Основні напрямки досліджень

 

● Вивчення термодинамічних параметрів високотемпературних та магнітних надпровідників.

 

● Дослідження співіснування надпровідності та магнітного впорядкування в нових високотемпературних надпровідних сполуках.

 

● Вивчення надпровідних властивостей магнітних надпровідників, у тому числі й методом андріївського відбиття.

 

● Дослідження ас та dc резистивних властивостей надпровідних структур.

 

● Вивчення особливостей поведінки магнітоопору в новітніх матеріалах.

 

 

Обладнання

 

● Установка  для  дослідження  впливу електромагнітного випромінення з  частотою  до 100 ГГц  на  надпровідники при температурах

  2 – 4.2 К.

 

● Установка для напилення тонких плівок металів у безмасляному вакуумі ≈ 10–7 мм. рт. ст.

 

● Установка для вимірювання поверхневого електроопору в інтервалі температур 4.5 – 300 К та діапазоні частот 1 – 100 МГц.

 

● Установка для вимірювання теплоємності методом вакуумного адіабатичного калориметра в інтервалі температур 1.5 – 300 К.

 

● Мікроконтактний спектрометр для дослідження нелінійної провідності контактів, оснащений кріогенним устаткуванням для створення точкових контактів і вимірювання їх провідних властивостей у температурному інтервалі 1.3 – 77 K під дією НВЧ опромінення в діапазоні 0.3 – 65 Ггц та в магнітних полях 0-4T.

 

Важливі результати за останні роки

 

•  Показано, що текстурований полікристал Bi95,69Mn3,69Fe0,62 містить дві фази — вісмутову матрицю та включення α-BiMn фази. Встановлено, що у магнітному полі температурні залежності електроопору поводяться немонотонним чином, а магнітоопір є позитивним у всій області температур та досягає максимальної величини 3033% у магнітному полі 140 кЕ для орієнтації, коли магнітне поле є перпендикулярним транспортному електричному струму. Припускається, що аномальна поведінка температурних залежностей електроопору в Bi95,69Mn3,69Fe0,62 та їх розбіжність в порівнянні з чистим вісмутом пов’язана з впливом магнетизму α-BiMn фази та зовнішнього магнітного поля на транспортні властивості цієї сполуки [1].

 

•  Експериментально досліджено вплив електромагнітного поля метрового діапазону (десятки МГц) на вольт-амперну характеристику (ВАХ) широкої надпровідної плівки. Показано, що під впливом електромагнітного поля метрового діапазону (МД) область вихрової резистивності значно розширюється внаслідок швидкого пригнічення критичного струму при більш повільній зміні верхньої межі стійкості вихрового стану. Виявлено, що зі збільшенням потужності опромінення МД структура ВАХ, яка пов’язана з лініями проковзання фази, розмивається й зрештою зникає [2].

 

• Встановлено, що в магнітному надпровіднику Dy0,6Y0,4Rh3,85Ru0,15B4 при температурі ТFM = (21 ± 1) К має місце перехід у феромагнітний стан, а при Тс = (6.7 ± 0.1) К спостерігається перехід у надпровідний стан, який співіснує з феромагнітною фазою у широкому інтервалі температур 2–6.7 К. Висловлено припущення про наявність триплетного механізму надпровідного спарювання у Dy0,6Y0,4Rh3,85Ru0,15B4 [3].

 

• Вперше виявлено особливості на температурних залежностях питомого електроопору ρ(T) (максимум та мінімум для Gd0,9Pb0,1Mo6S8 і перегин для Gd0,7Pb0,3Mo6S8) у сполуках Gd0,9Pb0,1Mo6S8 та Gd0,7Pb0,3Mo6S8. Встановлено наявність невеликого позитивного магнітоопору (до 2 %), який є максимальним при температурах існування особливостей. Показано, що на залежності намагніченості M(T) в дослідженій області температур відсутні особливості, які пов’язані з магнітними далекодійними перетвореннями. Висловлено припущення про те, що особливості на ρ(Т) можуть бути обумовлені перебудовою зонної структури та появою двох каналів носіїв заряду, які відповідальні за напівпровідниковий та металевий хід температурних залежностей електроопору [4].

 

• Показано, що в магнітних надпровідниках GdxPb1–xMo6S8 значення температур надпровідного переходу Tc зменшуються від 14.6 К для сполуки з x = 0.5 до 11.8 К для x = 0.9. Побудовано експериментальні залежності Hc2(T) та встановлено, що теоретична залежність Hc2(T) в рамках мікроскопічної теорії Вертхамера–Гельфанда–Хоенберга для сполуки Gd0,9Pb0,1Mo6S8 незадовільно описує експериментальні дані. В той же час Hc2(T) в рамках теорії Гінзбурга–Ландау досить добре узгоджується з експериментальними результатами для всіх досліджених зразків. За допомогою мікроконтактної спектроскопії андріївського відбиття для гетероконтакта Gd0,5Pb0,5Mo6S8–Ag зроблено оцінку величини надпровідної щілини (Δ ≈ 1.95 меВ при 2.6 К). Отримане відношення 2Δ/kBTc ≈ 3.02 менше значення 3.52, одержаного в рамках теорії Бардіна–Купера–Шриффера для традиційних надпровідників зі слабким зв’язком [5].

 

• Отримано нову інформацію щодо впливу на температуру надпровідного переходу (Tc) заміни  немагнітного   Y   на   феромагнітний   Er   в   сполуці Dy1-xYxRh3.8Ru0.2B4. Встановлено, що така заміна майже не змінює Tc (Tc = 7 К в Dy0.6Y0.4Rh3.85Ru0.15B4 та Tc = 6 К в Dy0.6Er0.4Rh3.8Ru0.2B4), що не характерно для традиційних надпровідників і може бути проявом незвичайної надпровідності в цих матеріалах, ймовірно триплетної, яка співіснує з феромагнетизмом [6].

 

• Вперше досліджено поведінку температурних залежностей електроопору твердого розчину Bi88.08Mn11.92 в інтервалі температур 2-300 К та магнітних полях до 90 kЕ.  Встановлено, що в магнітному полі температурні залежності електричного опору Bi88.08Mn11.92 мають максимуми (перехід ізолятор-метал). Температури максимумів зростають зі збільшенням поля. Обговорюється існування помітної різниці між температурними залежностями електроопору Bi88.08Mn11.92 та Bi95.69Mn3.69Fe0.62 з меншим вмістом марганцю а також чистим вісмутом. Встановлено, що магнітоопір для Bi88.08Mn11.92 є додатнім у всьому дослідженому інтервалі температур і досягає значення 3291 % у магнітному полі 90 кЕ, що приблизно на 400% вище, ніж у сполуки Bi95.69Mn3.69Fe0.62 з меншим вмістом Mn. Висловлено припущення, що температурна залежність електро- та магнітоопору Bi88.08Mn11.92 без магнітного поля і в ньому, а також відмінності R(T) та магнітоопору цієї сполуки від аналогічних залежностей для Bi95.69Mn3.69Fe0.62 та чистого вісмуту значною мірою обумовлені впливом внутрішнього магнетизму α-BiMn фази та можуть бути пояснені в рамках багатозонної теорії [7].