在BaFe1.9Ni0.1As2单晶中的磁通钉扎机制：平均自由程诱导钉扎波动的证据外文翻译资料

在BaFe_1.9Ni_0.1As₂单晶中的磁通钉扎机制：平均自由程诱导钉扎波动的证据

作者：M. Shahbazi,¹ X. L. Wang, ^1,aK. Y. Choi²和S. X. Dou¹

¹卧龙岗大学研究所超导和电子材料，北卧龙岗NSW2519，澳大利亚

²中心的新的国家复合材料研究，物理和天文学系，首尔国立大学，首尔151-747，韩国

在不同温度下BaFe_1.9Ni_0.1As₂超导晶体的钉扎机理进行了系统的研究，磁性测量多达13T。在集体钉扎模型中分析这个领域依赖于临界电流密度J_C。获得的实验结果和理论delta;l的钉扎曲线之间有着非常良好的一致性，这表明，BaFe_1.9Ni_0.1As₂晶体起源于平均自由程的空间变化。此外，使用Dew-Hughes模型，归一化的钉扎力密度F_P曲线对h=B/B_irr（B_irr在不可逆场中）被缩减。分析表明，单独的钉扎点不能用来解释观察到的钉扎力密度F_P的磁场变化。

由于相对高的临界温度T_C、高的上临界场¹B_C2、高的临界电流密度J_C、非常高的内在钉扎势²、和这些化合物的几乎各向同性的超导电性^3,4，实际应用的关键是在pnictides中研究旋涡机制。在122结构中，AFe₂As₂吸引了很多关于简单的晶体结构和不断增长的单晶的超导性能的研究^5,6。

对于一些超导体，从磁滞回线（MHLs）获得的J_C在磁场穿透场的第一峰值后增加。这就是所谓的第二磁化峰（SMP）或鱼尾效应。在传统的低温超导体，例如MgB₂⁷、Nb₃Sn⁸等等，第二磁化峰对应于的J_C（B）的一个隆起特征远远低于B_C2⁹而尖峰效应（PE）的接近B_C2。这表明，尖峰效应（PE）与磁通线晶格的快速融化转变相关联¹⁰。在高温超导体中，不同的机制，包括样品的不均匀性¹¹、动态效应¹²、在涡流晶格中的结构相变¹³、涡流的有序 - 无序相变^14,15和从导电层到绝缘层¹⁶合理的解释了SMP。据悉，薄弱的系统集体钉扎使得SMP发生在SmFeAsO_0.9F_0.1（参考17）。对于参杂NdFeAsO_0.85¹⁸、Ba(Fe_1-xCo_x)₂As₂（参考19-22）的样品和薄弱的集体钉扎机制结论研究中观察到了SMP。在最佳掺杂Ba_1-xK_xFe₂As₂^19,23中也观察到了第二磁化峰。然而，值得指出的是，在不均匀性的大多数形式中，比如T_C的变化，杂相，掺杂变化等等，可能会阻止SMP²⁴的发生。例如，一个欠掺杂的Ba_1-xK_xFe₂As₂的系统，没有表现出SMP。而据称SMP已经出现在Ba(Fe_1-xNi_x)₂As₂^19,25，LiFeAs²⁶，FeTe_1-xSe_x（参考27），和PrFeAsO_0.6F_0.1²⁸。在磁场强度H平行于c¹⁹方向上观察SMP的电子和空穴掺杂的Ba-122的晶体在平行于a,b方向上消失了，表示磁通钉扎对于这些化合物的各向异性效果¹⁹。

在II型超导体中有两个主要的钉扎机制：(I)delta;l钉扎在空间变化的电荷载流子的平均自由程。(II)delta;T_c钉扎由于随机分布T_c中的空间变化。据报道，在PrFeAsO_0.9和NdFeAsO_0.9F_0.1中强烈钉扎中心产生于缺氧和掺杂原子，这导致通过在平均自由程²⁹的局部变化的钉扎。强固有钉扎由于在Ba(Fe_1-xCo_x)₂As₂的超导正交相结构域³⁰也观察到。类似的结果在BaFe_1.8Co_0.2As₂中也发现，在温度和场的Jc的依赖性是由于Co原子的不均匀分布³¹。此外，有人建议，在高温Tc以下Ba_0.6K_0.4Fe₂As₂的非常大的Jc和鱼尾效果源自从小型正常芯钉扎中心²³。

在这项工作中，我们提出了BaFe_1.9Ni_0.1As₂晶体的磁通钉扎机制进行了系统的研究。

BaFe_1.9Ni_0.1As₂单晶的制备是一个自助熔剂法^32,33。对于磁性测量，生长单晶切下并切成矩形形状，BaFe_1.9Ni_0.1As₂样品具有1.56 * 2.82 * 0.06 mm³的尺寸。磁化线圈分别下降到3ķ使用超导量子干涉收集在磁场B平行于c方向上不同的磁场和温度设备振动样品磁强计（SQUID-VSM，量子设计）。

图1 对于B//c在不同温度下的磁滞回路。插图：磁化率的温度依赖性

插图1显示在B平行于c方向大小为200奥斯特的场下磁化后的零场冷却测得的温度依赖性和BaFe_1.9Ni_0.1As₂晶体的场冷却。17.7K的临界温度从过渡的开始测定。该BaFe_1.9Ni_0.1As₂晶体的磁滞回线显示在插图1的主面板。磁滞的几乎完美的对称循环相对于x轴表示散钉扎是占主导地位的²⁵。最小磁化率的零场稍稍接近于一个给定的磁滞回线，表征第二磁化峰的开始³⁴。在这个零场冷却后，所施加的磁场穿透完全进入样品后。第二磁化峰可以在低于15K被观测到，所有的温度类似于Fe₂As₂（参考23）和Ba(Fe_1-xCo_x)₂As₂晶体³¹的行为。在插图1中T=3K箭头表示第二磁化峰的开始和峰值位置。在一些常规的超导体，比如MgB₂（参考7）和Nb₃Sn⁸，峰值效应发生区域接近于B_C2。据认为，该峰值效应与下面的一阶涡流熔融转变的亚稳态有关，其中的漩涡由于热波动软化由涡旋晶格导致的一个更好的钉扎中心的位置。在Nb₃Sn峰值效应这一解释似乎并不适用于在铜酸盐中观察到的峰的效果，其中峰值效应发生远离正常相界。在铜酸盐的情况下，已经提出了一阶紊乱驱动化转变解释了第二磁化峰³⁵。Salem-Sugui, Jr. et al³⁶研究过掺杂的BaFe_1.82Ni_0.18As₂晶体的旋涡动态，通过测量磁通量蠕变超过第二磁化峰并认为第二磁化峰不能由于软化在涡流钉扎之前熔化也没有从内集体模型中的钉扎机制的变化产生。此外，他们的研究中的一个最佳掺杂BaFe_1.9Ni_0.1As₂晶体并没有表现出钉扎交叉的出现在附近的磁滞回线的第二磁化峰的任何证据²⁵。Prozorov et al²¹和Shen et a²⁰l通过磁性研究解释第二磁化峰标志着从弹性到塑料的漩涡蠕变。Kopeliansky et al得到相同的结果，他指出与第二磁化峰有关的从一个菱形正方形晶格的涡流结构相变。

利用Bean模型³⁷的公式从磁滞回线进行提取J_C值，l和w是在垂直于施加的磁场中该样品的尺寸，，是在磁滞回线的宽度。

图2 对于B//c在不同温度下的场依存。插图：对B// C在不同温度下归一化的Jc的场依赖性

图2示出B//c的区域依赖不同温度下的Jc。在零场和温度T=10K下的值与在最佳掺杂样品中的非常吻合¹⁹。插图2显示了在选定的温度下归一化的Jc与B。第二磁峰下的上升位置和峰值处T=4K。第二磁化峰的位置随着温度的增加移向低场，例如从4K的6.8T大大下降到15K的0.7T，但是从4K的1.7T缓慢下降到15K的0.2T。对于REBa₂Cu₃O_7-delta;³⁸观察到类似的行为。似乎第二磁化峰在这两种化合物具有相同的机制²³。

图3 对于B//c磁测量值决定BaFe_1.9Ni_0.1As₂单晶

图3，我们给出了BaFe_1.9Ni_0.1As₂晶体的旋涡相图。三个特征场B_irr,，还有，在图3中从磁测量来确定如图中实心符号。很显然B_irr—T，—T还有—T是依赖于温度的。Shen et al.所提出的BaFe₂As₂²⁰为最佳合作掺杂时，B_irr—T和—T之间的大面积表明，涡流损耗是通过在这区域的塑性运动。虚线代表使用拟合曲线，其中n为拟合参数。所有曲线使用表达很好拟合得到对于有n =1.9对于B_irr和有n=1.4。这些值近似于对于BaFe_2—xCo_xAs₂晶体获得的值²⁰。

图4 标准化磁通钉扎力作为降低场的函数。虚线表示的拟合曲线。插图：最大钉扎力的场依存

为了评估在更详细的钉扎机制的性质，在磁场中看旋涡钉扎力的变化是有益的，。在图4中，我们绘图时仍归一化钉扎力，，作为降低场的函数，使用的的标准估计B_irr。应当指出的标准化钉扎力的缩放是基于B_irr和降低场所做的来代替B_C2和由于B_C2和B_irr之间的差相当大的，并且是在低温情况下MgB₂和铜酸盐更显著^{7,29,32,38,39}。从rho;-T的曲线得到的B_C2和B_irr的温度依赖性清楚地揭示B_irr远低于B_C2。注意到曲线中温度在范围内，曲线几乎相似。我们用Dew-Hughes公式吻合了数据，⁴⁰，其中p和q是两个参数，其值依赖于钉扎机制的原点。在图4中用黑点虚线显示Dew-Hughes契合点，其中p=2.01和q=2.96。在h下的F峰值位置匹配良好。根据Dew-Hughes模型，在delta;l钉扎的情况下，对于一个主导系统就是通过点钉扎，p=1，q=2，发生在。由于晶粒边界导致钉扎，而在其中变化的超导序参量控制钉扎机制系统^40,41。在delta;T_C钉扎的情况下，预计F_p的最大可位于较高的h值。例如，对于点钉扎，最大的预计将在，p=2，q=1的情况下。对于表面针最大存在于h=0.6，p=1.5，q=1。对于大量针最大存在于h=0.5，p=1，q=1的时候。而我们，这说明一点单独钉扎无法解释BaFe_1.9Ni_0.1As₂晶体中的钉扎机制。Sun et al.¹⁹对于Ba_0.68K_0.32Fe₂As₂（），Ba_{1.85 剩余内容已隐藏，支付完成后下载完整资料}

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