Ｔｓ，铁磁相变转变为反铁磁相变Ｔ，样品进入双螺旋反铁磁态，，样品进入顺磁态。ｒ本论文将在此背景下展开，通过物理加压和化学渗杂的方法Ａｓ和，探索ＣＭｎＰ中可能存在的超导电性Ｗ及对两种化合物的低温物性进斤研究，并将两种条件下的实验结果进行比较，这对后在Ｃｒ基、Ｍｎ基体系中探索更多可能的超导一电性提供了定的参考价值。论文主要内容将分为Ｗ下几部分：一第部分，ＣｒＡｓ单晶样品的超导电性首先简要介绍ＣｒＡｓ单晶样品的基本物性。随后介绍了高压诱导的ＣｒＡｓ单晶样品的超导电性Ｗ及ＣｒＡｓｉ．Ｐ单晶样品的低温物性实验结果ｘｘ。第二部分，ＭｎＰ单晶样品的超导电性介绍高压诱导的ＭｎＰ单晶样品的超导电性Ｗ及ＭｎＰ．ｘＢｘ单晶样品的低温物性ｉ实验结果。第Ｈ部分，总结与展望总结目前所做的工作并提出未解决的问题化及未来的可行性研究方向。１０ 第二章ＣｒＡｓ的超导电性第二章ＣｒＡｓ的超导电性§２．１ＣｒＡｓ单晶样品的基本性质§２．１．１样品制备使用助烙剂法生长ＣｒＡｓ单晶样品，步驟如下：在充满氣气的手套箱中将原料〇Ｃｒ粉（纯度９９．９９％）、Ａｓ粉（纯度９９．９９／〇）及Ｓｎ粒９９．９９９９％按理想的比例（）混合＾（４：３：４０）后放入Ｈ氧化二锡谢巧中，再在真空度为ｌ（ｒＴｏｒｒ的条件下将装有原＾料的＃巧密封在石英管中，随后将石英管放入马弗炉中烧结。首先用１２小时将石英管加热到６００化，在６００化保温１２小时，再用１２小时加热到１１００化，在１１００化保温１２小时。随后炉子开始降温，降温速率约为８０化／天，降到６００化后保温２０６００－小时。最后在化时取出石英管，将其放入离也机中除去助烙剂Ｓｎ。图２１为ＣｒＡｓ单晶样品的形貌。ＣｒＡｓ单晶样品呈针状，晶体沿ａ轴方向生长，样品尺寸约，３为Ｏｘ－．ｌＳＯ．ｌＳｘｌｍｗ。该样品在水和空气中非常稳定。在图２２的单晶衍射图像上可Ｗ看到明显的单晶峰，分别对应（００２）、（００４）晶面。在物性测量之前，将样品在稀盐酸中浸泡，除去残留在样品上的助烙剂。图２－１ＣｒＡｓ单晶样品形貌Ｆ－ｉｇ．２１ＴｈｅｍｏｒｐｈｏｌｏｇｙｏｆＣｒＡｓｓｉｎｌｅｃｒｓｔａｌｇｙ１１ 陕西师范大学硕±学位论文２０ＳＳ５－進Ｃ巧０巧３４史巧狗９－巧００４（）—巧－Ｉ￣１，－＇１Ｖｙ３０的？０如（ｄｅｇｒｅｅ）图２－２ＣｒＡｓ单晶衍批图Ｆ－ｉ．２２ＴｈｅＸＲＤａｔｔｅｒｎｆｏｒｒｉｌｔｌｇＣＡｓｓｎｅｃｒｓａｐｇｙ２１２§．．晶体结构在８００ＫＷ下，ＣｒＡｓ的晶体结构是正交的ＭｎＰ型结构，在Ｐｍｎａ群下，晶格２＝＝＝［＂＾常数为：ａ５．４ＷＡｂ３．４６３Ａｃ６．２０８４Ａ。８０化（：乂｜＾１上，１３，，在的晶体结构是六角型的ＮｉＡｓ型结构。在８００Ｋ时，ＮｉＡｓ型结构发生崎变，原子位置发生微小的。偏移，变为ＭｎＰ型结构虽然这两种晶体结构非常的相似，但是磁性质和电子结构却完全不同。在２７０ＫＷ下，ＣｒＡｓ的磁结构是双螺旋型的反铁磁结构，螺旋方Ｗ－向沿着ｂ辄。Ｃｒ原子的局域磁矩为１．７Ｕｅ／Ｃｒ。磁结构中的自旋方向如图２３。２和３所示从图上可Ｗ看出，所有原子的磁矩都在ａｃ面内，原子原子的自旋方向是反平行的。原子１和原子２的自旋的自旋方向不共线。胁Ｗ图２－３ＣｒＡｓ的晶格结构和自旋结构Ｆ－ｉｇ．２３ＴｈｅｃｒｙｓｔａｌａｎｄｓｐｉｎｓｔｒｕｃｔｕｒｅｏｆＣｒＡｓ２１ 第二章ＣｒＡｓ的超导电性■…＊＇．＾．■…，Ｉ１ｉＩ６２２．１ｔ１’？？如—６．．抑：ＳＴ‘．．衫＊■巧脚＊＊巧■，，‘咬＿；？一‘〇。＂山＾，．《《？３－？？巧减拉此秘？妾Ｘ１巧■？■；化？术？？＆冉典知於Ｕ．－、Ｓ？巧３－片－＾？巧０６知於，＿Ｃ？＊■４４Ｉ？．的押心‘以。。口历知巧？八。６－一．１４嫂新ａ说￣…‘…－＾＇０巧。孤日３００、ｉｉｏ２＾０＾巧Ｍ巧ＲＡＴ加ＥＷ巧ＭＰ饼ＡＴＵＲＥ削加Ｌ■＇．—．－－＇－－．不广，，’１ＫｆＩ１Ｉ＆巧。撕與＇－－Ｔ５Ｂｒ从！抑Ａ？货一。如姑。心扣嘴！＿一＾－２４？？？？？ｔ／？—；、ｉｆｌ巧挺〇－２州－；１２２宁ｗ牌．ｍ、４＊赛：，這’‘？？义ｉ色抱．％—＆。《．勺，．如玲ｇ々令－帶＊Ｕ０－＊。脚．．Ｗ三ｆ。ＣＷ。＇．．＞，！：．Ｉ５■邮‘‘．＊抑１？？０，００如Ｃ》，，Ｖ２心玄巧肿扣ＡＴＷＥＷ巧眺打ＡＴＵ阳（Ｋ）７Ｐ１２－４图ＣｒＡｓ的晶格常数和原胞体积随温度的变化－Ｆｉ．２４ＴｅｍｅｒａｔｕｒｅｄｅｐｅｎｄｅｎｃｅｏｆｌａｔｔｉｃｅａｒａｍｅｔｅｒａｎｄｕｎｉｔｃｅｌｌｖｏｌｕｍｅｇｐｐＴ＝２７０Ｋ时ＣＡ一。，，ｒｓ经历次反铁磁相变结构相变伴随着反铁磁相变的发生所Ｗ晶格常数也会发生明显的变化。早在１９９３年，日本的Ｔａｋａｎｏｂｕ和陆ｄｅａｋｉ研究小组就己经系统地研究了ＣｒＡｓＷ及相关化合物在磁性相变前后晶格常数的变化２７￡１－ｒ。图２４为磁性相变前后ＣＡｓ晶格常数ａ、ＫｃＷ及原胞体积Ｖ随温度的变化－Ｈ个方向的晶格常数均出现不连续的变化。２４。关系如图所示，在磁性相变前后，ａ轴和Ｃ轴分别减小化３％和１．１％，ｂ轴增大５．５％，原胞体积増大约４％。在２７０Ｋｌｉｌ下，ｂ轴方向Ｃｒ原子之间距离的突然増大，使Ｃｒ原子产生局域磁矩，电子从巡ＰＳ１。１２２游电子变为局域电子结构相变件随磁性相变发生的情形，这在体系的铁的磯族化合物中很常见。例如在化合物ＳｒＦｅ２Ａｓ２中，反铁磁序的自旋密度波相变伴随晶格结构的变化，晶格从四方相变为正交相。然而在这类化合物的１１１１体系？中，例如ＬａＦｅＡｓＯ，磁性相变的温度比结构相变的湿度低大约１０Ｋ。１３ 陕西师范大学硕壬学位论文２．１３§．电阻率獅Ｉ——谢．－．ＩＩｊ＇，巧＇…Ｐｉ／－１泌？〇．！ｉ？？…ｒ。。一？＊賴’ｇ。＂一曼滯ｇ鸣？＝５＾Ｔ瞒ＪＴ如＊—ａ（）０曲１（？１办２Ｃ？２５０３００了Ｋ｛）口ｉ］－５图２２Ｋ到３００ＫＣｒＡｓ的电阻率曲线Ｆ－ｉ２Ｔｉｉｉｆｏ．５ｅｍｅｒａｔｕｒｅｄｅｅｎｄｅｎｃｅｏｆｒｅｓｓｔｖｔｒＣｒＡｓｇｐｐｙ２－５３００Ｋ湿度范围内Ｃ－５ＣＡ图为化到ｒＡｓ的电阻率曲线。如图２所示，ｒｓ的电阻率表现出典型的金属行为，随着温度降低不断减小。在２６５Ｋ附近可Ｗ看到＝明显的反铁磁相变。降温过程中，当Ｔ２６０Ｋ时，电阻率曲线突然下跳。而在升温＝过程中，当Ｔ２７０Ｋ时，电阻率曲线突然上跳。送是反铁磁相变在电阻率曲线上的表现一一。在插图中０Ｋ说明这个相变是，我们可Ｗ看到个１左右的明显回滞级相，变。但之前也有实验结果表明，在降温过程中，ＣｒＡｓ的电阻率在相变温度处突然地増大这是与我们实验结果的不同之处。我们认为在相变温度附近电阻率行为的差异与样品的品质有非常大的关系。我们通过实验发现，如果在相变温度附近，样品的电阻率突然增大，这种样品在低温下的剩余电阻率较大，因而剩余电阻比率ＲＲＲ（ｉ？３００Ｋ／ｉ？２。）的值较小，样品的晶格缺陷和杂质散射的影响较（）（大。而对于电阻率在相变温度附近突然减小的样品，在低湿下的剰余电阻率较小．（可小于２解ｃｗ），使剩余电阻比率ＲＲＲ的值较大，样品的品质较好，晶格能保持完整的周期性，缺陷和杂质散射的影响较小。影响样品品质的因素是多方面的，例如生长样品时所用原料的纯度，原子配比，降温的速率，Ｗ及所用器材的洁净程度都会对样品品质有影响。１４ 第二章ＣｒＡｓ的超导电性＇４．２ｆ３／ｓ户飾＋／了／－巧Ａ邹．坊巧５４ＪＱｃｍＫＩ户４Ｊ‘芒ｉ吉４〇－’入乂－３．９賦Ｉ．■＜１ｔ．０阳０泌０劝０４００巧巧２１Ｐ］图２－６２０ＫＷ下电阻率Ｐ随ｒ的变化关系Ｆ２－６Ｔｈｉ．ｅｐｖｅｒｓｕｓｃｕｒｖｅｂｅｌｏｗ２０Ｋｇ２２－６２０Ｋｒ图为Ｗ下电阻率ｐ随的变化曲线。在温度小于ｌＯＫ的低温区域，２电阻率可Ｗ用公式＝＋ＡＴ描述。所表示剩余电阻率，Ａ是剩余电阻率系数ｐｐ〇，２与电子有效质量成正比－－。从图２６可［＾＾看出，在低温区域ｐ；＾表现出很好的线性行为，由此可见ＣｒＡｓ的低温电阻率表现出费米液体行为。通过线性拟合可Ｗ得到２Ｐ９ｌＡ的数值＝．。ＣｒＡｓ的电子比热系数／９．１ｍＪ７ｗｏ／／：。送样我们可Ｗ定量计算出２一ＣｒＡｓ的Ｋａｄｏｗａｋ－／ｉＷｏｏｄｓ比率Ｊ／］，从而对ＣｒＡｓ的电子关联性做进步的分析。电子与电子之间的散射率与电子有效质量之间的关系可Ｗ用Ｋａｄｏｗａｋ－ｉＷｏｏｄｓ２－口Ｗ比率心ｙ来说明。ＫａｄｏｗａｋｉＷｏｏｄｓ比率与温度相关的金属电阻率和比热有关。一Ｐｉ’３２－Ｗｏｏｄｌ对于不同的金属，Ｋａｄｏｗａｋｉｓ比率的值不样。通过计算我们得到－５２－２Ｊ＝．？？’心／ｋｌ〇ｃｗ歸Ａ：ｒｓ尸＾，这样我们可Ｗ定量地将ＣＡ和其他金属－－材料的ＫａｄｏｗａｋｉＷｏｏｄｓ比比较。如２７图所ｒｓａｄｏｗａｋ－率进行示，ＣＡ的ＫｉＷｏｏｄｓ一Ｎ比率值位于关联电子体系的直线上，并且比些简单金属（Ｆｅ、ｉ、Ｃｕ等）的一ａｄｏｗａｋ－－Ｋｉｏｏｄｓ比率值大个量级。因为不同的材料有不同的ＫａｄｏｗａｋＷｏｏｄｓＷｉ比率一，所Ｗ有很多机制被人们用来解释这现象的成因。材料的各向异性、载流子浓度、费米面的拓扑结构、基态的简并度及磁性等方面的差异都可能导致－Ｗｏｏｄ比率的不同－Ｋａｄｏｗａｋｉ。如果要彻底地解释为何ＣｒＡｓ的ＫａｄｏｗａｋｉＷｏｏｄｓ比率值恰好处于关联电子体系的直线上，还需要更多的实验研究。１５ 陕西师范大学硕＋学位论文？．—’－－Ｔｔ■’，■■■’１目■ｉＩｊ＼。技８：。：＾每ＣａＣ逼：Ｓ１斯：解如Ｊｌ时化；、ＣｅＣｕ沸／Ｙ满Ｊ’．Ｌ的Ｌ＼．？？巧Ｓｅ气７言三六巧ｉＴ帮；－ＳｆＲｕＯ冷－ｊｊ，為巧（化《产化梦—＿—ＹｂＣｕ＊心、＇勺：ＹｂＣｕ：Ｓｉ另家ｊｊｙ如。曼吗‘［城掌受ｒ、＂■？＾Ｗ；Ｗ苗ＶＣｆＡｓ／４佩ｉｒ？＼ｙｃｅＳｎ－ｒ／ａ：＇＇＇＂＾＾ｙｔＪＣＵ：／ｋ／ＶｂＡ＾ｌｎ４：如ｒ／／＼１４季３厕－１０＾＾＼气＼－Ｉ厶，？ｊ‘，ｊ，ｊｉ■Ｌ，Ｊｉ＇Ｊ＾，＇，，ｖ，，，、，，，，Ｗ，，ＡＳ「，，Ａ，，，、，、＾？＊，ｉｆｌ１Ｑ＊＊１炉１０１炉１妒１０口＂２－７ａｄｏｗａｋ－图不同金属的ＫｉＷｏｏｄｓ比率－－Ｗｏｏｍａ巧ｒＦ．２７Ｋａｄｏｗａｋｏｒｄｎａｉｇｉｄｓｌｔ化ｉｆｅｒｅｔｉｌｓｐ§２．１．４磁化率图２－８（ａ为化到３００Ｋ温度范围内ＣｒＡｓ单晶样品的磁化率随温度的变化曲）２－８线，磁场大小为化磁场方向分别平行、垂直样品的Ｂ轴。我们在图（ａ）中可Ｗ看到，ＣｒＡｓ表现出明显的磁各向异性。在２７０ＫＷ上，磁化率随温度线性变化。在２７０Ｋ附近，磁场方向无论平行或垂直Ｂ轴，都可Ｗ从磁化率曲线上看到明显的磁性相变。这点与ＣｒＡｓ多晶材料不同。在ＣｒＡｓ多晶样品的磁化率测量中，磁化率曲线上观察不到明显的磁性相变ｔＷ一。和电阻率测量样，在升降温过程中可Ｗ一一一２７０Ｋ看到个明显的回滞，挂进步说明这个磁性相变的级相变本质。在Ｗ下，磁场方向平行和垂直Ｂ轴时，磁化率的行为完全不同。中子散射的实验已经证明ｉｓｔｉ在２７０ＫＷ下ＣｒＡｓ的磁结构是双螺旋型的反铁磁结构。当磁场方向平行Ｂ轴时，磁化率曲线ｒＴ一在ｎ（奈尔温度）处出现个突然的下跳，然后随着温度降低而；ｆ（）１６ 第二章ＣｒＡｓ的超导电性不断减小，我们认为这是由于反铁磁涨落所导致。当磁场方向垂直Ｂ轴时，磁化ｒＴｎ处出一个上跳，然后随着温度降低而不断减小率曲线ｘ（）在现。我们认为在２７０Ｋ，，ｔＵ下磁场方向分别平行和垂直Ｂ轴时磁化率的行为的不同结构，是由于相变导致的。在２７０Ｋ下，晶格常数ｂ增大５％，ａ和Ｃ分别减小０．３％和１．１％。所Ｗ沿ｂ轴的自旋交换常数／ａ减小，而沿ａ轴和Ｃ轴的自旋交换常数／、。。人增大＝所Ｗ在Ｔｎ２７０Ｋ，磁场方向分别平行和垂直Ｂ轴时，ＣｒＡｓ的磁化率分别减小和增－大。我们从图２８（ａ）上可Ｗ看出，磁场平行样品ｂ轴时磁化率的减小幅度要明显大于磁场垂直ｂ轴时的磁化率增大幅度，这是因为在ＴｎＷ下，晶格常数ｂ的增加幅度相比晶格常数３和Ｃ的减小幅度大，所＾／的减小幅度要大于＞＞和《＾的增，＾。大幅度。根据目前的单晶磁化率实验结果，可Ｗ解释为什么在多晶的磁化率测量中观察不到明显的磁性相变。因为多晶材料包含了各个晶面取向的晶粒，所Ｗｘ（了）曲线在Ｔｎ处出现的上升和下贸断为被相互抵消，因而观察不到明显的磁性相变。—＿＿＿＿＿＿化（热汾Ｐ１ＴｍｂＩ０－．成沁思Ｉｏ．ｏｏｏｒＩ专腸．．Ｏ．ＯＣＫ＾０斌１㈱１朗２００游０３００了脚Ｔ弓化妨巧－０．００。香ＩＭ＊城化Ｉ（Ｐ化诚１－ｍ１ｊｊｍＦＩ議。过ｂ（）１‘？＾００４００５００６００７００ＳＯＯｒＫ（）２－８Ａ图Ｃｒｓ单晶的磁化率曲线Ｆ－ＴｅｍｒｎｅＡｉｇ．２８ｐｅａｔｕｒｅｄｅｐｅｎｄｅｎｃｅｏｆｍａｇｔｉｃｓｕｓｃｅｐｔ化ｉｌｉｔｙｆｏｒＣｒｓ２－８（ｂＫ＞Ｔ＞从图）可Ｗ看出当温度７００２７０Ｋ时，磁化率随温度线性増加。这一种现象在铁基超导体中也能观察到。些铁基超导材料在自旋密度波相变温度１７ 陕西师范大学硕壬学位论文上表现出线性磁化率。例如对于反铁磁的Ｎａ〇．５Ｃｏ〇２，在奈尔湿度Ｗ上也可Ｗ看到Ｐ３＾磁化率随温度线性变化的现象。关于线性磁化率成因的解释有很多。例如在铁ｆＷ一基化合物中，局域交换或巡游电子被认为是导致线性磁化率的原因。值得提的是一，在２７０Ｋ＾上，磁场平行、垂直样品Ｂ轴时线性磁化率的斜率是，这［样的一样的说明导致两个方向存在线性磁化率的机制是。很多铁基超导体的母体化合Ｃ一ｒＡｓ相似物的高温磁化率与，两个方向的线性磁化率斜率都样，例如的］口勾８巧。乂。ＢａＦ＾Ａ。。，§２．１．５霍尔系数，－襄３？／£／．ｒ：－３－ａ．（》０１００２００３００Ｔ㈱＇＾？／＊１／Ｘ３．／＂＾｛ｂ）０；微掷０期ＴＷ、ｌｙＶ）２－９图ＣｒＡｓ单晶样品的霍尔系数随温度的变化关系Ｆ－ｉ２９ＴｅｍｅｒａｔｕｒｅｄｅｅｎｄｅｎｃｅｏｆｈａｌｌｃｏｅｆｆｉｃｉｅｎｔｆｏｒＣｒＡｓｇ．ｐｐ一一ａｌｌ霍尔效应是磁电效应的种，这现象是美国物理学家Ｈ于１８７９年在研究金属的导电机制时发现的。当电流垂直于外磁场通过导体时，在导体垂直于磁场一和电流方向的两个端面么间会出现电势差，这现象被称为霍尔效应。这个电势？？差被称为霍尔电势差Ｊｄ。Ｒｈ，可Ｗ用巧／表示霍尔系数的绝对值越大，ｅ载流子浓度越低一。因此霍尔系数Ｒｈ测量是确定载流子浓度的种重要手段，并且１８ 第二章ＣｒＡｓ的超导电性Ｐ７１可Ｗ根据霍尔系数的正负判断材料中载流子的类型。２－９为ＣｒＡｓ单晶样品的霍尔系数随温度的变化关系图。从图中可Ｗ看出，在。，低温下，霍尔系数为负值，ＣｒＡｓ主要由电子导电随着温度升高霍尔系数Ｒｈ的绝对值逐渐増大，载流子浓度逐渐降低。当温度达到反铁磁相变的湿度（Ｔｎ）附近，霍尔系数变为正值，载流子类型发生转变，空穴成为主要的导电载流子，并且载流子浓度迅速减小。在Ｔｎ附近，导电载流子类型的转变Ｗ及载流子浓度的迅速减小，可能是由于结构相变所导致的。§２．２ＣｒＡｓ单晶样品的超导电性一ｒｓ之前的高皮实验表明，利用外部高压调节ＣＡ的基态性质是种行之有效的磁相变随着压力的増大被逐渐抑制，当压力增大到５ｋｂａｒ时反铁磁相变方法，反铁完全消失。但是之前的高压实验测量的都是多晶样品，并且测量温度被局限在４ＫＰＳ１国科学院物理研究所錐建林Ｗ上因此没有发现ＣｒＡｓ的超导电性。２０１４年祝中，ｏｓｈｉａＵｗａｔｏｋｏ研研究组、程金光研究组和日本东京大学的Ｙｙ究组等合作，利用改进的高压测量系统（可Ｗ加压至２１ＧＰａ、降媪至化３Ｋ），在极低温下采巧静流体）Ｃ一液压的方法发现ｒＡｓ在定压力范围内超导，其超导转变温度为２Ｋ，虽然超导Ｃ一转变温度很低，但实现了ｒ基化合物的第个超导体，这项工作具有里程碑似的ＰＷ。ｋｏｅａｗａＳ．研ＣｒＡｓ意义随后不久，日本神户大学的Ｈ．ｔｇ，究小组也在高压下发现ｔＷ。单晶样品的超导电性，其超导转变温度为２．２Ｋ２０１４年末，浙江大学的曹光汉＝Ｗ研究小组成功制备出Ｋ２Ｃｒ３Ａｓ３（ＡＫ，Ｒｂ）超导样品，实现了Ｃｒ基化合物的常皮超。导，同样意义重大２－ｒｓ图１０为不同足力下，ＣＡ单晶样品的电阻率曲线Ｐ讯，温度测量范围从３（Ｋ）Ｋ到３５０ｍＫ，最大皮力为２１．４Ｇ化。从图上我们可清楚地看到反铁磁相变随压力的变化情况。在常压下，反铁磯相变可Ｗ清楚地在ｐ（Ｔ）曲线上看到，ｐＣＴ）曲线一＝在Ｔｎ２６５Ｋ附近出现个突然的下跳。随着压力的増大，Ｔｎ逐渐减小。在压力小一于３ｋｂａｒ时，ｐ（Ｔ）曲线在Ｔｎ处仍然会出现个突然的下跳。当压力大于３ｋｂａｒ时，一ｐＣＴ）曲线在Ｔｎ处会出现个明显的折点，并且曲线的弯折程度随圧力的増大而逐Ｔ一渐减小。从ｎ随压力的变化可Ｗ看出，随着压为的增大，级相变的作用经历了一一个由强到弱的逐渐转变。值得提的是，高压下ＣｒＡｓ单晶样品的电阻率测量结ｒ果与ＣｒＡｓ多晶样品的实验结果与完全不同。对于多晶样品，当加压５ｋｂａ时，＝Ｔｎ１５０Ｋ，当压力继续增大化Ｔｎ完全消失而对于单晶样品，Ｔｎ在大约７．２此狙时降至７０Ｋ。１９ 陕西师范大学硕七学位论文－１ｂａｒ１：＾—４００－２２ｋｂａｒＩ／ｉ：３．６８Ｈ６．継１０罗ＩＩＩＩＩＩＩ１ＩＩＩＩＭＩＩＩＩＩＩＩＩ１ＩｔＩＩＩＩＩ０１００２００３００ＴＫ（）‘９Ｐ１２－１图０不同压力下，ＣｒＡｓ单晶样品的电阻率曲线Ｆ－ｉｇ．２１０ＴｈｅｒｅｓｉｓｔｉｖｉｔｙｃｕｒｖｅｏｆＣｒＡｓｕｎｄｅｒｖａｒｉｏｕｓｈｄｒｏｓｔａｔｉｃｒｅｓｓｕｒｅｓ．ｙｐ＿．２．０．．．７＾１ｂａｒ］１Ｉ指呼：ｗ，－’＇ｉ＂｜｜＂ｉｖｖｒＩｖｉｒ？ＴＴＴ口ｒｒｒｒ甲ＴＴ！ｒＴＴＴＴＴＴｆｉＴ｜｜巧ｙＬＯ１５２．０．１．０２．０３．０Ｔ㈱Ｔ㈱９Ｐ１－ｎ低溫下Ｃ图２ｒＡｓ单晶样品的电阻率－Ｆｉｇ．２１１ＬｏｗｔｅｍｐｅｒａｔｕｒｅｒｅｓｉｓｔｉｖｉｔｙｏｆＣｒＡｓｕｎｄｅｒｖａｒｉｏｕｓｈｄｒｏｓｔａｔｉｃｒｅｓｓｕｒｅｓｙｐ－图２１１为低温下灯Ａｓ单晶样品的电阻率曲线ｐｒ。从图中我们可ｗ清楚地（）看到ＣｒＡｓ超导电性的出现（＾１及超导转变温度随压力的变化情况。在常压下测量ＣｒＡｓ的电阻率到３５０ｍＫ，未观察到零电阻现象。因而证明ＣｒＡｓ单晶在常压下不是超导体。有趣的是，当温度小于２．５Ｋ时，只要给样品施加２．０１ｋｂａｒ的小压力，样品就开始出现超导迹象，ｐｒ曲线阶梯似的往下掉，最后在１Ｋ附近保持不变，（）。此时样品的剩余电阻率为化２（０曰所。随着压力的加大，电阻率减小的幅度也逐渐｜增加，最后在压力等于３．２８ｋｂａｒ时，在１Ｋ附近观测到零电阻现象，这表明超导开２０ 第二章ＣｒＡｓ的超导电性始出现。当压力继续增大至６．９７ｋｂａｒ时，此时反铁磁相变还没有完全被压制掉，仍然可Ｗ观测到零电阻现象，ｐ（ｒ）曲线阶梯似地掉到零。样品的电阻率阶梯似地掉到零是由于反铁磁相和超导相的共存所致。加压小于８ｋｂａｒ时，随着压力增大，超导转变温度先增大后减小，但零电阻现象始终出现在１Ｋ附近。当加压大于８ｋｂａｒ时，ｐ（ｒ）曲线阶梯似减小到零的特点消失，此时反铁磁相变已经完全被压制掉，ｐ（ｒ）曲线在超导转变温度处直接掉到零，而不是像之前阶梯也掉到零。在此压，压１０力区间超导转变温度先随着压力增大而増大．８８ｋｂａｒ时超导转变溫度，在加达到最大值１．４７Ｋ，之后随压力增大而逐渐减小，在压力等于２１．３７ｋｂａｒ（设备目前所能达到的最大压力）时．Ｋ。ｒＡｓ，超导转变温度减小到１１７压力诱导的Ｃ超导电性和其特有的电阻率特点能够在其他Ｃ一ｒＡｓ单晶样品中得到进步的确认。值得一提的是，在测量过程中用的ＣｒＡｓ单晶样品的剩余电阻率比率ＲＲＲ均大于２００。早在２０１０年，该研究小组就已经进行了ＣｒＡｓ单晶样品的高压实验，当时所用样品的剩余电阻率比率ＲＲＲ最高约为５０，没有观测到超导现象。因为我们得出结论，ＣｒＡｓ超导电性的发现和单晶样品品质的提高有非常重要的关系。￣抑二２６ｋｂａｒ．Ｓ手ａｔｉ－－０－－２４．９９ｉ》娩＾ｆ斗Ｉ－－＾０．４＾Ｉｆｆ良：６．４０？兴／＾ＩＪＶ击：２０．８６ｆ＾Ｊ＊－Ｇ？ｒ＿ｊＡ－Ｂ＊於＜ＪＰ－－０．６ｉｒｉｈｒ＇、．ｆ＇＼７．Ｓ５ＷＪ９Ａ》二－－？若＇■－．．．－—■■■■１０－ＩＩＩＩＩＩｉＩＩＩｒＩ１ＩＩＩ｜０．５ｉ．Ｏ１．５２．０ＴｅｍｅｒａｉｕｒｓＫｐ（）９Ｐｌ２－图１２不同压力下ＣｒＡｓ单晶样品的交流磁化率Ｆ－ｉ．２ｌ２ＡＣｎｅｔｉｃｔ化ｉｉｉｔｄｅｖａｉｇｍａｇｓｕｓｃｅｐｙｏｆＣｒＡｓｕｎｒｒｏｕｓｈｄｒｏｓｔａｔｉｃｒｅｓｓｕｒｅｓｙｐ电阻率的实验结果说明一，在小于７ｋｂａｒ的个很宽压力范围内，超导态与反铁２１ 陕西师范大学硕古学位论文，两相存在竞争。当压力继续增大时磁态共存，超导态在竞争中逐渐抑制反铁磁一，直到反铁磁态消失态。为了更深入地研究超导相和反铁磁相的竞争Ｗ及进步证实观测到的ＣｒＡｓ单晶样品的超导电性，需要通过测量ＣｒＡｓ单晶的交流磁化率－证实超导抗磁信号的存在。图２１２为不同压力下ＣｒＡｓ单晶样品的交流磁化率。化ｂａｒ时。如图所示，当加压大于，抗磁信号开始出现当压力维续増大，抗磁信号也逐渐增大。当加压９．６９ｋｂａｒ时，超导抗磁信号已经覆盖样品体积的９０％Ｗ上。这些结果直接有力地证明了压为诱导的ＣｒＡｓ单晶样品的超导电性是体超导电性。一致此外，从交流磁化率上看到的超导转变温度与电阻率测量所得到的结果基本。３００ｎｓｉ２如邏贸；■．Ｔｎ＾。細．１．。；巳＾－化１５０％＼－ＡＦ１００：孤ｘＴｅ资＠《泌Ｔ■■奪Ｉ４＊靈？％私鋪ＳＣ：Ｗ：＂－．？＂．ｉ＂．＂Ｉ．ＩＩ＂，＂ｆＩ＂＂ＩｌＩ０Ｈ中，ｊｆＩＩ－－三—Ａ贵０—＇—－—－ｉｒ！？＊＝？ｒ乂ｉｎ武＊＊｜—：１＾－２云Ｉ卢？广：〇．ｉ．．＊．＊’．■：１＊公＊ｒ石占－＂—＇１—０：厂节１－０巧Ｔ１ＩＩｆ１＾占ｉＩｉ１１１ＪＩ１０５１０巧２０２５Ｐｂ＊ｒｅｓｓｕｒｅ保註ｆ）３９ｔｌ－２－图１３ＣｒＡｓ单晶样品的温度压力相图－Ｔ－ｍＦｉｇ．２１３ｈｅＴＰｈａｓｅｄｉａｒａｏｆＣｒＡｓｐｇ根据高压下电阻率和交流磁化率的实验结果，可Ｗ画出ＣｒＡｓ单晶样品的温度－－，如图２１３所示压力相图。从这个相图上可Ｗ直观地看出，反铁磁相变随着压力－化ｂａｒ的的增加逐渐被抑制，最后在压力约等于８ｋｂａｒ时被完全抑制掉。在３ｋｂａｒ压力区间内，超导态与反铁磁态共存。随后超导态逐渐压制反铁磁态，抗磁信号随之増大。当压力大于８ｋｂａｒ时，体超导的覆盖体积超过９０％。超导转变的温度范２２ 第二章ＣｒＡｓ的超导电性围Ａ７显著地随着压力增大而减小－０所示的ＣｒＡｓ单晶；。图２样品的相图与许多非■＾气例如重费米子超导体常规超导体类似、铜氧化物高温超导体、铁基超导体。一些共同点一在这些体系中有，超导电性常出现在个有序态的临界点附近。可Ｗ利用一个外部的调控参量（例如载流子慘杂、化学加压和物理加压）将这个有序态逐渐地抑制，并把样品调制到这个临界点。这种情况下，超导电性的出现与量子临界点极为接近，这说明量子临界涨落在库巧对的形成中扮演着重要的角色，例如在重费米子化合物ＣｅＣｕ２化和电子型渗杂的化合物Ｌａ２＿ｘＣｅｘＣｕ〇４中。３０２．．０：ｎＡ斯：２．５山＼Ｉ１０Ｓ．＾■’’…妨＾Ｉ…一…ＩＩＭ１Ｉ…Ｉ｜１５－：运；视§ｓ：－－〇ＣｍＩ＾ｉｌＸ＾＂ｉＩ．！ｓ５］／２．。＾２．。ｔ；＼Ｉ■：巧＾Ａ＇Ｃ１Ａ＿Ｊ￣Ｉ＂Ｔ￣ｖ．ＪＩ？Ｉ■ｔ．ｙｉＩＩＴＴＩＩ１ＩｂＩＩＩ＾１■ＩＩＩ？ＩＩＩＩ２４６８０２１１０５１０１５２０２５ＴＫＰ膊进）（）图２－１４（ａ）不同皮力下ＣｒＡｓ单晶的低温电阻率及相应的拟合曲线（的各系数的拟合结果－－Ｆ．１ｉｇ２４（ａ）化ｅｌｏｗ化ｍｅｒａｔｕｒｅｒｅｓｉｓｔｉｖｉｔａｎｄｃｏｒｒｅｓｏｎｄｉｎｏｗｅｒｌａｗ巧打ｉｎｃｕｒｖｅｕｎｄｅｒｐｙｐｇｐｇｖａｒｉｏｕｓｒｅｓｓｕｒｅｓｂｔｈｅｆｉｔｔｉｎｒｅｓｕｌｔｓｐ（）ｇ为了进一步证明在Ｃ一ｒＡｓ中存在个量子临界点，并且探究送个量子临界点和超导电性的内在联系，需要对ＣｒＡｓ单晶样品在压力下的正常态电阻率进行更详细的分析－ａＫＷｒＡｓ。图２１４（）为１２下Ｃ单晶样品在不同压力下的电阻率曲线，实＝。线为相应的拟合曲线为了定量分析低温电阻率行为，利用剩余电阻率公式ｐ（Ｔ）＂＋ＡＴ０进行拟合。指数ｎ能给出关于样品基态的信息，剩余电阻率系数Ａ与准粒Ｐ－子的有效质量成正比。图２１４（ｂ）为剰余电阻率Ｐ、指数ｎ、剩余电阻率系数Ａ。的拟合结果＝２的。朗道的费米液体理论指出，指数ｎ关联金属具有费米液体行为。ｎ＜２时一，样品具有非费米液体行为，并且这是附近存在个量子临界点的信号。根２３ 陕西师范大学硕击学位论文据前面§２丄３部分的电阻率测量结果我们可Ｗ知道，在低溫下ＣｒＡｓ单晶的电阻率２－４中可Ａ具有费米液体行为。从图１看出，对样品加压后，Ｃｒｓ的基态立刻从费米液体态变为非费米液体态。当压力逐渐增大到７ｋｂａｒ时，指数ｎ逐渐减小，而剩余电阻率系数Ａ逐渐增大并在临界压力附近达到最大值，这表明准粒子有效质量的显著増大。当压力继续增大到２１３７ｋｂａｒ时，指数ｎ从１．４逐渐增大到１．巧，剩Ａ不断２１．余电阻率系数减小，指数ｎ５及。在临界压力附近从开始减小到剩余电阻率系数Ａ显著地增大，运些都是反铁磁量子临界点存在的显著特征。指数＝ｎ１．５±化１非常接近Ｈ维反铁磁物质中准粒子通过磁相互作用发生的非相干散射４７４８’一ｔ的理论值ｌｌｉＸ上的结果表明，当ＣｒＡｓ的反铁磁相变被完全压制后，出现个反铁磁的量子临界点，此时自旋涨落将起主要作用。ＣｒＡｓ的量子临界性与自旋涨落有关，这在库巧对的形成中将起重要作用。＂＂＝，１２２ＡＦｅＡｓＡＳｒＢａ在铁基超导体中体系的母体化合物２２，中也存在类似（）一ｗ一ｔｉＣ的级反铁磁相变和压力诱导的超导电性。所Ｗ在此将它们和ｒＡｓ做个比＝较。虽然ＣｒＡｓ和ＡＦｃ２Ａｓ２ＡＢａ鄉是反铁磁性的金属化合物，但是自旋的排列（化３＋一Ａ却完全不样。Ｃｒｓ的自旋是双螺旋结构，而在ＡＦｃ２Ａｓ２中，Ｆｅ的自旋在化面ｓ３＋３＋ｔｗ。．内反平行排列在ＴｗＷ下，Ｃｒ离子的磁矩是ｉＡＦｅＡｓ，Ｆｅ１７／ｓ，在＾ｚ中离子ｓ＇ＷＷ０－的磁矩是．８１。在这些体系中ｙ，结构相变都伴随着反铁磁相变的发生。／在Ｔｆｇ下，ＣｒＡｓ的结构对称性并没有改变，而ＡＦＣ２ＡＳ２从四方结构变为正交结构，因此结构对称性降低。不过，相比ＡＦＣ２ＡＳ２，对ＣｒＡｓ施加压为更容易抑制反铁磁相变。在电子型惨杂的ＡＦＣ２ＡＳ２的体系中，化学压力很容易抑制反铁磁有序并且产生高Ｔｃ的超导电性。尽管ＣｒＡｓ的超导转变温度很低，但是高压诱导的ＣｒＡｓ超导电性的发现为ｙＸ后在Ｃｒ基体系中发现更多的超导体提供了很大的参考价值。ＣＡ一实际上，ｒｓ属于个庞大的过渡金属磯化物体系，送类化合物可用公式ＭＸＭ＝＝ＰＡ（过渡金属元素，ＸｓＳｂ表示。大多数ＭＸ化合物的晶体结构为六角形，，）ｓＮｔｕ的ｉＡｓ型结构和正交的ＭｎＰ型结构。之前的研究表明３ｄ元素的磁性和过渡金－Ｍ＝属元素么间的距离（Ｍ）有关。在ＣｒＸ（ＸＰＡｓＳｂ）化合物中，Ｃｒ原子的磁矩，，随着Ｘ原子半径的减小而减小Ｓｂｒ３，ＣｒＡｓ中Ｃｒ原子。Ｃｒ中Ｃ原子的磁矩为＾。＾的磁矩为１．７〔巧０＾。ＣｒＡｓ，中灯原子的磁矩为＾即没有磁性中灯原子的？，磁矩很有可能位于局域电子和巡游电子的磁性边界，所惨杂５％的Ｐ元素就能将运个长程反铁磁有序完全足制掉。送也是逸个反铁磁相变对外部压力敏感的原因。５一ｔ些合金中（例如Ｃｒ－ＲｈＣｒ－民ｅ尽管超导电性在Ｃｒ的）早己被发现气但是ＣｒＡｓ，一是Ｃｒ基体系中的第个超导化合物，Ｃｒｒｓ。与合金不同的３ｄ电子是ＣＡ费米能级附近态密度的主要贡献实际上，对Ｃｒ金属自身的巡游电子反铁磁性的研究已２４ 第二章ＣｒＡｓ的超导电性Ａｓｌｑｒ有超过五十年的历史但是，当Ｃ的反铁磁性被外部高压或化学惨杂所抑制的时候，在量子临界点附近没有发现超导电性的存在。ＣｒＡｓ的超导配对对称性Ｗ及超导机理，理论和实验来阐明。尤其是磁性的作用，还需要用更多的２－§．３ＣｒＡｓ１ｘＰｘ单晶样品的量子临界现象２３．１§．样品制备ＣｒＡｓ＿Ｐ我们使用助烙剂法生长单晶样品，步骤如下：ｉｘｘ在充满氣气的手套箱中将原料Ｃｒ粉（纯度９９．９９％）、Ａｓ粉（纯度９９．９９％）、Ｐ粉（纯度９８．５％）及Ｓｎ粒（９９．９９９９％）按理想的比例混合后放入Ｈ氧化二铅世祸中，再在真空度为＾ＩＣＴＴｏｒｒ的条件下将装有原料的请巧密封在石英管中，随后将石英管放入马弗炉中烧结。首先用１２小时将石英营加热到６００化，在６００化保温１２小时，巧用１２小０时加热到１１Ｏ〇Ｃ，在１１００化保温１２小时。随后炉子开始降温，降温速率约为８０化／天，降到６００化后保温２０小时。最后在６００化时取出石英管，将其放入离也机除去助炼剂細。ＣｒＡｓ＿Ｐ晶样品呈针状，晶体沿ａ轴生长。该样品在水和空气中ｉｘｘ单非常稳定。在物性测量之前，将样品在稀盐酸中浸泡，除去样品上残留的助烙剂。＝－１５ｒＡｓ．Ｐ（ｘ００。图２为Ｃ．０３０．０７０．２）单晶样晶的Ｘ射线衍射图ｉｘｘ从图上可，，，一Ｗ看到个尖锐的单晶衍射峰００。ＣｒＡｓ＿Ｐ，这个单晶峰对应于样品的ｉｘｘ单（巧晶面－Ｐ量的晶样品的晶体结构仍为正交的ＭｎＰ型结构。从图２１６中可Ｗ看出，随着惨増加，Ｃ轴的晶格常数不断变小，插图中显示出主峰的位置向更高的角度移动。这一Ｐ元ｎａａｔＷ说明素的成功渗入之前的研究结果。。结构分析的结果与Ｋａｙ致ＣｒＡＳＰｉ＇，ｘ＝０．２Ｉ豆．＂．－．■ｘ＝０．０７Ｉｎ—…一‘一■，一＇Ｓ＝ｘ０．０３ｓＩＩ—巧＝复ｘ０３３巧４５的巧２６（ｄｅｇｒｅｅ）图２－Ｐ１５ＣｒＡｓＪ单晶样品的Ｘ射线衍射图ｉｘ－Ｆｉ１５ＴｈｅＸＲＤａｔｔｅｒｎｓｆｏｒＣｒＡｓ－Ｐ．２ｉｇｐｘｘ２５ 陕西师范大学硕±学位论文ｅ．２２．，？；＝０敏Ｘｐｏ及？气Ｗ入２？Ｉ１备＾£：＼Ｉ１ＩＩ＊＇，２ｅｅｅ｛ｄｂ＾）、■、々．？，ｉＳ、？｜ｉｉ＂？■■＂．＂｜’’＂＂…Ｉ￣—？？＼１Ｓ．名．００１９Ｘ２－图１６晶格常数随惨Ｐ量的变化Ｆ－－ｉｇ．２１６ｔｈｅｄｏｐｉｎｇａｍｏｕｎｔｄｅｅｎｄｅｎｃｅｏｆｃａｘｉｓｌａｔｔｉｃｅａｒａｍｅｔｅｒｐｐ２义２电§．阻率■■■ＩＩＩ＝ｘ０．０４６。。－■１１公巧。之Ｓ３３的ＴＫ（）２－１ＣＡｓＰ图７ｒ＿单晶样品的电阻率曲线ｉｘｘ－Ｆｉｉｆｏｒｓ－．２１７ＴｅｍｅｒａｔｕｒｅｄｅｅｎｄｅｎｃｅｏｆｒｅｓｓｔｉｖｉｔｒＣＡＰｇｐｐｙｉｘｘ＝－图２ｓ－１７为化到３０版湿度范围内ＣｒＡｕｘＰｘ单晶样品Ｕ００．２）的电阻率曲线？了。ＣｒＡｓ＿Ｐ，随。／ｉｘｘ单晶样品的电阻率表现出金属行为着温度降低不断减小（）一Ｃ＝ｒＡｓ单晶样品在Ｔ２７０Ｋ时发生级反铁磁相变，在相变温度处电阻率曲线会出现突然的下跳Ｃ在§２丄３中己详细讨论）。对于惨Ｐ的样品，当惨杂量ｘ＜０．０５时，反铁磁相变的温度Ｔｎ随着渗杂量増大而不断降低，然而和ＣｒＡｓ不同的是，在相２６ 第二章ＣｒＡｓ的超导电性＝变温度处电阻率曲线出现突然的上跳。当ｘ０．０５，反铁磁相变已经被所加的化学压力完全压制掉。反铁磁相变逐渐被压制，送也说明Ｐ元素的成功慘入。ＣｒＡｓ单晶一样品的ＲＲＲ值可Ｗ达到２５０。而ＣｒＡｓ＿Ｐ单晶样品的ＲＲＲ值般只有２０左右，ｉ、ｘ这说明渗杂后样品品质变差，晶格缺陷和杂质散射等影响在ＣｒＡｓｉ．ｘＰｘ样品中表现得尤为明显。－—。－否４■，１１１１｜．＼田一＼ｆ０。窃Ｓ．０５０．重０已留．２孩Ｘ２－Ａ的拟合结果图１８ｎ和Ｆ－ｉｇ．２１８ＴｈｅｆｉｔｔｉｎｇｒｅｓｕｌｔｓｆｏｒＡａｎｄｎ为Ｔ获得更多关于ＣｒＡｓｉＪＰｘ单晶样品的正常态电阻率信息，对该体系的低温电阻率进行进一步的定量分析。在４ＫＷ下的低湿区域，电阻率可Ｗ用公式２２＝￣＋Ｊｒ。ｒ。ｐ描述在此湿区，通过线性拟合ｐ曲线，得到系数Ａ在更宽的Ａ＝－＋＾ｒｎ２１８。湿度范围内用公式ｐ賴合，得到指数，拟合结果如图所示当Ａ＞＝０＜ｘ＜０．０５化剩余电阻率系数Ａ随着渗Ｐ量的増加而增大。当ｘ０．０５化Ａ增大到最大值，之后随着渗Ｐ量的增多而逐渐减小。指数ｎ首先随着渗Ｐ量的増多而＝逐渐减小，当ｘ０．０５时ｎ减小到最小值１．５，之后随着渗Ｐ量的增多而缓慢增大。从＾上分析可！＾＾看出，所加入的化学压力不仅逐渐压制了母体化合物中的反铁磁相变而且立即改变了样品的基态，使样品基态从费米液体态变为非费米液体态，一这和之前的高压实验所得结果是致的。送种从费米液体态到非费米液体态的转一＝。ｘ０变往往发生在个量子临界点附近在临界渗杂量．０５处，Ａ的突然增大Ｗ及＝ｎ－ｒｒｓ１．５证明了反铁磁量子临界点的存在。图２１９Ａｓ和ＣＡＰ晶样品的，为Ｃｏ．９ｓｏ．ｏ５单，低溢电阻率数据，实线为利用剩余电阻公式得到的拟合曲线在此温区利用剩余２ｉ＇５电阻公式能较好地拟合实验数据￣￣ｒ。插图为相应的ｐｒ、ｐ曲线。从插图中２７ 陕西师范大学硕壬学位论文可Ｗ清楚地看到样品的费米液体行为和非费米液体行为。。？滯ｕ；立成方－０．１ＣｒＡｓ－￣￣０，０５，０巧ｔＫ（）＇４３．－－－Ｉ－Ｌ化ｐ．！＊．ｉＸ：Ｘ运ＣｒＡｓＰ。＇抵〇々５４．分１５，。，５Ｔ㈱２－图１９ＣｒＡｓ和ＣｒＡｓｏ．９Ｐ．单晶样品的低温电阻率曲纸实线为拟合曲紙插图为相应的５ｏ０５２’ｓ？－了Ｐ、Ｐ；ｒ曲线Ｆ－－ｉｇ．２１９ＴｈｅｌｏｗｔｅｍｐｅｒａｔｕｒｅｒｅｓｉｓｔｉｖｉｔｙａｎｄｃｏｒｒｅｓｏｎｄｉｎｏｗｅｒｌａｗｆｉｔｔｉｎｆｏｒＣｒＡｓａｎｄｐｇｐｇ＾＂ｈｅｗ—￣ＣｒＡｓＰ．ｔｉｎｓｅｔｓｈｏｓｔｈｅｒ、ｒｃｕｒｖｅ．０．９５０．０５ｐｐ和加足实验所不同的是，在所测量的所有惨Ｐ样品中，在２ＫＷ上没有发现超导，我们认为送与化学渗杂所导致的晶格无序有关。在ＣｒＡｓ的島压实验中，只有当电子的平均自由程大于超导相干长度的时候才能观测到超导电性。在高压实验？中所使用的ＣｒＡｓ单晶样品的剩余电阻率Ｐ约为ＣＷ，估算出样品的平均自由０ｔｗｉ程和超导相干长度分别约为７６６埃、１８５埃。对于惨Ｐ的样品，例如ＣｒＡｓｏ．９５Ｐｏ．ｏ５，－４０，ｃｗＣｒＡ４０剩余电阻率约为卸，假设载流子浓度和ｓ样，则平均自由程约为一。ｒｓ埃，远小于１８５埃的超导相干长度这进步说明样品的品质对ＣＡ的非常规超导电性有很大的影响。在未来的工作中，提高ＣｒＡｓｉ＿ｘＰ、单晶的样品品质，可能是实现Ｃ一ｒ基常压超导的个途径。２８ 第二章ＣｒＡｓ的超导电性§２．义３比热－＝－图２２０为化到２０Ｋ温度范围内ＣｒＡｓｕｘＰｘ（ｘ００．２）单晶样品的比热曲线。从图上可Ｗ看出样品的比热值随着温度降低而单调减小。－￣￣—２幻。＇ＩＩ口Ｘ二０。沪。＝。〇Ｘ化０３。＆＝ＡＸ０．ＣＭｆＰ。父邱。．０４５。护。扣＝。々＜．０６１Ｘ０＊日。〇Ｉ：ｘＳｆ换。。。－。－＊＞雜終％８ＴＫ化（）图－ｘ＝－２２０化到２０ＫＣｒＡｓｉＪｘ（００．２）单晶样品的比热曲线－２０ｒｔＦｉ．２ｔｅｍｅｒａｔｕｅｄｅｅｎｄｅｎｃｅｏｆｈｅｓｅｃｉｆｉｃｈｅａｔｆｏｒｔｈｅＣｒＡｓ－Ｐ？ｇｐｐｐｉｘｘ紙．．１，：０巧Ｔ批７０》２－２－２图１８ＫＷ下的仁／７了曲线２—－Ｆｉ２２Ｔｈ／！ｒｒｒｂｌ８Ｋｇ．１ｅＣｃｕｖｅｅｏｗ２９ 陕西师范大学硕±学位论文２２２－２－－ｒ图１为化Ｗ下的ｃ／ｒｒ曲线。８ＫＷ下ｃ／ｒ曲线表现出很好的线性行为，这表明声子和电子的热激发是对样品比热的主要贡献，因此可Ｗ用公式Ｃ／Ｔ２＝Ｙ＋Ｔ来描述。电子比热系数Ｙ与费米面的能态密度成正比。我们通过线２－－性拟合Ｃ／ｒｒ曲线得到ＣｒＡｓ＿Ｐ晶样品的电子比热系数Ｙ，２２２ｉｘｘ单结果如图所示。过渡金属元素有较大的能态密度，这是过渡金属元素的典型特征。从能带理论来看，过渡元素原子的ｄ壳层是不满的。原子的ｄ轨道本来就是比较靠内的轨道，所Ｗ形成晶体时重叠巧少，会产生比较窄的能带。另外，ｄ轨道有５个。送就Ｗ是过渡金属元素有较大能态密度的原因。■．■ＩＩＩ百心－弯＼屯ｉＩＴ１５－－Ｉ０．．００１Ｘ化２图２－２２电子比热系数Ｙ随渗Ｐ量Ｘ的变化曲线Ｒ－２２－ｇ．２ｔｈｅｓｐｅｃｉｆｉｃｈｅａｔｃｏｅｆｉｃｉｅｎｔＹｄｅｐｅｎｄｅｎｃｅｏｆｃｏｍｐｏｓｉｔｉｏ打ｘ■■，？ＩＩＩＩＩ＇＂－－３－００ｘ１０／ＩＫ＾１４００？Ｖ１＼Ｉ■／／一口口ｙｊ．１．？．＇０Ｉｉ，Ｉ，Ｉ＾Ｉ［０．触０．扫０．１扫０．１５０．２５０Ｘ图２－巧Ｙ和Ａ结果比较－ｗｅｅｎｙａｎｄＦｉｅｃｏｍａｒｉｓｏｎｂｅＡｇ．２２３Ｔｈｐｔ．２－２２Ｐ量Ｘ。Ｐ量團为电子比热系数Ｙ隨渗的变化曲线随着渗的增加，电子３０ 第二章ＣｒＡｓ的超导电性＝２ｘ０．比热系数Ｙ很快在．０５时达到最大值３５．３ｍＪ／ｗｏ／足，然后开始减小。在图上一可看到个明显的尖峰。能态密度的大小也和准粒子的有效质量有关。所Ｗ电一子比热系数Ｙ的行为和剩余电阻率系数Ａ的行为应该是致的－。，如图２２３所示一电子比热系数ｙ的行为进ｒｓ＿步证实了之前的结论，ＣＡｘＰｘｉ样品在临界渗杂量ｘ＝０一．０５附近存在个反铁磁的量子临界点。ａｋ－电子与电子之间的散射率与电子有效质量之间的关系可Ｗ用ＫａｄｏｗｉＷｏｏｄｓ比率来说明３Ｃｄｏｗａｋｉ－Ｗｏｏｄ。在§２丄中己经提到，ｒＡｓ的Ｋａｓ比率是－５３２－２一一．．靡．．ｅ＾１〇〇？／＾心些普通金属（例如Ｆ、Ｎｉ、巧、Ｒｅ）大卸，比个量级左右。对于送些惨Ｐ的单晶样品，Ｙｍａｘ／Ｙｍｉ。的比值是２４，Ａｍａｘ／Ａｍｉ。的比值５－Ｗ是２．５近。因此Ｐ样品的ＫａｄｏｗｋｉｏｏｄＣｒＡｓ相，两者非常地接，渗ａｓ比率值与比并没有明显的变化。珍Ｐ并没有对金属中电子的关联性产生重要的影响。§２．４本章小结本章首先介绍了ＣｒＡｓ单晶样品的基本物性。ＣｒＡｓ的晶体结构为正交的ＭｎＰ型结构，电阻率表现出金属行为，低温电阻率具有费米液体行为。磁化率表现出一各向异性，高温下磁化率有很好的线性行为。在２７０Ｋ附近ＣｒＡｓ经历次反铁磁相变并伴随结构相变，晶格常数发生明显的变化。这个反铁磁相变在电阻率和磁化率曲线上可Ｗ清楚地看化。在相变前后，ＣｒＡｓ的载流子类型发生转变，载流子浓度发生明显变化。随后介绍了高压诱导的ＣｒＡｓ超导电性。ＣｒＡｓ是Ｃｒ基体系中一第个化合物超导体。临界压力约为８ｋｂａｒ时，ＣｒＡｓ的体超导电性开始出现，此一时一级反铁磁相变已经完全被抑制，超导转变温度为２Ｋ。在临界压力附近存在＝Ｐ－个反铁磁量子临界点。最后介绍了ＣｒＡｓｉ＿ｘｘ（ｘ００．２）单晶样品的电阻率和比热＝．实验结果。随着惨杂量的増多，反铁磁相变被不断抑制。最后在慘杂量ｘ００５时，＝反铁磁相变完全消失。ＣｒＡｓ＿Ｐ品具有非费米液体行为并在临界渗杂量ｘ０．０５ｉｘｘ样一附近存在个量子临界点。电子和声子的热激发是对ＣｒＡｓ＿Ｐ品的低温比热的ｉｘｘ样主要贡献一步证实了临界渗杂点附近量子临界现象的。电子比热系数Ｖ的行为进存在－ＷｏｏｄＣＡ。惨Ｐ样品的Ｋａｄｏｗａｋｉｓ比率与ｒｓ相比并没有明显的变化，说明渗Ｐ并没有对金属中电子的关联性产生重要的影响。３１ 陕西师范大学硕击学位论文３２ 第兰章ＭｎＰ的超导电性第兰章ＭｎＰ的超导电性§３．１ＭｎＰ的超导电性２０１４年，程金光等采用对顶化式压腔和大腔体立方六面化压腔，在较宽的静水压力范围内测量了０．０５Ｋ至３００Ｋ范围内ＭｎＰ单晶样品的电阻率和交流磁化率，发现１．２Ｇ化的高压可Ｗ将ＭｎＰ本征的反铁磁相变Ｔｓ完全抑制掉，在１．６邸ａ时一个新的反铁磁转变Ｔ＊－出现，此转变随着压力的増加迅速向高温移动３４Ｇ化，在与Ｔｃ汇合，从而将为ＭｎＰ的磁基态改变成送个新的反铁磁相，最后总超导出现在５８运个新的反铁磁序的量子临界点ｔ，超导转变温度为ｌＫｌ但目前为止，还没有发现Ｍｎ基的常压化合物超导体。§义１．１样品制备Ｍｎａｔｏｍ／Ｐ３ｏｍｚｚｉｒｒ：ｎｎｂｏｎｄ；ｔｚ．〇图３－１ＭｎＰ单晶样品形貌和晶体结构－Ｆｉ．３１ＴｈｅｍｏｒｏｏｏｆＭｎＰｓｎｅｃｒｓａｇｐｈｌｇｙｉｌｔｌｇｙ我们使用助烙剂法（助烙剂为Ｓｎ）生长ＭｎＰ单晶样品，步骤如下：在充满氣气的手套箱中将原料Ｍｎ粉（纯度９９．９９％）、Ｐ粉（纯度％．５％）及Ｓｎ粒巧９．９９９９％）＾，ＣＴｏ按理想的比例（１：１：５混合后放入三氧化二铅巧蜗中再在真空度为ＩＴｒｒ的条件），随后将石英管放入马弗炉中烧结下将装有原料的＃巧密封在石英管中。首先用０１２小时将石英管加热到２５０化，在２５０化保温１２小时，再用１２小时加热到１１５０。０００在１１５〇Ｃ保温１２小时。随后炉子开始降温，降温速率约为８〇Ｃ／天，降到６Ｏ〇Ｃ３３ 陕西师范大学硕±学位论文后保温２０小时。６００化时取出石英管最后在，将其放入离也化除去助烙剂細。３ＭｎＰｂ￣．．；ｗｍ单晶样品呈针状，晶体沿轴生长，样品尺寸约为０２Ｘ０２ｘ３５，如图３－１所示。该样品在水和空气中非常稳定。在ＸＲＤ衍射图像上可Ｗ看到明显的单晶峰－，分别对应００２（００４）晶瓦如图３２所示。在物性测量之前（卿，将样品在稀盐酸中浸泡，Ｗ除去残留在样品上的助烙剂。抗说？．－Ｊ—■■．Ｉｔ，Ｉ（如２）Ｃ９巷化皂Ｗ汾３－巧０４）Ｍ巧２ｅ？ｊｅ〇）３－２图ＭｎＰ单晶样品衍射图Ｆ－ｉ．３２ＴｈｅＸＲＤａｔｅｒｎｆｏｒＭｎＰｓｉｎｌｅｃｒｓｔａｌｇｐｇｙ§３．１．２ＭｎＰ的超导电性＝＝ＭｎＰ具Ｂ３－有正交的１型晶体结构，在Ｐｎｍａ群下晶格常数为ａ５．２６Ａｂ３．１７，Ａｃ＝［５．９２Ａ气Ｍｎ原子具有很强的磁化因此普遍认为Ｍｎ原子的强磁性抑制了，超导的出现。在常压下降温过程中，ＭｎＰ经历两次连续的磁性相变首先，ＭｎＰ＝＝在Ｔｃ２９１Ｋ附近从顺磁态转变为铁磁态，然后在Ｔｓ５２ＩＣ附近从铁磁态转变为双螺旋反铁磁态。在铁磁区，Ｍｎ原子的磁矩平行于ｂ轴方向，在低温时磁矩达到１．３ｗｔｉｌｉＢ／Ｍｎ。在双螺旋反铁磁区，自Ｃ旋在油面巧旋转，螺旋传播方向沿着轴。２油￣￣￣．＾＃１亏吃＾＾ｉＳ—翁０巧阳０１如２００２５０如０化〇０．５１．０ｌｉ２．０ｒ巧））嘴３－３图不同皮力下，ＭｎＰ单晶样品的电阻率曲线Ｆ１－．３３Ｔｈｅｒｃｕｒｖｅａｎｄ／ｃ／ｒｃｕｒｖｅｏｆｎｄｅｒｒｉｈｄｔｔｉｇＭｎＰｕｖａｏｕｓｒｏｓａｃｒｅｓｓｕｒｅｓ．ｐ（）ｙｐ３４ 第Ｈ章ＭｎＰ的超导电性３－３／ＭｎＰ单晶样品的电阻＜邱图为不同压力下，率曲线及相应的命曲线。湿５Ｋ到０．５Ｋａ。这些度测量范围从２９，压力范围从０到１０．７ＧＰｐｒ曲线展现出磁性（）一＝相变随压力变化的完全过程。和Ｗ前的研究结果致，在常压下１，在Ｔｃ２９Ｋ（铁磁相变温度一）附近，Ｐ了曲线上可Ｗ看到个清晰的折点，并且在如／＜巧曲线上（）一＝５３Ｋ可Ｗ看到个尖锐的峰。但在Ｔｓ（反铁磁相变温度）附近观察不到其他变化。因为ＭｎＰ的螺旋传播方向沿着样品的Ｃ轴，所Ｗ当测量电流沿着Ｃ轴方向时才能３－在电阻率曲线上观察到这个反铁磁相变。如图４所示，ＭｎＰ表现出强的各向异一＝性。当测量电流沿着Ｃ轴方向化ｐｒ曲线在Ｔｓ５化处会出现个小的跳跃，（）这是反铁磁相变在电阻率上的表现。￣￣＇—３００＾二３，２５０：ｉ；＞Ｔ５－＂ｒ■Ｉ■了ｉｎｎｊＩｉｉ■ＩＩＩ巧ＩＩ－ｇ１５０４０４５５０５５／／Ｓ；ＴＫ／（）／由！１巧＾夺ｃｉ《＊ｉ＂ｂ。＾一■？■■，■■＇■■＇＇？＇■■＇Ｉ＇Ｉ＇ＩＩＩｒＩＩＩＩＧ５０巧０１５０２００２５０３００ＴＫ（）Ｐ８１图３＂４ＭｎＰ的各向异性Ｆ－ｉ．３４ＴｈｅａｎｉｓｏｔｒｏｏｆＭｎＰｇｐｙ＝图３－３中，当Ｐ２．８ＧＰａ时，ｐｒ曲线和〇／ｄｒ曲线的特点和常压下类似，只（）４ｃ一是Ｔ降到２５０Ｋ。进步将压力提高到５Ｇ化，曲线和命／挪曲线出现显著的Ｐ（巧？一＝变化。在Ｐ５ＧＩａ咏我们可（＾ｉ清楚地看到ｐ（＾）曲线在２００Ｋ附近被个折点分成两个部分，温度大于２００Ｋ时，电阻率随着温度线性増加。相应的，加压５ＧＰａ下００一的坏？／况曲线在２Ｋ附近出现个类似阶梯状的上跳，随后在５０Ｋ到１００Ｋ范围一ｒ曲线的这些变化表明力已经改变了Ｍ内出现个类似驼峰形状的鼓包。ｐ，压ｎＰ（）本征的铁磁相变。因此，当压力大于３Ｇ化时，我们将相变温度标注为Ｔｍ。这在６０［１之前已经引起了Ｂａｎｕｓ研究小组的注意，他们认为当压力大于３ＧＰａ时，铁磁相一＝变很有可能已经变化为个新的反铁磁序。当Ｐ６．４ＧＰａ时，除了磁性相变温度降＝至１２０Ｋ化及如／抓曲线中的尖峰变宽外，ｐｒ曲线和命／做曲线的行为与Ｐ５（）Ｇ化时类似一。进步把皮力提离到７．４ＧＰａ时，ｐｒ曲线再次出现变化在湿度（）３５ 陕西师范大学硕±学位论文一＝大于Ｔｍ７０Ｋ时，ｐｒ曲线重新表现出凹曲率，命／卸曲线在７０Ｋ附近出现个（）较宽的峰。当继续增大压力时，在曲线上再也看不到其他明显的变化，这种电阻率的饱和行为在强关联金属中非常常见。在所测量的压力范围内，当曲＾一／況。线的曲率出现变化时，在命曲线上都可Ｗ看到个尖峰或凸起的鼓包从压力下的电阻率行为我们可Ｗ看出，随着压为的增大，首先铁磁相变不断一＝被压制，后来在压力大于３ＧＰａ时转变为个新的反铁磁序。最后在临界压力Ｐｃ８ＧＰａ时磁性相变完全消失，在ｐ（ｒ）曲线上不再出现拐点，此时低温下的电阻率发＞３－３Ｃ）生重大的变化。如图（所示．４０３时，当压力小于７１，降温至化５Ｋ时，电阻率行为没有出现明显的变化，只是剩余电阻率有所提高。在常压下，剩余电阻＝０．．率为．３ｃｍ．ｃｍ。醉，Ｐ７４邸ａ时，剩余电阻率为１．７的随着磁性相变的完全消＝一失，当Ｐ８．１ＧＰａ时，在温度小于１Ｋ时ｐ（ｒ）曲线出现个明显的下跳，这可能意味超导现象的发生。但是在这次测量中没有能够观测到零电阻。当压力增加到８．７邸ａ时，之前在ｐ（ｒ）曲线上观察到的下跳行为就已经消失了。同样当Ｐ＞９ＧＰａ化剰余电阻率随着压力减小，但没发现样品有超导的迹象。这表明，ＭｎＰ中的超导一＞电性只可能存在于８ＧＩａ附近个很小的压力范围内。１２—６—＾小．３－－＂—＊＊＊＾…ｓ＿Ｍ…ｖ－—８Ｔ７．８＊，ｆｋ－Ｉ４．２／７％－０．４７．５／／７＇！．．．．．．．．．，ｙ．，０．０ＯＪ．０１．１．５２０ＴＫ（）Ｐ８１３－５图不同压力下，ＭｎＰ单晶样品）的电阻率曲线（抱－ｉ５ＬｏｗＦ．３化ｍｐｅｒａｔｕｒｅＫｓｉｓｔｉｖｉｔｙｏｆＭｎＰ＃２ｕｎｄｅｒｖａｒｉｏｕｓｈｙｄｒｏｓｔａｔｉｃｒｅｓｓｕｒｅｓｇ（）ｐ为了进一步证实低温下压力诱导的ＭｎＰ单晶样品的电阻率变化并探索可能的超导电性一且在，又在同样的设备下对另个样風进行了高压下的电阻率测量，并一一－临界压力附近测量更多的压力点，如图３５所示。测量所得结果与第次基本致，除了临界皮力化为＞ａ一７．１ＧＩ，小于第次测量的结果。在这次测量中，零电阻出现＝在Ｐ７．５ＧＰａ时，零电阻转变温度为１Ｋ。从图中也可Ｗ看出，ＭｎＰ的超导电性只出现在临界皮力附近的很小压力范围内。要证明ＭｎＰ单晶样品中确实存在高压诱导的超导电性，还需要测量ＭｎＰ样品的抗磁信号。３６ 第Ｈ章ＭｎＰ的超导电性１．４＝７．８ＧＰａ，１０ｕ＾３，Ａ：＾树ｉ与＂－ｉ７－－Ｉ＝０１…ａ．２ｍ与直ｉｙＬｌｉｆ．顆罪．．．护，；：７．２ＧＰａ…〇＾＇〇：．＿＿ｒｆ８．，ｆｊ．８（ｂ）－。．６叫ｊ户■．—ＩＩ？？？Ｉ■ＩＩＩＩｉｒＩＩＩ０－００．５１．０１．５２．０ｒＫ（）５８图３－６ＭｎＰ单晶［］临界压力附近，样品（＃３）的电阻率和（＃４）交流磁化率＊Ｆ－ｉ．３６Ｔｈｅｉｉｉｖｉ（＃）ｇｅｓ巧ｔｙ３ａｎｄＡＣｍａｇｎｅｔｉｃｓｕｓｃｅｐｔ化ｉｌｉｔｙ（冉４）ｆｏｒＭｎＰｎｅａｒｃｒｉｔｉｃａｌｒｅｓｓｕｒｅｐ随后在对顶化式压腔上安装另外两个样品一，同时测量个样品的电阻率和另一样品的交流磁化率，测量的最大压力为义６ＧＰａ。这个小型的压力包能很方便地装配在稀释制冷机－，这样能测量到中ｌＯＯｍＫＷ下的温度。图３６为临界压力下，样品３的低温电阻率和样品４的交流磁化率数据。样扁３的电限测量结果和之前一样，在样品４中能观测到明显的抗磁信号，这些直接证明了高压下ＭｎＰ超导电性的存在－＝＝。在图３６脚中，当Ｐ７．６ＧＰａ时，我们看到电阻率开始往下掉。当Ｐ７．８ＧＰａ时，电阻率往下掉得更多，非常接近零。然而，当测量电流减小为１０ａＡ，在同样ｌ的压力下，也没有实现零电阻。从样品４的交流磁化率测量结果可看到，在１Ｋ＝＞时加压７．６Ｇ化首次出现抗磁信号。？７．８０１３时，超导抗磁信号已经覆盖样品体积的％％。随着压力增大到８．６ＧＰａ，超导转变温度Ｔｓｃ低于０．５Ｋ，而抗磁信号大小基本保持不变。在样品３中没有到测量的零电阻现象，可能是样品的品质不够理想一，也可能是流体压力不均所导致。在磁性相变彻底消失后超导现象很快出，现一，这进步说明压力诱导的超导电性与磁量子临界点有非常紧密的联系。为了获得更多关于超导态的信息Ｐ＝７．８ＧＰａ，，在时可Ｗ通过测量样品３和样品４的超导转变温度随磁场的变化关系计算出上临界场ｙ。好的大小，并且画出３７ 陕西师范大学硕±学位论文温度ｒ３－７为变量的函数图像，Ｕ片〇恥Ｗ超导转变，如图所示。正如图所示／／，ｃｊ。。＝与７表现出很好的线性关系，通过线性拟合，可Ｗ得到／／打．〇化３３ｌｒ，直线；。。，；（）（）－姐撕＝０７公。的斜率／Ｉ。．３４（１）２通过计算出的上临界场，我们可Ｗ利用Ｋ＝－＝０化２０资〇／２兀ｉ计出ＧｉｎｚｂｕｒＬａｎｄａｕ相干长度３１５Ａ。（）ｆ大致估ｇ《—－六－０Ａ、．２／／ｆ！＾＾０．０２Ｔ：－／／／／－—二一－０Ｎ０．０．４ｙ／４Ｔ－￣６－５／ｉ０．０Ｔ－－０．６ｙ！／号化２Ｔ：乂ｆａ）－＾－－－０Ｃ４．．８＾０３Ｔ－＾＃４－，－－：＾ＫＨ０＝ｉＸ．４Ｔ，ｇ；ａｓ？１ｌ．０ｍｎｉ，ｉｌｌｉｉｉ■■■．．ｉｉ，ｍｉｍｌＭ，，｜｜寺｜｜０．００．４．８．０１２１．６＾，４ｎｍＶＴｉｌ１ＩＩ．ｌＩＩｌＩｌ１ＩｌＩｎＩＩＩＩｌ１１ＩＩＩ１１ＩＭｌＩＩｌｌｌＩＩＩＩＩｌｌＩＩｌｌＩＩＩＩＭＭＩＩＩＶ１Ｊ｜Ｉ｜Ｉ｜｜Ｉ｜｜｜ｊｊ｜０．００．４０．８１．２１．６＾０．４．■＃３ｆｒｏｍｃｐ（）０．３？冉４ｆｒｏｍ４兀＾Ｘ＼Ｌｉｎｅａｒｐ化；＼０－．１＝Ｐ．８ＧＰａ７〇—？〇ｉｉｉｉｉｉｉｉｉｉｉｉｉｉｉｉｉｉｉｉｉｉｊｉｉｉｉｉｉｉｉｉｉｉｉｉｉｉＴＩ＾ＴＴＴ｜｜｜ｊｊ｜｜｜｜Ｉ０．００．２０．４０．６０．８１．０＇ＴＫ（）ｓｃ５８１１图３－７上临界场和超导转变温度的关系－７ＴｈｅＦｌｉ．３ｒｅｌａｔｉｏｎｓｈｉｂｅｔｗｅｅｎｕｅｒｒｉｔｉｆｉｅｌｄＴ－ｇｐｐｐｃｃａａｎｄｓｃｉ－－－■画出ＴＰ温度通过Ｗ上的测量，可Ｌ：压力）相图，如图３８所示。从图中我们（可清楚地看到，随着压力的增大，磁性相变的溫度连续地减小，最后在Ｐ＝一ｃ８ＧＰａ时被完全抑制。超导相仅仅存在于临界压力附近个很窄的皮力区间内，一最高的超导转变温度为－Ｐ相图非常类似于重费米子超导体１Ｋ。这样个Ｔ，例如ＣｅＰｄ２城和Ｃｅｉｎ严Ｉ在重费米子超导体中，磁性的调制对于库巧电子对的形成十分重要。对于ＭｎＰ而言，电子的配对机制与磁性（反铁磁和铁磁）量子临界点有３８ 第Ｈ章ＭｎＰ的超导电性６２ｔｌ＜Ｔ＜Ｔ＜ＴＭｎＰ密切的关系。当Ｔｓｃ时，ＭｎＰ处于铁磁态ｓ，当Ｔ，处于双螺旋反铁磁态。在电阻率的测量中，我们可！清楚地看到Ｔｃ随压力的变化，并且当压力等于３ＧＰａ，电阻率的行为出现明显的变化，这与Ｂａｎｕｓ通过测量高压下ＭｎＰ的交流磁化率所得出的压力诱导铁磁序转变为反铁磁序的观点一致高压的中子散射实验能很好地解决这一问题，但是这已经超过了现在中子研究的范围，需要未来做进一步的研究。３舶］－＼ＭｎＰ■２３０＼ＰＭ：＼－？＼ＡＦＭ？＼：＼ｌｏｘｒ＼拍＂ｗＳｃｒｅＳｎ＂＇＂＂＇＂＂＇＂ｙ１１１１１ｉ１１１１１１ｉ１（（Ｉｉｉ７ｉｆｉＩｉｉＩＩｉｉ１１１ｎ１１１１１１１１１１１｜Ｉ１１１ｊ！１１０２４６８１０ＰＧＰａ（）８口１３－８Ｔ－Ｐ－压力佩相图图温度（－Ｔ－巧昏３８ｈｅＴＰｐｈａｓｅｄｉａｒａｍｇ在对样品４的交流磁化率的测量中，我们可Ｗ看到Ｔｃ和Ｔｓ随压力的变化。在Ｔ一ｃ和Ｔｓ处，磁化率曲线会分别出现个明显的上升和下降，铁磁态对应于图像中一个平台似的区域－ａ，结果如图３９所，当压力增大到２．４ＧＰ磁示。我们发现，铁态的区域减小。当压力继续增大到４．２ＧＰａ时，铁磁态完全的消失。因此，我们不能将压力大于３Ｇ化时电阻率的奇异行为归因于铁磁相变３－９，在图中，Ｔｓ随着皮力增加最后与Ｔｃ相等，这可能是因为在低温高压下双螺旋反铁磁序在与铁磁序的竞争中将起主导作用一。为了进步弄清Ｔｓ随着压力的变化过程，可Ｗ直接测量－ＭｎＰ样品Ｃ轴方向的电阻率。从图３１０上可Ｗ看出，在常压下，当电流沿ＭｎＰ一的Ｃ轴方向时＝ｓ，电阻率曲线在Ｔ５２Ｋ处出现个明显的拐弯，这是反铁磁相变＞在电阻率上的表现。Ｔｓ随着压为增加而单调地减小，在０．９ＧＩａ时完全消失。ＴｓＰ（）一－的图像在图３８的相图中被表示出来－。因此我们可得出个清晰的结论：图３９３９ 陕西师范大学硕±学位论文＝，当Ｐ２．４Ｇ化时１２化ｎＰ中，ｘ（７）曲线在附近的磁性相变不是Ｍ本征的双螺旋一反铁磁相变－，因此将这个相变标记为Ｐ。根据Ｗ上的信息，在图３８中画了条一相界线，Ｐａ，将铁磁态与这个新的反铁磁态区分开来压力大于３Ｇ后样品进入个新的反铁磁态。压力诱导下的铁磁到反铁磁的转变可能是电子ｄ带的展宽所导致６３［１的－８所－Ｐ相图还需要更。图３示的Ｔ多的高压实验才能完成。０．０００４Ｈ０－，０００２２．４ＧＰａ０．００００／１Ｈ’Ｉ￡Ｔ。：Ｉ！－０．０００２Ｉ＾１Ｉ＇主＾＿ｉ＃４－０ｊ．０００６ＩＩＩＩＩＩＩＩＩＩＩＩＩＩＩＩＩＩＩＩＩＩＩＩＩＩＩＩＩＩｐ０５０１００１５０２００２５０３００ＴＫ（）８口］图３－９ＭｎＰ的交流磁化率Ｆ－ｍａｉｕｒｅ．３９ＴｈｅＡＣｎｅｔｉｃｓｕｓｃｅｔ化ｔｏｆＭｎＰｇｇｐｉｌｉｙ５０１＞ｓ二ｉｂａｒ；ｊｉｉｉｉｉｉｉｉｉｉｉｉｉｉｉｉｉｉｉｉｉｉｉｉ＼ｉｉｉｉｉ０１０２０５０４０５０６０Ｉ脚Ｐｓ－ｉ图３１０电流沿ｃ轴方向时ＭｎＰ的电阻率－ＭｎＰ－Ｆ１ＴｅｒｅｓｖＨｗｅｃｕｒｒｅｎａｎｓｉｇ．３０ｈｓｉｔｉｙｏｆｈｅｎ化ｔｌｏｃａｘｉｇ４０ 第Ｈ章ＭｎＰ的超导电性－２１．０粒０．８／＾＼？？，１．５；Ｈ／。＾盲＼。｜．。＇．５＇＾。之＾Ｉ；神］—－．Ｓ、，々－－媒＾Ｊ．卢＾？ｎｎ：＾＾＾，。０２０４０６０８０１０００２４６８１０户妨Ｐ（ＧＰａ）州＝：：！夙２叫＂－１．５■ＴＴｒｒＴＴＴＴＴＴｒＴｒｒｒＴｒｒｒｒｒＴＴｎｒｐｍｎｊＴＴＴＴＴｒｒｒｒｒｐＴｐＴＴＴｒｉｐｐ０２４６８１０Ｐ從化）－图３１１ａ低温下ＭｎＰ的正常态电阻率及ｂ－ｄ（）（）各系数拟合结果－－Ｆｉ１ｈｅｒａｉｖａｎｄｃｏｒｒｅｓｆｉｉｒｖｅｕｎｄｅ．３１ａｔｌｏｗｔｅｍｅｔｕｒｅｒｅｓｓｔｉｉｔｙｏｎｄｉｎｏｗｅｒｌａｗｔｔｎｃｕｒｇ（）ｐｐｇｐｇｒｕ－ｖａｉｏｕｓｒｅｓｓｒｅｓａｎｄ（ｂｄｅｆｉｔｉｎｒｅｓｕｌｔｓｐ卿ｇ一一－接下来将提出些证据，证明ＭｎＰ中存在个反铁磁的量子临界点。图３１１２（ａ）为低温下ＭｎＰ正常态的电阻率Ｐ和Ｔ的关系。可Ｗ从图上看出，当压力小２３ＧＰａ时，于样品表现出费米液体行为，Ｐ和ｒ有很好的线性关系。当压力大于＂２３ＧＰａ时＝ｎ＞２，Ｐ和ｒ偏离线性关系，根据剩余电阻率公式＋＾，此时指数ＰＰ。２＜２＝＋或。为了定量比较电阻率系数Ａ随压力的变化关系我们利用公式ＡＴ，Ｐｐ〇２－ｒ－对ｐ曲线在低温极限进斤拟合，结果如图３１１（Ｃ）所示。剩余电阻率系数Ａ在临界压力８Ｇ化附近显著増大。Ａ的显著增大，说明电子有效质量的增大，达与＇＂＝＋＾７１磁有序被压制有关。在更宽的温区利用／？戶拟合，可＾得到剩余电阻率１＾。－及指数ｎ随压力的变化图像，如图３１０（ｂ）、（ｄ）所示。剰余电阻率在临界压４１ 陕西师范大学硕±学位论文＝力附近达到最大。当加压小于３Ｇ化时，ｎ２。随后ｎ开始增大，当压力等于４ＧＰａ＝时达到最大值３，然后开始减小，最后在临界压力处，ｎ１．５，压力继续增大时，ｎ缓慢増大。当压力等于３ＧＰａ时ｎ指数的増大可能反映了在压力诱导下铁磁相变到反铁磁相变的转变。在强关联金属体系中，剩余电阻率系数Ａ的显著增大Ｗ及指＝数ｎ１．５，都是证明反铁磁量子临界点存在的有力证据。送些结果也为研究ＭｎＰ在压力诱导下出现的非常规超导电性提供了更多有价值的信息。一最后值得提的是ＭｎＳｉ晶体。ＭｎＳｉ有类似于ＭｎＰ的巡游电子双螺旋的磁结构一。大量的研究已经表明，在ＭｎＳｉ中存在个铁磁量子临界点。虽然在这个铁磁量子临界点的附近可Ｗ观察到一些有趣的现象，但在低温下没有出现超导。这样的对比进一步说明在ＭｎＰ中观察到的超导电性与由反铁磁自旋涨落引起的量子临界现象有非常密切的关系。§３．２ＭｎＰｏ．ｓＢｏ．ｓ单晶样品的低温物性研筑尽管通过高压在ＭｎＰ中诱导了超导，但是超导的微观机制仍不明了，高压下新反铁磁序的磁结构Ｗ及与超导的可能联系也不清楚；其中很重要的原因是很多揭示超导微观机制的实验手段很难在高皮下进行，例如高压下的中子散射和光电子能谱等。因此尝试用化学惨杂的方法抑制ＭｎＰ的磁有序进而实现常皮下的Ｍｎ基化合物超导体对于最终揭示超导微观机制非常重要。３．２．１样§品制备我们使用助烙剂法（助烙剂为如粒）生长ＭｎＰｏ．出０．２单晶样品，步骤如下：在充满氨气的手套箱中将原料Ｍｎ粉（纯度９９．９９％）、Ｐ粉（纯度９８．５％）及Ｂ粉（纯度９９％）、Ｓｎ粒（９９．９９９９％）按理想的比例混合后放入Ｈ氧化二侣巧梢中，再在真＾空度为ｌＯＴｏｒｒ的条件下将装有原料的拍蜗密封在石英管中，随后将石英管放入马弗炉中烧结。首先用１２小时将石英管加热到２５〇＼：，在２５０化保温１２小时，再用０１２小时加热到１１５０化，在１１５〇Ｃ保湿１２小时。随后炉子开始降温，降温速率约为８０化／天，降到６００化后保温２０小时。最后在６００化时取出石英管，并放入离也机中除去助烙剂。ＭｎＰ〇．８Ｂ〇．２单晶样品呈针状，晶体沿ｂ轴生长，在水和空气中－非常稳定。我们利用Ｘ射线衍射仪对ＭｎＰＢ３１２ｏ．ｓｏ．２样厢进行结构分析。图为ＭｎＰＢ〇．８〇．２单晶样品和粉末样品的Ｘ射线衍射图。在Ｐｎｍａ空间群下，ＭｎＰｏ．風）．２＝＝＝单晶样品的结构为正交的ＭｎＰ结构，晶格常数分别为ａ５．２巧Ａｂ３．１６７Ａｃ５．９０８，，４２ 第Ｈ章ＭｎＰ的超导电性Ａ，比ＭｎＰ略小。ａ（）Ｉ玄Ｃ３．４巧言咨Ｓ里．…８直邑２３，ＩＩＩ＇妨６０２的柏ｇｒ巧）似Ｚ－■—列成二Ｉ，二台〇Ｗ巧了三？丢，乙５—＾ＩＪＩＩＩ％Ａ。郎ｄ、２碁ｅｒｅｅ（ｇ）－图３１２ＭｎＰａｂＸ射线衍射图ｏ．出０．２（单晶（）粉末）－Ｆ．Ｂｉ３１２ＴｈｅＸＲＤａｔｔｅｒｎｓ化ｒＭｎＰａｓｉｎｌｅｃｉｓｔａｌａｎｄｂｏｗｄｅｒｓａｍｌｅ．ｇｐ〇．８〇．２（）ｇｙ（）ｐｐ§３．２．２电阻率一３－Ｂ－图１３（ａ）为ＭｎＰ。．ｓｏ．２和ＭｎＰ样品的归化电阻率曲线ｐｒ，图３１３（ｂ）（）为对应的如／挪曲线。ＭｎＰｏ冰０．２样品的室温电阻率约为２１６／＾化ｃｗ，和ＭｎＰ接５８ｔｌ从图３－近１３（ａ）可Ｗ看出，ＭｎＰ〇Ｂ的电阻率表现出金属行为，随着温度．８〇．２一＝降低不断减小。ＭｎＰｏＢ的７曲线和ＭｎＰ明显不ｃ２９１Ｋ时，也就．ｓｏｊｐ（〇样。在Ｔｒ曲线上可Ｗ看到一是ＭｎＰ铁磁相变的温度，对应，在ＭｎＰ的ｐ个清晰的折点（）一ＰＢｒＴ＝／撕曲线上出现个尖锐的峰。在Ｍｎ〇的曲线上，在２９１Ｋ时没命．８〇．２ｐ（）一＝有铁磁相变，／１００Ｋ附近出个小尖峰而命邪曲线在Ｔ现，这是ＭｎＰｏＢ发生．ｓｏ．２Ｍ＾磁性相变在电阻率上的表现（见磁化率数据）。ｎＰ在加压６．４ＧＰａ时，命／況曲线ｓｓ一ｉｔＴ＝ＭｎＰ在１（Ｘ）Ｋ附近出现个尖峰，送与ｏ姐０非常相似。这意味着２０％Ｂ．２慘杂与施加６．４ＧＰａ物理压力的效果类似。４３ 陕西师范大学硕ｄｒ学位论文１０－脚。５＇｜００Ｊ［，，ｉ０１奶織３Ｋ），，一、ＴＫ（）３＊＊Ｓ１少）Ｍｎ气声＂ＩＩ＼气００２＾次汾１ｙＴＫ（）一－３１３（ａ）ｎＰＢｎＰｒ，ｂ）图为归化的Ｍｏ．和Ｍ样品的电阻率随温度的变化曲线（．ｓｏ２ｐ（）为两种样品的ｄｐ／ｄｒ曲线。－Ｆｉ．３１３ａＴｈｅｎｏｒｍａｌｉｚｅｄｒｅｓｉｓｔｉｖｉｔｃｕｒｖｅａｎｄｂｔｈｅｄ／ｄＴｃｕｒｖｅｆｏｒＭｎＰＢａｎｄＭｎＰ．ｇ（）ｙ（）ｐ〇．ｇ〇２？＂８ｒｒｗ翻／５ＴＫ１回ＩＳ（）２３－温下Ｍ￣图１４低ｎＰ〇Ｂ的电阻率，实线为拟合曲线。插图为ｒ曲线，虛线为．ｓ〇．２ｐ２＝＋＾ｆ参考直线ｐ。Ｐ０－－Ｆｉｌ．３１４ＴｈｅｏｗｔｅｍｅｒａｔｕｒｅｒｅｓｉｓｔｉｖｉｔｏｆＭｎＰＢｔｈｅｓｏｌｉｄｌｉｎｅｓｈｏｗｓｔｈｅｏｗｅｒｌａｗｆｉｔｉｎｇｐｙ〇．ｇ〇．２，ｐｇ＾２？ｃｕｒｖｅ．Ｔｈｅ＝ｉｎｓｅｔｓｈｏｗｓｔｈｅｐ了ｃｕｒｖｅｅｄａｓｈｌｉｎｅｓｈｏｗｓｔｈｅ＋巧扣蜡ｃｕｒｖｅ，此口ｐ〇２－图３ｎＰ－￣１４为Ｍｏ．泌０．２样品２１化温区的ｐ的曲线，插图为ｐｒ曲线。在化２＝＋ｊｒ下的低湿区域，电阻率可用公式描述。在此温区，通过线性拟合ｐＰａ４４ 第呈章ＭｎＰ的超导电性－２＊３２＝－Ｔｐ曲线，得到Ａ２．０１１〇ｕＱｃｗ／反。在更宽的温度范围内用公式；＂＝＝＞＋＾：Ｔ巧合２．７８。ｎＰ的ｎｐ，得到指数ｎ在Ｍ高压实验中，指数在压力小于／〇＞３４ＧＰａ时基本保持不变，当压力继续增大时，指数ｎ先增大然后迅速减小，最后在足力约等于８ＧＰａ时达到最小值１．５。剩余电阻率系数Ａ在压力小于４ＧＰａ时随压力增大不断减小，在压力等于４ＧＰａ时最小，然后开始随压力增大，最后在压力ｗｔｉ等于８ＧＰａ时达到最大值。通过比较这两个系数，我们发现低湿下ＭｎＰｏ．ｓＢｏ．２的正常态电阻率行为与ＭｎＰ处于４－６Ｇ化压力下的实验结果非常相似。在２ＫＷ上没有发现ＭｎＰ〇，这．必０．２样品超导可能主要归因于惨杂量不足或者温度不够低。ＭｎＰ７￣８Ｇ样品超导的足力范围约为Ｐａ，此时铁磁相变已经完全被压制。而ＭｎＰｏＢｏ．２．ｓ样品的磁性相变依然存在，所Ｗ惨杂量不够可能是超导未出现的原因。另外值得注意的是，ＭｎＰ〇Ｂ晶样品的剩余电阻比率ＲＲＲ（乂３００／庆２）．８〇．２单（。（。为４７，５８［１０００而高压实验中，所用ＭｎＰ样品的剩余电阻比率均大于１，说明渗杂后的样品，？晶格缺陷增大，样品品质下降。＇＾＇——巧４０－｜ａ（）巧〇．一＜。；品Ｋ。品＾Ｔ＜）ＷＩ厂／Ｉ。。Ｉ＊＊＊＊＊＊＊＊＊＊＊■＊＞—？＊■■■＾Ｌ＿＿＿—＜—Ａ？ｊ＾Ｓ，柄一一：１＼ｎ。々含＂．Ｉ．．ＭｉｌＩＪ云Ｉ？，０１００ＸＳＭ？３００了Ｋ《）－＝图３１５（ａ不同驢场下ＭｎＰｏＢ的电阻率曲线ｂ不同溫度下ＭｎＰＢ的磁阻曲繳ｃ）Ｈ９Ｔ），８ｏ．２（）（）．８ｏ．２时臟阻隨温度的变化曲线－Ｈ１５ａＴｅｍｅｒａｔｕｒｅｉｉｆｉｌｄｄｂｈ．３ｄｅｅｎｄｅｎｃｅｏｆＫｓｓｔｖｉｔｕｎｄｅｒｄｉｆｅｒｅ打ｔｍａｎｅｔｉｃｅｓａｎｔｅｇ（）ｐｐｙｇ（）ｍａｎｅｔｏｒｅｓｉｓｔａｎｃｅｃｕｒｖｅａｔｖａｒｉｏｕｓｔｅｍｅｒａｔｕｒｅｓｆｏｒＭｎＰＢｃｔｅｍｅｒａｔｕｒｅｄｅｅｎｄｅｎｃｅｏｆｇｐｏｓｏｊ（）ｐｐｍａｇｎｅｔｏｒｅｓｉｓｔａｎｃｅｕｎｄｅｒ９Ｔ．４５ 陕西师范大学硕±学位讫文－３－图１５脚为不同磁场下ＭｎＰ〇．８Ｂ〇．２的电阻率曲线，图３１５脚为不同温度下＝３－ＨＭｎＰｏＢ磁阻曲线，图１５９Ｔ时磁阻。从图中可Ｗ．ｓｏ．２的似为随温度的变化曲线看出，ＭｎＰｏ姐０．２表现出正磁阻。在低温下，ＭｎＰ〇．８Ｂ〇．２表现出很大的磁阻效应在化和９Ｔ时，磁阻高达１２６％。磁阻效应随着温度升高不断减小。当温度趋近１００Ｋ化即磁性相变的温度，磁阻效应已经变得非常小。ＴＭＯＯＫ时，磁阻效应基本消失。３－有意思的是，图１５脚中在９Ｔ的磁场下，电阻在低于１５Ｋ的低温下出现上翅，一表现出类似绝缘体的行为一。这行为有待进步研究。§３．２．３磁化率＿Ｈ善＾一３３（）Ｈ嫌楠婉＃－。如〇Ｊ６，２襄３．巧Ｈ妨０６瓜、一＾．．；１厂Ｈ嫌補ＭｎＰＩ？—０＝ｉ；０２说４６０ｍ＊２０Ｋ｛Ａ彦３，＾。７０Ｋ０＾＾０＊潔巧－ａｘｉｓＩｄ－Ｈ＃ｂ？３－Ｌ？＂￣，－＂■—＇Ｙ■ｒ＂？５０５Ｈ饥图３－６ｂａＭｎＰｂｒ１，磁场方向平行样品的轴（）〇．巧０．２和（）ＭｎＰ样品的磁化率曲线乂（）似ＭｎＰ。巧。．２样品的磁化强度曲线Ｍ（片）Ｆ－Ｍｉ．３１６ＴｅｍｅｒａｔｕｒｅｄｅｅｎｄｅｎｃｅｏｆｍａｎｅｔｉｃｓｕｓｃｅｔｉｂｉｌｉｔｆｏｒａｎＰ．８Ｂ〇２ａｎｄｂＭｎＰ．ｇｐｐｇｐｙ（）〇（）（ｃ）ＭａｇｎｅｔｉｃｆｉｅｌｄｄｅｐｅｎｄｅｎｃｅｏｆｍａｇｎｅｔｉｚａｔｉｏｎｉｎｔｅｎｓｉｔｙｕｎｄｅｒｖａｒｉｏｕｓｔｅｍｐｅｒａｔｕｒｅｓｆｏｒＰＢＴｈｔ－ＭｎｉｆｉｌｄｌｔｈｂｉＭ．８ｏ．ｅｍａｎｅｃｅａｏｎｅａｘｓｏｆｎＰ〇近０２．ｏ２ｇｇ．．４６ 第Ｈ章ＭｎＰ的超导电性￣６－■＇＊ｆ；ＭＪＪｂ－＾ＳｓａＨ＾ＳＯＯｅ（）运一＾言，ＯＩＯ２００４００ＴＫ《）—‘．．．＇巧＂Ｉ………，—ｌｌＩＩ，Ｉ＂…Ｉ｜｜广．｜Ｉｌｌｌｌｌ—，，￣ｐ韦ｂ－（）ＨＸｂａｘｆｅ己—如Ｋ口２００ＫＩ－６－＾蹲５．，－５０５ＨＴ（）３－１７ｂｎＰＢｒ（ｂ）ＭｎＰ样品的磁化图磁场方向垂直样品的轴时脚Ｍ〇．８〇．２磁化率曲线乂ｏ．曲．２（））强度曲线Ｍ的，插圓为１００Ｋ时的磁滞回线。）＾－ｔＦｉ．３１７ａＴｅｍｅｒａｕｒｅｄｅｅｎｄｅｎｃｅｏｆｍａｎｅｔｉｃｓｕｓｃｅｔｉｂｉｌｉｔｆｏｒＭｎＰＢ．Ａｍａｎｅｔｉｃｆｉｅｌｄｏｆｇ（）ｐｐｇｐｙ〇．８〇．２ｇ５〇〇０ｗａｓａｐｐｌｉｅｄ．ｂＭａｎｅｔｉｃ巧ｅｌｄｄｅｅｎｄｅ凸ｃｅｏｆｍａｎｅｔｉｚａｔｉｏｎｉｎｔｅｎｓｉｔｕｎｄｅｒｖａｒｉｏｕｓ（）ｇｐｇｙｒｅｓ－ＭｎＰｔｅｍｐｅｒａｔｕｆｂｒＭｎＰ〇．８Ｂ〇．．Ｔｈｅｍａｎｅｔｉｃｆｉｅｌｄａｌｏｎｔｈｅｄｉｒｅｃｔｉｏｎｏｆｖｅｒｔｉｃａｌｂａｘｉｓｏｆ〇．Ｂ．２ｇｇ８〇２３－１６图ａ、品ｂ轴时ＭｎＰｏ油０和ＭｎＰ样品的磁化率曲（）脚分别为磁场平行样．２线义。从图上可Ｗ看出，ＭｎＰｏ．出０．２样品的磁化率远远小于ＭｎＰ样品，大约为（巧＝ＭｎＰ的１／１００００，并且两种样品的了行为明显不同。ＭｎＰ样品的ｒ在Ｔｃ２９ｌＫ；（：（）ｘ（）＝巧Ｔｓ５０Ｋ时突然上升和下跳，分别对应铁磁和双螺旋反铁磁相变。在铁磁区，即Ｔｓ＜Ｔ＜Ｔｃ，磁化率大小变化缓慢。ＭｎＰ〇．８Ｂ〇．２磁化率曲线在２９０Ｋ和５０Ｋ附近出现异常，这可能是因为样品中含有少量的ＭｎＰ杂质。但在送两处ＭｎＰ〇．８Ｂ〇．２的磁化率变化幅度与ＭｎＰ相比非常小，大约只是ＭｎＰ的０．１％，因此可粗略地估计ＭｎＰ杂质的含量只是ＭｎＰ〇．１％。了．８Ｂ〇．２的０除此之外，ＭｎＰｏ油０．２磁化率曲线义（）－－１３。３１６在１００Ｋ附近表现出折点，对应图３中电阻率上的反常图似为不同温度下，磁场方向平行样品的ｂ轴时，ＭｎＰｏ．南０．２样品的磁化强度随磁场变化的如／ｆ曲（）线，测量的磁场范围是±５Ｔ。可Ｗ看出，在测量的磁场和温度范围内ＭｎＰ〇．８Ｂ〇．２样品的Ｍ（好）曲线是通过原点的直线并且磁化强度没有出现饱和，而且也没有观测４７ 陕西师范大学硕主学位论文到磁场诱导的亚铁磁相变。这意味着ＭｎＰ〇Ｂ品在１００Ｋ附近的磁相变可能为．８〇．２样ｔＭｌ反铁磁转变。在ＭｎＰ样品的ＭＷ曲线中，在铁磁区可Ｗ看到明显的回滞。在（）ＭｎＰ的高压实验中，磁场方向平斤样品的ｂ轴时，ＭｎＰ的双螺旋反铁磁序在压力约为ＩＧＰａ时己被完全压制掉，而铁磁序随着压力增加也逐渐被压制，在压力大于一３ＧＰａ时转变成种新的反铁磁序。该反铁磁序在压力约为８ＧＰａ时被完全抑制掉。对于这个新的反铁磁序的磁结构还不清楚，特别是高压下的中子衍射测量为确定这个磁结构带来了很大的难度。由于ＭｎＰｏ反铁磁序可能与这个新的反铁磁．泌０．２的序类似，在常压下研究ＭｎＰ〇．８Ｂ〇．２的磁结构将有助于我们澄清ＭｎＰ中高压诱导的新的反铁磁相。３－图１７ａ为磁场垂直样品ｂ轴时ＭｎＰ〇．ｓＢ〇的磁化率ｒ。当温度大于１００Ｋ（）．２ｘ（）时，ＭｎＰｏ．巧０Ｊ的磁化率不断增大，表现出顺磁性。在１００Ｋ附近可Ｗ看到磁化率陡然上升一一，表现出铁磁相变的特征。为了进磁性相变的特征步研究这，我们Ｗ－测量了磁场垂直ｂ轴方向的Ｍ曲线３１７（ｂ）为不同温ｂ（）。图度下磁场垂直轴的磯化强度妨（／／）曲线，测量的磁场范围是±５了。在１００＆１＾及更低的温度下，可ｔＵ看到明显的磁滞回线矫顽力比较小，大约５０离斯。在ｌＯＯＫ＾上Ｍ月ｌ，曲线，（）是通过原点的直线。在低温磁性相中，ＭｎＰ〇的磁化率要比ＭｎＰ小约四个量级，．泌０．２说明ＭｎＰｏ的铁磁性很弱。在测量范围内Ｍ．姐０曲线均没有出现饱和。由于．２的）ＭｎＰＢｏ．．２的铁磁行为很弱并且表现出正磁阻，因此在１〇化＾下，ＭｎＰ磁本０１〇．８〇．２的一结构非常可能是倾斜反铁磁结构或螺旋磁有序结构，送还需要进步的中子实验加Ｗ确认。ＭｎＰｏ的弱诀磁性在磁场沿ｂ轴方向时并没有观测到。磁场方向分．巧０．２别平行和垂直样品的ｂ轴时，磁化率的行为不同，说明ＭｎＰ〇．巧０．２表现出强的磁各向异性。§３．２．４比热图３－ａ１８（）为化到３００Ｋ温度范围内ＭｎＰｏＢ的比热曲线。ＭｎＰ〇．ｓｔｕ．出０．２样一品的比热值随着温度降低而单调减小＝。在Ｔ１００Ｋ时，可Ｗ看到个明显的小尖峰，这是磁性相变在比热曲线上的表现。送也说明１００Ｋ的磁性相变是ＭｎＰ〇Ｂ．８〇．２本征２－具有的相变－＞，不是由于其它磁性杂质导致的。图３１８〇为８ＫＷ下的ｃ／ｒｒ曲）２线－。化Ｗ下的ｃ／ｒｒ曲线表现出很好的线性行为，送表明声子和电子的热激发２对Ｍ＝ｎＰＢ，ｙ＋Ｔ。〇．８〇．２样品比热起主要贡献因此可Ｗ用公式Ｃ／Ｔ来描述电子比热系数ｙ与费米面的能态密度成正比，根据系数可利用德拜模型算出德拜温２－度。我们通过线性拟合ｃｖｒｒ曲线得到电子比热系数Ｙ和系数。ＭｎＰＢ片〇．８〇．２样４８ 第Ｈ章ＭｎＰ的超导电性２＾＝．品的电子比热系数为１３．４ｗＪ／ｆｗ／Ｋ，比ＭｎＰ的电子比热系数５＾６６＝．＾／腳／。这表明９．６５±０．５化／足喘大，８的渗入导致费米面附近的态密度有５明显增加ｎＰＢ０＝５６３Ｋ。根据计算得到Ｍｏ．ｓｏ．２样品的德拜温度ｓ，ＭｎＰ的德拜温度＊６６［］＝０。５７０郑＾。£０＊１４＾玄ｒ／（ａ）＿＿—！，ｒ０２００Ｔ阿（？‘，■＂．－ｕ…＂，１．ｉＸｙＩ．Ｋ／．ｂ（）０现㈱巧的２－３－图１８（ａ）ＭｎＰｏ．办ｕ的比热曲线脚８ＫＷ下的Ｃ／ｒｒ曲线，实线为拟合曲线＾Ｆ－Ｔｈｅｒａｎｄ畑—ｉｇ３１８ａｅｔｅｍｔｕｒｅｄｅｅＣ６ｏｆｔｈｅｓｅｃｉｆｉｃｈｅａｔａｎｄｔｈｅＣＩＴＴｃｕｒｖｅｂｅｌｏｗ（）ｐｐｐ＊）８ＫｆｏｒＭｎＰ〇ｇＢ〇２．Ｔｈｅｓｏｌｉｄｌｉｎｅｓｈｏｗｓｔｈｅｌｉｎｅａｒｆｉｔｔｉｎｇｃｕｒｖｅ．§３．３本章小结本章首先介绍了高压诱导的ＭｎＰ超导电性一。ＭｎＰ是Ｍｎ基第个超导体化合物７－ＧＰａ的附化超Ｋ此时长。ＭｎＰ的超导电性出现在临界压力８导转变湿度为Ｉ＾程磁有序已经完全被抑制。ＭｎＰ的超导电性仅存在于ＩＧＰａ范围内的压力区间。在临界压力附近，ＭｎＰ的正常态电阻具有非费米液体行为，准粒子有效质量的湿著增大证明了反铁磁量子临界点的存在。超导出现在送个反铁磁量子临界点的附近，。随后首次报告了ＭｎＰｏ出０２、磁化率和暗示非常规的配对机制．．单晶样品的电阻率比热数据，并与ＭｎＰ在高压下的实验结果比较。我们利用助烙剂法成功获得针状的ＭｎＰ〇Ｂ晶样品。ＭｎＰｏ晶样品的结构为正交的ＭｎＰ结构。ＭｎＰｏＢ．８〇．２单．出０．２单．ｓｆｕ４９ 陕西师范大学硕±学位论文ｒ＝一的ｐ曲线表现出金属行为，命／ｃｆ曲线在Ｔ１００Ｋ附近出现个尖峰，这是（）ＭｎＰ〇．８Ｂ〇．２发生磁性相变在电阻率上的表现。在低温下，ＭｎＰ〇．８Ｂ〇．２表现出很强的正磁阻效应，磁阻效应随着温度升高不断减小，最后湿度庭近１００Ｋ时消失。ＭｎＰｏ．出０．２表现出强的磁各向异性，当磁场垂直样品的ｂ轴方向时，磁化曲线上可Ｗ看到明显的弱铁磁性；而磁场平行样品的ｂ轴方向时，在ｘｒ曲线中没有观测到弱铁磁（）性。比热数据观察到远个磁性相变，和ＭｎＰ比乾ＭｎＰｏ．出０．２的态密度有明显増加。在化Ｗ上没有发现ＭｎＰ〇。Ｂ惨杂量不够可能是导致超．ｓＢ〇．２样品的超导电性导未出现的原因。在未来的工作中，滲入更多的Ｂ，可能是实现Ｍｎ基化合物常压一个途径超导的。此外，利用中子衍射确定ＭｎＰ〇．８Ｂ〇．２低温的磁结构可能对澄清ＭｎＰ高压下的磁结构具有重要参考价值。５０ 第四章总结和展望第四章总结和展望§４．１全文总结本文首先从论述超导体的研究历程和发展现状出发，阐明本论文的选题意义及主要研究方法和内容。第二章首先介绍了ＣｒＡｓ单晶样品的基本物性。ＣｒＡｓ的晶体结构为正交的ＭｎＰ型结构，电阻率表现出金属行为，低温正常态电阻率具有费米液体行为。ＣｒＡｓ表现出强的磁各向异性一，高湿磁化率有很好的线性行为。在２７０Ｋ附近ＣｒＡｓ经历次反铁磁相变并伴随结构相变，晶格常数发生明显的变化。在电阻率和磁化率曲线上可化清楚地看出送个反铁磁相变。随后介绍了高压诱导的ＣｒＡｓ超导电性。当一临界压力约为８ｋｂａｒ时，ＣｒＡｓ的级反铁磁相变已经完全被抑制，这时体超导电一性开始出现，超导转变温度为２Ｋ。在临界皮力附近存在个反铁磁量子临界点。ＣｒＡＣｒＡＰＳｈＰ。Ｓ最后首次报道了，单晶样品的电阻率和比热实验数据ｈ，的电阻率表＝现出金属行为。随着渗杂量的増多．，反铁磁相变的温度不断降化。当慘杂量ｘ００５时，反铁磁相变己经完全被抑制。低温下正常态电阻率具有非费米液体行为。在一ｘ＝临界渗杂量０．０５附近存在个量子临界点。电子和声子的热激发是对灯Ａｓｉ＿Ａ样品低温比热的主要贡献一。电子比热系数Ｙ的行为进步证实了临界惨杂点附近一ａｄｏｗａｋ－Ｗｂｏｄｓ比率与ＣｒＡｓ相比基本量子临界现象的存在。惨Ｐ样品的Ｋｉ致，说明慘Ｐ并没有对金属中电子的关联性产生重要的影响。第Ｈ章首先介绍了高足诱导的ＭｎＰ超导电性。ＭｎＰ的超导电性出现在临界皮－力７８ＧＰａ的附近，超导转变温度为１Ｋ，此时长程磁有序已经完全被抑制。ＭｎＰ的超导电性仅存在于临界皮力附近ＩＧＰａ的压力范围内。在临界压力附近，ＭｎＰ的正常态电阻率具有非费米液体行为，准粒子有效质量的显著増大证明了反铁磁量子临界点的存在。超导出现在这个反铁磁量子临界点的附近，暗示非常规的配ｎＰＢ对机制。随后首次报道了Ｍ。．ｓ。．２单晶样品的电阻率、比热和磁化率数据。本文首Ｂ次利用助烙剂法得到ＭｎＰ。．ｓ。．２单晶样品，晶体结构为正交的ＭｎＰ型结构。ＭｎＰ。．ｓＢ。．２ｄ／ｄ了一曰＝的电阻率表现出金属行为，曲线在Ｔｉ〇〇Ｋ附近出现个尖峰，这是磁性。ＭｎＰＢ相变在电阻率上的表现在低温下，。．ｓ。．２中存在很强的磁阻效应，磁阻效应随着温度升高不断减小，最后在Ｔ＞ｌ〇〇Ｋ时消失。ＭｎＰ。．ｓＢ。．２表现出明显的磁各向异性，５１ 陕西师范大学硕±学位论文当磁场垂直样品的ｂ轴方向时，磁化率曲线上可Ｗ看到明显的磁性相变，这个相变具有铁磁相变的特征。曲线证明了弱铁磁相的存在。而这个弱铁磁相在磁场平行样品的ｂ轴方向时没有被观测到。比热曲线上可Ｗ看到这个磁性相变，说明这个磁性相变是样品本征的相变。声子和电子的热激发是对ＭｎＰ？．ｓＢ。．２样品比热的ＭｎＰ基一主要贡献。ＭｎＰｅ．ｓＢ。．２的电子比热系数和德拜温度和本样，而态密度相比ＭｎＰ有明显增加。血Ｐ－在未来的工作中，如果能在ｉ品体系中诊入更多的Ｂ并提商ｎ基化合物常一个途径样品品质，可能是实现Ｍ皮超导的。此外，利用中子衍射确定ＭｎＰ。．ｓＢ。．２低湿的磁结构可能对澄清ＭｎＰ高压下的磁结构具有重要参考价值。§４．２展望高压下的Ｃ一ｒＡｓ和ＭｎＰ的超导电性均出现在个反铁磁量子临界点的附近，。ＴＣｒＡｓ和ＭｎＰ的磁说明超导电性和量子临界现象有着紧密的联系在ｗ下，结构均为双螺旋反铁磁结构，因此在具有双螺旋反铁磁结构的体系中，将样品调制到量子临界点附近，就有可能发现更多超导电性。ＣｒＡｓ的非常规超导电性说明了样一Ｐ晶的品质对超导的发现至关重要。Ｗ后若能进步制备出高质量的ＣｒＡｓ＿ｉｘｘ单晶样品，就很有可能在这个体系中发现新的超导电性。ＭｎＰｏ．出０．２样品中的磁性相变还没有完全被压制一，因此渗入更多的Ｂ可能是实现Ｍｎ基化合物常皮超导的个途径。５２ 参考文献—？参考文献．．叫张裕恒．超导物理［Ｍ］合肥；中国科学技术大学出版社２００９，［２］吴代鸣．固体物理基础［Ｍ］．北京：高等教育出版社，２００７．口］韩汝珊．高温超导物理［Ｍ］．北京；北京大学出版社，１９９８．－－４ＪｈＴ－Ｌａ．ＧＢｅｄｎｏｒｚＫ．Ａ．ＭｕｌｌｅｒｈｉｃｓｕｅｒｃｏｎｄｕｃｔｉｖｉｔｉｎｔｈｅＢａＣｕＯｓｓｔｅｍＪ．［］，ｇｐｙｙ［］－Ｚ１．Ｐｈｙｓ卫．１９８６．６４（２：８９１９３．）［５］周午纵，梁维耀．高温超导基础研究［Ｍ］．上海；上海科学技术出版社，１９９９．－－－Ｍ－６．Ｋ．Ｗｕｅｔａｌ．Ｓｕｅｒｃｏｎｄｕｃｔｉｖｉｔａｔ９３ＫｉｎａｎｅｗｍｉｘｅｄｈａｓｅＹＢａＣｕ０［］，ｐｙｐｃｏｍｐｏｕｎｄｓｓｔｅｍａｔａｍｂｉｅｎｔｒｅｓｓｕｒｅＪＰｈｓｉｃａｌｅｖｉｅｗＬｅｅｒｓ１：ｙｐ［］．ｙＲｔｔ．．９８７，５８９繁，（）Ｗ８－９０１．－－．Ｃｕ７赵忠贤，陈立泉等ＢａＹ氧化物液氮温区的超导电性ｍ．科学通报．［］１９８７：．３２４１２．９ＴＭ．北京：高等教育出版化１９８８．問黄昆，韩汝瑜固体物理［］Ｍ－９Ｙ．ＫａｍｉｈａｒａＴ．Ｗａｔａｎａｂｅ．ＨｉｒａｎｏＨ．Ｈｏｓｏｎｏ．Ｉｒｏｎｂａｓｅｄｌａｅｒｅｄｓｕｅｒｃｏｎｄｕｃｔｏｒ［］，，，ｙｐＬ＝－＝ａ〇ｉ－ｘＦｘＦｅＡｓ（ｘ０－０５０．ｎ）ｗｉｔｈＴｃ２６Ｋ…？ＪｏｕｒｎａｌｏｆｔｈｅＡｍｅｒｉ鲜ｎＣｈｅｍｉｃａｌ＾Ｓｏｄｅｔ．Ｃｈｅｍ．Ｓｏｃ．２００８．１３０ｌｌ３巧６．ｙ（）＂０］Ｘ．Ｈ．Ｃｈｅｎ，Ｔ．Ｗｕ，Ｇ．Ｗｕ，Ｒ，Ｈ．Ｌｉｕ，ＡＣｈｅｎ，ａｎｄＤ．Ｆ．Ｆａｎｇ．Ｓｕｐｅｒｃｏｎｄｕｃｔｉｖｉｔｙａｔ４３Ｋｉｎｓａｕｒｅ－ＳｍＦｅＡ〇．ＦＪｔ２００８：１７６２．Ｎ．４５３７１９６７６．ｉｘｘ］［，（）ＵＧＦ．ＣｈｅｎＺ？化Ｄ．ＷｕＧＬｉＷ．Ｚ．ＨｕＪ．Ｄｏｎ，Ｐ．ＺｈｅｎＪ．Ｌ．Ｌｕ〇ａｎｄＮ．Ｌ．Ｗａｎ．［］，，，，ｇｇ，ｓｇＳｕｅｒｃｏｎｄｕｃｔｔ－－ｉｖｉｔｙａｔ４１Ｋａｎｄｉｔｓｃｏｍｅｔｉｔｏｒ！ｗｉｈｓｉｎｄｅｎｓｉｔｗａｖｅｍｓｔａｂｉｌｉｔｉｎｐｐｐｙｙｅｓｓｃａｅｗｅ－ｌａｅｒｅｄ＿：Ｃｅ〇ＦＦＡ？Ｐｈｉｌ民ｅｖｉＬｔｔｅｒｓ？２００８？１００２４２４７００２４？ｙｉｘｘｙ（）内）リ＇＾１＾１＾￥１又王（：１１２文．乂．民£１１１￥〇１１．８１１６１１，左１丄１对＆１．８６１（：０１１（１１地＾记化６［］，这，，啤的－－－ｉｒｏｎｂａｓｅｄＦｄｏｅｄｌａｅｒｅｄｕａｔｅｒｎａｒｙｃｏｍｏｕｎｄＮｄ０１ｘＦｘＦｅＡｓＪ，ｐｙｑｐ［］［］ＥｕｒｏｐｈｙｓｉｃｓＬｅｔｅｒｓＰＬ，８２（２００８）５７００２．［１３］赵忠贤，于緑．铁基超导体物性基础研究［Ｍ］．上海：上海科学技术出版社，２０１３．Ｍ韩汝珊，闻海虎，向涛．铜氧化物高温超导电性实验与理论研究［Ｍ］．北京：科［］学出版社，２００９．［１５］冯瑞，金国钩．凝聚态物理学［Ｍ］，上卷．北京：高等教育出版社，２００３．１６阁守胜．固体物理基础［Ｍ．北京；北京大学出版社，２００３．［］］１７Ｋａｎａａ．ＫＡｂｅＳＹｏｓｈｉｄａＨｅｔａｌ．Ｍａｎｅｔｉｃａｎｄｓｔｒｕｃｔｕｒａｌｒｏｅｒｔｉｅｓｏｆ［］，ｙ，，ｇｐｐ５３ 陕西师范大学硕±学位论文－－ｓｅｕｄｏｂｉｎａｒｃｏｍｏｕｎｄｓＣｒｓ－ＰＡｌｌｏｓｏｍｄ２００４８３：１８９４．ｐＡｉｘｘ．ＪＣｐ１９ｐｙｙ，口）［１８］ＷａｔａｎａｂｅＨ，ＫａｚａｍａＮ，ＹａｍａｇｕｃｈｉＹ，ｅｔａｌ．ＭａｇｎｅｔｉｃｓｔｒｕｃｔｕｒｅｏｆＣｒＡｓａｎｄ－ＡＭｎｓｕｂｓｔｉｔｕｔｅｄＣｒｓＪ，ＪＡｌＰｈｓ１９６９４０：１１２８，［］ｐｐｙ，（）１９ＢｏｉｌｅｒＨＫａｌｌｅｌＡ．ＣｒｓｔａｌｌｏｒａｈｉｃｄｉｓｔｏｒｔｉｏｎｉｎＣｒＡｓＳｂＪ．ＳｏｌｉｄＳｔａｔｅ［］．５５，ｙｇｐ〇〇．［］Ｃｏ－ｉｍｎｕｎ１９７３１２：６６５６７１．，（）［２０］ＳｅｌｔｅＫ，ＫｊｅｋｓｈｕｓＡ，ｅｔａｌ．ＭａｇｎｅｔｉｃｓｔｒｕｃｔｕｒａｌａｎｄｐｒｏｐｅｒｔｉｅｓｏｆＣｒＡｓ［Ｊ］．ＡｃｔａＣｈｅｍＳｃａｎｄ－ｉｎａｖ１９７１５１７０３１７１４．，：口）２ＵＷｅｉＺＨＡＮＧＸｉａｏｄｏｎＹＩＮＺｈｉＨｕａ，ＺＨＥＮＧＰｉｎＷＡＮＧＮａｎＬｉｎａｉｉｄ［ＵＷ，ｇ，ｇ，，ＬｕｏＪｉａｎｌｉｎ．ＬｏｗｔｅｍｐｅｒａｔｕｒｅｐｒｏｐｅｒｔｉｅｓｏｆｐｎｉｃｔｉｄｅＣｒＡｓｓｉｎｇｌｅｃｒｙｓｔａｌ［Ｊ］．－ＳｃｉｅｎｃｅＣｈｉｎａＰｈｙｓｉｃｓ．ＭｅｃｈａＢｉｃｓ＆Ａｓｔｒｏｎｉｎｙ．２０１０５３）：１２０７１２１１．（ＢａｉｍｓＭ．Ｄ．Ｅｆｅｃｔｏｆｒｅｓｓｕｒｅ化５０ｋｂａｒｏｎｔｈｅｍａｎｅｔｉｃｂｅｈａｖｉｏｒｏｆＭｎＰ［Ｊ］．脚］，ｐｇＪ１－．ＳｏｌｉｄＳｔａｔｅＣｈｅｍ．ｌ９７２（４）；３９３９９．［２３］Ｎ．Ｉｗａｔａ，Ｈ．Ｆｕｊｉｉ，Ｔ．Ｏｋａｍｏｔｏ．Ｍａｇｎｅｔｉｃｐｒｏｐｅｒｔｉｅｓｏｆ（Ｍｎ，Ｃｒ）Ｐａｎｄ（Ｍｎ，Ｆｅ）Ｐｃｏｍｐｏｕｎｄｓ．［Ｊ］．Ｊ．Ｐｈｙｓ．ＳｏｃＪｐｎ．ｌ９７９（４６）：７７８，［２４］Ｈ？巧ｅｌｌｖａｇ，Ａ．Ｋｊｅｋｓｈｕｓ，Ａ－Ｚｉｅｂａ＾Ｓ．Ｆｃｍｅｒ．Ｍａｇｎｅｌｉｃｐｒｏｐｅｒｔｉｅｓｏｆｔｒａｎｓｉｔｉｏ打ｍｅｔａｌｓｕｂｓｔｉｔｕｔｅｄＭｎＰＪＪ．Ｐｈｓ．Ｃｈｅｍ．Ｓｏｌｉｄｓ．ｌ９８４４５：７０乂［］ｙ（）２５吐ｅｌｌｖａＡ．ＫｅｋｓｈｕｓＭａｎｅｔｉｃａｎｄＳｔｒｕｃｔｕｒａｌＰｒｏｅｒｔｉｅｓｏｆＴｒａｎｓｉｔｉｏ打Ｍｅｔａｌ［］巧ｇ，ｊ，ｇｐ－＜＝＜＝ＳｕｂｓｔｉｔｕｔｅｄＩ．ＭｎｌｔＶｔＰ０ｔ０．２５，Ａｔ．Ｃｈ．Ｓ．１９８４３８：７０３，ＭｎＰＪ（）（）（）ｙ］ｃａｅｍｃａｎｄ（）２６Ｈ．ＦｅｌｌｖａＡ．ＫｅｋｓｈｕｓＡ．ＡｎｄｒｅｓｅｎＭａｎｅｔｉｃａｎｄＳｔｒｕｃｔｕｒａｌｒｏｅｒｔｉｅｓｏｆ［］ｊｇ，ｊ，＾ｇｐｐ＝＝ｒａｎｓｉｔｏｎｅａｕｂｓｉｕｅｄ－ｒ＜＜ｃａＴｉＭｔｌＳｔｔｔＭｎＰ．ＶＭｎｌｔＣｔＰ０ｔ０．ｅｍ．．４０Ｊ．ＡｔＣｈ（＾）（）（）［］Ｓｃａｎｄ．ｌ９８５（３９）：１４３．ａｋａｎｏｂｕＳｕｚｕｋ－２７ＴｉＨｉｄｅａｋｉＩｄｏ．ＭａｎｅｔｉｃｎｏｎｍａｎｅｔｉｃｔｒａｎｓｉｔｉｏｎｉｎＣｒＡｓａｎｄｔｈｅ［］＾ｇｇｒｅｌａｔｅｄｃｏｍｏｕｎｄｓＪＪｏｕｍａｌｏｆＡｌｉｅｄＰｈｓｉｃｓ．：ｌ９９３７３：％８６ｐ［］ｐｐｙ（）［２８］Ｂｏｌｌｅｒ，Ｈ．Ｋａｌｌｅｌ，Ａ．Ｆｉｒｓｔｏｒｄｅｒｃｒｙｓｔａｌｌｏｇｒａｐｈｉｃａｎｄｍａｇｎｅｔｉｃｐｈａｓｅｔｒａｎｓｉｔｉｏ打ｉｎＣｒＡｓＪｉ－．ＳｏｌｉｄＳｔａｔｅＣｏｍｎ．ｌ９７１：１６９９１７０６．［］＾）２９ＳｅｌｔｅＫＫｅｋｓｈｕｓＡＪａｍｉｓｏｎＷｅｔａｌ．Ｍａｎｅｔｉｃｓｔｒｕｃｔｕｒａｌａｎｄｒｏｅｒｔｉｅｓｏｆ］，，，［ｊｇｐｐＣＡＡｔ－ｒｓｃａＣｈｅｍＳｃａｎｄｉｎａｖ．ｌ９７１２５：１７０３１７１４．（）ａｋ＊３０Ｋａｄｏｗｉ．Ｋ．ＷｏｏｄｓＳ．Ｂ．Ｕｎｉｖｅｒｓａｌｉｅｌａｔｉｏｎｓｈｉｏｆｔｈｅｒｅｓｉｓｔｉｖｉｔａｎｄｓｅｃｉｆｉｃｈｅａｔ［］，ｐｙｐ－－ｉｎｈｅａｖｙｆｅｒｍｉｏｎｃｏｍｐｏｕｎｄｓＪ．ＳｏｌｉｄＳｔａｔｅＣｏｍｍｕｎ．１９８６５８：５０７５０９．［］（）丄ｓｓｅｏｎ－ｅｎｅｒａ３１Ｈｕｙ．Ｎ．Ｅ．Ｎｌｉｔｏｆ化ｅＫａｄｏｗａｋｉＷｏｏｄｓｒａｔｉｏｉ打ｃｏｒｒｅｌａｔｅｄｏｘｉｄｅｓ［Ｊ．［］ｇｙ］ｈｓｏｃ－Ｊ：．Ｐｙ．Ｓ．２００５（７４１１０７１１１０．）３２Ｄｒｅｓｓｅｌ．ＭＧｒＵｎｅｒ．ＥｌｄｒｉｄｅＪ．ＥＷｉｌｌｉａｍｓＪ．Ｍ．Ｏｔｉｃａｌｒｏｅｒｔｉｅｓｏｆｏｒａｎｉｃ［］，Ｑｇ，ｐｐｐｇｓｕｅｒｃｏｎｄｕｃｎ－ｔｏｒｓＪ．Ｓｔｈ．Ｍｅｔ．１９９７８５１５０１５０８．ｐｙ（）：［］５４ 参考文献３３ＦｏｏＭＷａｎＹＷａｔａｕｃｈｉＳｅｔａｌ．Ｃｈａｒｅｏｒｄｅｒｉｎｃｏｍｍｅｎｓｕｒａｂｉｌｉｔａｎｄ［］Ｌｇ’，ｇｇ，ｙ’ｍｅｔａｌｌｉｃｉｔｉｎｔｈｅｈａｓｅｄｉａｒａｍｏｆｔｈｅｌａｅｒｅｄＮａｘＣｏ〇２．ＰｈｓＲｅｖＬｅｔｙｐｇｙｙ，２００４巧蛛２４７００１．ｈａｎｅａｌｎｅｒｓａｌｌｉｎｅａｒ－ｅｍｅｒａｔｕｒｅｄｅｅｎｄｅｎｃｅｏｆＧＭＳｕｓｔａｔｉｃＹＨＬｕＺｔ．Ｕｉｖｔ口叫Ｚｇ，义，ｐｐｔ－ｍａｎｅｉｃｓｕｓｃｅｔｉｂｉｌｉｔｉｎｉｒｏｎｎｉｃｔｉｄｅｓ．ＥｕｒｏｈｓＬｅｔ２００９６：３７００６．ｇｐｙｐｐｙ，巧）ｐｙＹａｎ．Ｊ．Ｑ，Ｋｒｅｙｓｓｉｇ．Ａ，Ｎａｎｄｉ．Ｓ矣ｔａｌ．Ｓｔｒｕｃｔｕｒａｌｔｒａｎｓｉｔｉｏｎａｎｄａｎｉｓｏｔｒｏｐｉｃｐｒｏｐｅｒｔｉｅｓｏｆ＂ｓｉｎｌｅ－ｃｒｌｌｉｎｅＳＡｓｙｓｔａｉＦｅ２２Ｊ．ＰｈｙｓＲｅｖＢ２００８７８：０２４５１６ｇ［］，（）ＷａｎＸＦＷｕＴＷｕｔａｌ．Ａｎｉｓｏｔｒｏｉｎｔｈｅｅｌｅｃｔｒｉｃａｌｒｅｓｉｓｔｉｖｉｔａｎｄｐｙｇ，，ＱｅｐｙｙｓｕｓｃｅｐｔｉｂｉｌｉｔｙｏｆｓｕｐｅｒｃｏｎｄｕｃｔｉｎｇＢａＦｅ２Ａｓ２ｓｉｎｇｌｅｃｒｙｓｔａｌｓ町ＰｈｙｓＲｅｖＬｅｔｔ，２００９（１０２）：１１７００５口７］Ｃ基泰尔．固体物理导论Ｍ．北京；化学工业出版社．２００５．［］口８］Ｚａｖａｄｓｋｉｉ．Ｂ．Ａ，Ｓｉｂａｒｏｖａ．Ｉ．Ａ．Ｓｏｍｅ按ａｔｕｒｅｓｏｆｈａｓｅｔｒａｎｓｉｔｉｏｎ虹ｃｈｒｏｍｉｕｍｐｎ－ａｒｓｅｉｄｅａｔｈｉｈｒｅｓｓｕｒｅｓ．Ｓｏｖ．ＰｈｓＪＥＴＰ．１９８０５１：５４２５４７．ｇｐｙ（）ｉｈｅｎａｚｕ］ｄａｈｉｉＧ．Ｊｉａｎ口引Ｗ．ＷｅＪ．（ｉＣＫｕＭａｔｓｕｂａｓＰ．Ｐ．ＫｏｎＦ．Ｋ．Ｌｎ々ｎ化Ｌ．Ｗ，ｇ，ｙｙ，ｇ，，，ｇ，ＹｏｓｈｉｙａＵｗａｔｏｋｏａｎｄＪ丄丄ｕｏ．Ｓｕｅｒｃｏｎｄｕｃｔｉｖｉｔｉｎｔｈｅｖｉｃｉｎｉｔｏｆ，ｐｙｙａｎｔｉｆｅｒｒｏｍａｎｅｔｉｅｏｒｄｅｒｉｎＧｒＡｓＪＮａｔｕｒｅ．Ｃｏｍｍｕｎｉｃａｔｉｏｎ．２０１４：：５５０８ｇ［］，。）４０Ｈ．ｋｏｔｅａｗａＳ．Ｎａｋａｈａｒａｅｔａｌ．Ｓｕｅｒｃｏｎｄｕｃｔｉｖｉｔｏｆ２．２ＫｉｎＨｅｌｉｍａｎｅｔＣｒＡｓ［］ｇｊ＾ｐｙｇｕｎｄｅｒＰｒｅｓｓｕｒｅＪ．Ｐｈｓ．Ｓｏｃ．Ｊｎ．２０１４３：１０３７０９．内，ｙｐ巧）［４。Ｊ．Ｋ．Ｂａｏ，Ｊ．Ｙ．Ｌｉｕ，ＣＷ．Ｍ３ｊＺＷ．Ｍｅｎｇ，Ｚ．Ｔ．Ｔａｎｇ，ｅｔａｌ．Ｓｕｐｅｒｃ蔬ｄｕｃｔｉｖｉｔｙｉｎ－ｕａｓ－ｔｒｑｉｏｎｅｄｉｍｅｎｓｉｏｎａｌＫｓＣｏＡｓｗｉｔｈｓｉｎｉｆｉｃａｎｔｅｌｅｃｏｎｃｏｒｒｅｌａｔｉｏｎｓ］ｇＤ巧ａｒＸｉｖ：１４１２．００６７ｖ２．［［４２］Ｍａｔｈｕｒ．Ｎ．Ｄ．ｅｔａｌ．Ｍａｇｎｅｔｉｃａｌｌｙｍｅｄｉａｔｅｄｓｕｐｅｒｃｏｎｄｕｃｔｉｖｉｔｙｉｎｈｅａｖｙｆｅｒｍｉｏｎｃｏｍｏｕｎｄｓ－Ｊ．ａｔｕｒｅ．９９８３９４：３［］Ｎ１９４３．ｐ（）ｅｎａｅｔａｌｕｅｒｃｏｎｄｕｃ－似Ｓａｘ．Ｓ．．Ｓｔｉｖｉｔｏｎｔｈｅｂｏｒｄｅｒｏｆｉｔｉｎｅｒａｎｔｅｌｅｃｔｒｏｎ［］ｐｙｆｅｒｒｏｍａｎｅｔ－ｇｉｓｍｉｎＵＧｅ］机．Ｎａｔｕｒｅ．２０００４０６：５Ｓ７５９２．（）［４旬Ｍｏｎｔｈｏｕｘ．Ｐ，Ｐｉｎｅｓｉ．Ｄ．ａｎｄＬｏｎｚａｒｉｃｈ．Ｇ．Ｇ．Ｓｕｐｅｒｃｏｎｕｄｃｔｉｖｉｔｙｗｉ出ｏｕｔｐｈｏｎｏｎｓ［Ｊ］．ａｒｅ４５０－Ｎｔｕ：１１８３．．２００７７７１１（）４５ｄｉ－ｄｅ．ｌａ．Ｃｍｚ．ｅｔａｌ．Ｍａｇｎｅｔｉｃｏｒｄｅｒｃｌｏｓｅ化ｓｕｅｒｃｏｎｄｕｃｔｉｖｉｔｎｔｈｅｉｒｏｎｂａｓｅ［］ｐｙ－ｌａｅｒｅｄＬａＯ－ＦＦｅＡｓｓｓｔｅｍｓＪ．Ｎａｔｕｒｅ８４５３：８９９９０２．．２００ｙｉｘｘｙ［］（）４Ｊｉｎ．ＫＢｕｔｃｈ．Ｎ．ＰＫｉｒｓｈｅｎｂａｕｍ．ＫＰａｌｉｏｎｅ．ＪＧｒｅｅｎｅ．Ｒ丄．Ｌｉｎｋｂｅｔｗｅｅｎｓｉｎ［巧，，，ｇ’ｐｆｌｕｃｔｕａｔｉｏ打ｓａｎｄｅｌｅｃｔｒｏｎａｉｒｉｎｃｏｅｒｏｘｉｄｅｓｕｅｒｃｏｎｄｕｃｔｏｉｒｓＪ．Ｎａｔｕｒｅ．ｐｇｍｐｐｐ［］２０－１１４７６：７３７５（）．［４７Ｍｏｒｉａ．Ｔ．ＳｉｎＦｌｕｃｔｕａｔｉｏｎｓｉｎＩｔｉｎｅｒａｎｔＥｌｅｃｔｒｏｎＭａｇｎｅｔｉｓｍ．Ｊｏｕｒｎａｌｄｅ］ｙｐ５５ 陕西师范大学硕击学位论文Ｐｈｓｉｅｌｌｕｅ－ｑｕＣｏｏｓ．１９７８．巧（Ｃ６）：１４６６１４７１．ｙｑ机４ｏｒｉａ．Ｔ．Ｔａｋｉｍｏｔｏ．Ｔ．Ａｎｏｍａｌｏｕｓｒｏｅｒｔｉｅｓａｒｏｕｎｄｍａｎｅｔｉｃｉｎｓｔａｂｉｌｉｔ［別Ｍｙｐｐｇｙｉｎａｖ－ｅｌｅｃｒｏｎｓｍｓｓｏｃＪｎ－：９６０９６９ｈｅｙｔｙｓｔｅＪ．Ｊ．Ｐｈ．Ｓ．ｌ９９５６４．［］ｙｐ（）－ｍ４ＡｔｈｅｎａＳＳｅｆａｔ．ＰｒｅｓｓｕｒｅＥｆｅｃｔｓｏｎＴｗｏＳｕｐｅｒｃｏｎｄｕｃｔｉｎｇｉｒｏｎｂａｓｅｄｆａｉｌｉｅｓＪ．［引［］艮ｅｐ．Ｐｒｏｇ．Ｐｈｙｓ．７４，１２４５０２口０１１）．５０Ｈｕａｎ．Ｑ．ｅｔａｌ．Ｎｅｕｔｒｏｎｄｉｆｆｒａｃｔｉｏｎｍｅａｓｕｒｅｍｅｎｔｓｏｆｍａｎｅｔｉｃｏｒｄｅｒａｎｄａ［］ｇｇｌｔｉ－ｂａｄｓｔｒｕｃｔｕｒａｒａｎｓｉｔｉｏｎｎｔｈｅｐａｒｅｎｔＢａＦｅｓＡｓ］ｃｏｍｐｏｕｎｄｏｆＦｅＡｓｓｅ＂ｈ－ｉｇｈｔｅｍｐｅｒａｔｕｒｅ５啤６１（：〇１１加〇１：〇巧。．？１１又５．１１６乂丄６行．２００８。０１）：２５７００３Ｍｏｔｉｚｕｋｉ．Ｋ，Ｉｄｏ．ＨＩｔｏｈ．ＴＭｏｒｉｆｉｉｉ．Ｍ．Ｅｌｅｃｔｒｏｎｉｃｓｔｒｕｃｔｕｒｅａｎｄｍａｎｅｔｉｓｍｏｆ口。，，ｊｇ３ｄ－ｉｉｉｉｄＭｔｒａｎｓｔｏｎｍｅｔａｌｐｎｃｔｅｓ．ＳｐｒｉｎｇｅｒＳ化Ｍａｔｅｒ．２００９．［］＇＇＇卫＾口巧］＾３行１１１３３．１片６１１〇１１６．１．１１疋０１１１口＊０１１．＼卫尤０化１１２：＼細卫＆比山．１０．＾．ｕｃ－Ｓｕｅｒｃｏｎｄｔｉｖｉｔｙｏｆｃｈｒｏｍｉｕｍａｌｌｏｓ［Ｊ．Ｐｈｓ．Ｒｅｖ．ｌ９６２＂２８：５８８５９０．ｐｙ］ｙ）５３Ｉｔｏ．ＴＩｄｏ．Ｈ．Ｍｏｔｉｚｕｋｉ．Ｋ．Ｅｌｅｃｔｒｏｎｉｃｓｔｒｕｃｔｕｒｅａｎｄｍａｎｅｔｉｃｒｏｅｒｔｉｅｓ［］，ｇｐｐ＝Ａ－ｉｎ＆Ｘ（ＸＰｓａｎｄＳｂ．Ｊ．Ｍａｎ．Ｍａｎ．Ｍａｔｅｒ．２００７３１０：ｅ５５８ｅ５５９．，，）Ｗｇｇ（）－４Ｓｉｄｉ－ｗｔｉｆｉｍｉｎｉＲＭｏｄ口ＦａｗｃｅｔＥ．ｎｅｎｓｔａｖｅａｎｅｒｒｏｍａｎｅｔｓｃｈｒｏｉｎｕｍＪ．ｅｖ．．］，ｐｙｇ［］Ｐｈｓ－ｙ．ｌ９８８６：２０９２８３．（＾－５Ｊａｒａｍ－口］ｉｌｌｏ．Ｒ．ｅｔａｌ．ＢＫａｋｄｏｗｎｏｆｔｈｅＢａｒｄｅｅｎＣｏｏｐｅｒＳｃｈｒｉｅｆｅｒｒｏｕｎｄｓｔａｔｅａｔａｇｕａｎｈａｓｅｒａｉｉｒｅ００９４５９４０５－ｔｕｍ．ｑｔｎｓｔｏｎＪ．Ｎａｔｕ．２（：４０９ｐ［］）口刮Ｊａｒａｍｉｌｌｏ．ＲＦｅｎ．ａｎ．ＪＲｏｓｅｎｂａｕｍ．Ｔ．Ｆ．Ｗｎａｔｕｒｅｓｏｆｕａｎｔｕｍｃｒｉｔｉｃａｌｉｔ，ｇ义Ｗｇ，ｇｑｙ２０－１０１１３６ｉｎｕｒｅＣｒａｔｈｉｈｒｅｓｓｕｒｅＪ．ＰＮＡＳ．１０７：１３６３３５．ｐｇｐ［］（）５ｅｈ．Ａ．ｅｔａｌ．ｕａｎｔｕｍｈａｓｅｔｏｎｓ地ｏｎｉｎａｃｏｍｍｏｎｍｅｔａｌＪ．Ｎａｔｕｒｅ．２００２［巧ＹＱｐ［］４－１９：４５９４６２．（）５８Ｊ．ＧＣｈｅｎＫａｚｕｕｋｉＭａｔｓｕｂａａｓｈｉＷｅｉＷｕ，ｕｋｕｎＬｉｎＪｉａｎｌｉｎＬｕｏＹｏｓｈｉａ［］ｇ，ｙｙ，Ｆ，，ｙＵｗａｔｏｋｏ．ＰｒｅｓｓｕｒｅｉｎｄｕｃｅｄｓｕｐｅｒｃｏｎｄｕｃｔｉｖｉｔｙｏｎｔｈｅｂｏｒｄｅｒｏｆｍａｇｎｅｔｉｃｏｒｄｅｒｉｎＭｎＰ．ＰｈｓｉｃａｌＲｅｖｉｅｗＬｅｔｅｒｓ．２（ｎ５。１４：１１７００１．…ｙ）５９Ｆｅ－［］ｌｃｈｅｒ．ＧＰ．ＭａｇｎｅｔｉｃｓｔｒｕｃｔｕｒｅｏｆＭｎＰ［Ｊ］．Ｊ．Ａｐｐｌ．Ｐｈｙｓ．ｌ９６６（３７）：１０％１０５８．巧０Ｂａｎｕｓ．Ｍ．Ｄ．Ｅｆｅｃｔｏｆｒｅｓｓｕｒｅ化５０ｋｂａｒｏｎｔｈｅｍａｎｅｔｉｃｂｅｈａｖｉｏｒｏｆＭｎＰＪ］．］ｐｇ［－Ｊｌｉｄ．ＳｏＳｔａｔｅＣｈｅｍ．ｌ９７２４３９１３９９．）：（６Ｍａｔｈｕｒ．Ｎ．Ｄ．ｅｔ址Ｍａｎｅｔｉｃａｌｌｅｄｉａｔｅｄｓｕｅｒｃｏｎｄｕｃｔｉｖｉｔｉｎｈｅａｖｆｅｒｍｉｏｎ［。ｇｙｍｐｙｙｃｏｍｏｕｎｄｓＪｅ－ｐ．Ｎａｔｕｒ．１９９８３９４：巧４３．［］（）６２Ｍｏｎｔｈｏｕｘ．ＰＰｉｎｅｓ．Ｄ丄ｏｎｚａｒｉｃｈＧＧＳｕｅｒｃｏｍｉｄｃｔｉｖｉｔｗｉｔｈｏｕｔｈｏｎｏｎｓ．Ｎａｔｕｒｅ．［］’’ｐｙｐ口］４５０－３２００７１１７７１１８．（），５６ 参考文献６３ＧｏｏｄｅｎｏｕｈＪ卫．虹Ｆ防ｒｅ：ｓｓｉｎＳｏｌｉｄＳｔａｔｅＣｈｅｍｉｓｔｒＭ．Ｏｘｆｏｒｄ：Ｐｅｒａｍｏｎ［］ｇｇｙ［］ｇＰｒｅｓｓ．１９７１．－６４ＤｏｉｒｏｎＬｅｒａｕｄＮｅｔａｌｅｒｍ－ｕｉｒｅａｋｄｏｗｎｉｎｔｅａｒａｍａｎｅｔｉｃａｓｅｏｆａ［］ｙ．．．Ｆｉｌｉｑｄｂｈｐｇｐｈｕｒｅ－ｐｎｉｅｔａｌＪ．Ｎａｔｕｒｅ．２００３４２：５９５５９９．［］（＾６Ｙａｍａｚａｋｉ，Ｔ．巧ａｌ．ＮｏｖｅｌＭａｎｅｔｉｃＣｈｉｒａｌＳｔｒｕｃｔｕｒｅｓａｎｄＵｎｕｓｕａｌＴｅｍｅｒａｔｕｒｅ［ｙｇｐＨｙｓｔｅｒｅｓｉｓｉｎ也ｅＭｅｔａｌｌｉｃＨｅｌｉｍａｇｎ约ＭｎＰＪＯＵＲＮＡＬＯＦＴＨＥＰＨＹ別ＣＡＬ机，ＳＯＣ圧ＴＹ：ＯＦＪＡＰＡＮ．２０１４５８３．（）６Ｔａｋａｓｅ．ＡＹａｓｈｉｍａ．ＫＫａｓｕａＴ．ＬｏｗＴｅｍｅｒａｔｕｒｅＳｅｃｉｆｉｃＨｅａｔｏｆＭｎＰ．［。，，ｙｐｐＥｘｐｅｒｉｍｅｎｔａｎｄＡｎａｌｙｓｉｓＪＪ．Ｐｈｙｓ．Ｓｏｃ．Ｊｐｎ．ｌ９７９４７：Ｗ＾５３４．［］（）巧 陕西师范大学硕±学位论文５８ Ｍ致谢三年硕±生活转瞬即逝，这紧张而又充实的三年，使我收获颇丰。三年里，我的科研能力和理论基础都得到了很大的提高，这为我即将开始的博±学习生活奠定了良好的基拙。在硕±论文完成之际，谨在此对所有支持、关也和帮助过我的老师和同学表示最诚挈的感谢。首先感谢要我的导师李永放教授在我硕±期间。给予我学业上的指导和帮助李老师深厚的理论素养，丰富的实践经验，严谨的治学精神，对科研精益求精的态度，这些品质都深深地感染和激励着我。本论文是在李永放教授和中国科学院物理研究所的錐建林研究员的共同指导下完成的。从论文的选题，到最后的修改定稿，都离不开两位老师的精也指导。首先感谢維老师给予我来到中科院物理所学习的宝贵机会，让我能在如此优越的科研环境下完成自己硕±阶段的研究工作。在物理所学习期间接触到的各种前沿课题及实验技术都让我受益匪浅。錐老师严谨的治学态度和科学的工作方法给了我极大的帮助和影响、，同时他在生活上也给予了我很大的关也和帮助。在此表示衷也的感谢，并祝恩师身体健康，工作顺利，幸福美满。感谢吴伟师兄在晶体生长方面给我的指导和帮助，感谢郑萍老师在物性测试Ｗ及各种实验设备使用方面给予的指导，感谢范国志师兄在低湿实验技术方面给予的指导，这些不仅对我完成本论文起了重要作用，而且让我开始逐渐掌握低温物理领域的各种知识，为Ｗ后的科研工作打下了良好的基础。感谢ＥＸ１组其他老师和同学在学习生活方面给予的帮助一，平时和大家的讨论交流让我进步开拓了自己的视野，这段与大家共事的经历注定会令我终身难忘。：ｔ感谢家人在我硕学习期间给予的支持和关也，特别是我的妈妈，在我遭遇逆境时给予了我很多鼓励和前进的动力一。感谢直支持、关也我的朋友们，因为你们的陪伴，让我的硕±生活增添了不少乐趣，让我能够充满自信地迎接新的挑战，愿友谊长存。一在即将开始的博±学习中！，我定倍加努力，用更优异的成绩回报大家！谨Ｗ此文感谢所有帮助、关也我的人，幸福美满，合十祝愿他们身体健康林富银２０１５年５月５９ 陕西师范大学硕±学位论文６０ 攻读硕±学位期间的研究成果攻读硕±学位期间的研究成果林富银，吴伟，范国志，程金光，李永放，維建林．ＭｎＰ〇．８Ｂ〇．２单晶样品的低温［Ｕ物性研究［Ｊ．物理学报．（已录用）］口］Ｗ．Ｗｅｉ，Ｊ．Ｇ．Ｃｈｅｎｇ，ＫａｚｕｙｕｋｉＭａｔｓｕｂａｙａｓｈｉ，ＲＲＫｏｎｇ，ＲＩＣＬｉｎ，ＣＱ．Ｊｉｎ，ＮＸ．Ｗａｉｉｇ，ＹｏｓｈｉｙａＵｗａｔｏｋｏ，ａｎｃｉＪ．Ｌ．Ｌｕｏ．Ｓｕｐｅｒｃｏｎｄｕｃｔｉｖｉｔｙｉｎ化ｅｖｉｃｉｎｉｔｙｏｆａｎｔｉｆｅｒｒｏｍａｇｎｅｔｉｃｏｒｄｅｒｉｎＣｒＡｓ［Ｊ］．Ｎａｔｕｒｅ．Ｃｏｍｍｕｎｉｃａｔｉｏｎ．２０１４：（５）：５５０８［３］Ｊ．ＧＣｈｅｎｇ，ＫａｚｕｙｕｋｉＭａｔｓｕｂａｙａｓｈｉ，ＷｅｉＷｕ，ＦｕｋｕｎＬｉｎ，ＫａｎｌｉｎＬｕｏ，ＹｏｓｈｉｙａｏｒｅｓｓｕｒｅｉｎｃｅｄｓｕｅｒｃｏｎｄｕｃｉｖｉｔｏｎｈｅｂｏｒｄｅｒｏｆｍａｎｅｔｉｃｏｒｄｅｒｉｎＵｗａｔｏｋ．ＰｄｕｐｔｙｔｇＭｎＰ［Ｊ］．ＰｈｙｓｉｃａｌＲｅｖｉｅｗＬｅｔｔｅｒｓ．２０１５（１１４）：１１７００１．６１
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