異型結構鐵磁超導體的臨界效應REVIEWOFMORDERNPHYSICS,VOLUME77,JULY20051.序言由于單重態超導和順序鐵磁性的不共存性，它們二者不能夠同時大范圍存在于物質中。直到1956年時，Ginzburg提出的軌道機理解釋了磁化和超導共存的問題。在軌道理論中，超導性是被抑制的。而當Bardeen,Cooper，和Schrieffer于1957年共同提出了BCS理論后，單重態的超導也同樣可以被交換場理論破壞。當處于磁化狀態時，交換場中的Cooper對趨于取相同的自旋方向，從而抑制了電子的成對效應。這就是所謂的順磁化效應。1959年時，Anderson和Suhl又證實了鐵磁有序化是不可能在超導相中出現的。這其中的主要原因是當處于超導狀態下時，電子順磁感應的0波矢量組分是被抑制的。在這種狀態下，使得鐵磁有序化的能量就會降低，然而此時卻出現的是非單一磁化，而不是有序鐵磁體。Anderson和Sulh把這種狀態稱為“隱性鐵磁”1977年,稀土化合物Rh4B4及Mo6X8（X可為S,Se等）的發現44 6 8為超導和磁性在同一個化學計量化合物中的存在提供了實驗證實。實驗發現，許多這些超導體系是與抗鐵磁性的，而且它們的Neel溫度Tn小于其居里溫度T。而在更近期的一些金屬嵌入式Nc化合物超導性的發現（如Ni2B2C）也提供了其他的抗鐵磁性和超導性的共存。因此事實上，超導性和抗鐵磁性是可以共存的。正如Anderson和Suhl所預言的，在居里溫度時，非單一的磁化態化合物中出現了。這些化合物的存在已經被中子衍射實驗所表征證明了。這種磁性結構的周期要比超導體連續存在的時間短，但在空間尺度上又比分子中原子間的間距大。所以在一定程度上，這種結構是超導和鐵磁的一個折中：從超導性的一個方面看來，這種結構是抗鐵磁的；而從磁化性質的一個方面看來，它又是鐵磁的。歸結到理論的分析，并考慮軌道和交換機理以及磁化各向異性，可以知道在一段很短的時間內，這種共存相是晶體中的一個主導存在的結構。這種超導與磁化的共存形態在ErRhB和HoMoS中存在的還比較有限，但在HoMoSe中這446868種主導存在形式可以一直維持到T=0K。盡管單重態超導和鐵磁不太可能在化合物中大量的存在，然而這在人工改性的層狀鐵磁/超導(F/S)體系中卻是較容易達到的。由于“臨近效應”(將在后面討論到)，Cooper對可以鉆穿F層并且在鉆穿處誘發超導。在這種情況下，我們就可以有很好的機會研究超導電子在巨大交換場中的性質。并且，通過改變鉆穿層的厚度我們還可以控制兩個競爭力量的相對的調制強度，從而對超導和磁性的相互作用影響進行深入研究。注意到在納米尺度上的S/F結構中超導和鐵磁的這些有趣的現象，然而相關的發現知道近期才出現是由于在高品質的F/S雜交體系預備中的實驗上的巨大進展。而實驗的進步和其潛在的利用價值又反過來刺激催生了異型結構中超導和鐵磁相互作用研究的興趣。現在看來適時回顧這一領域的研究進展和放眼未來工作的發展是非常必要的。2.順磁極限和非單一相的定性解釋A.順磁極限對于單純的順磁效應而言，一種超導體的順磁磁化場極限H可以通過比較其基態電子自旋極化能量的改變△E和超導凝pn聚能量AE來得到。S當處于基態時，電子氣因在磁場中極化而發生能量的改變：△E=-XH2/2n另一方面，在沒有極化作用的超導體中，BCS成對能的降低為厶E=-N(1.76Tc)2/2。從需要滿足的條件△E=AE就可以sns，找到在溫度T=0K時的該超導體的順磁極限場H【=1.244Tc/uB(MB代表玻爾磁子)這就是從常態到超導態的一級相變臨界場。1969年的完整的分析表明在T=0k時，這個臨界場比二級相變的臨界場要高。然而，1964年時Fulde，Ferrell，Larkin和Ovchinnikov預言了在純順磁效應的理論框架下，非均一超導態在正弦超導調制參量條件下的存在。在這種FFLO狀態時，Copper對與在普通的超導體中相比，是具有一定的動量的。而近來一段時間，Casalbuoni和Nardulli對非單一超導在低溫高質密凝聚態物質和量子色動力學理論的評論也證明了這一點。三維超導體在純順磁效應模型下的T-H相圖如圖中所示。在溫度T*=0.56Tc時，介質從常態到非均一超導的FFLO態的二級相變發生。圖中粗線表示從常態到均一超導態的一級相變，虛線表示的則為從二級物象到非均一超導態的轉變。至今為止，還沒有確切的實驗表明這種狀態的存在。但近期的在類似的二維平面有機化合物導體(BETS)2FeCl4中磁誘發超導現象的發現卻為FFLO態的形成提供了極佳的選擇。B.FFLO相的出現在FFLO超導態中的相變參數調制的物理起源是什么？這種相變調制的參數其來源是磁場對電子自旋作用的Zeeman分裂相關的。為了說明這個問題，我們來考慮一維情況下的比較簡單的一個例子。在不加外場的情況下，Cooper對是由兩個具有+kf和-kf的相反動量以及相反自旋的電子組成的。而這最終的結果是整個Cooper對的動量為0。而在施加外磁場的條件下，由于Zeeman分裂，具有a自旋的電子的Fermi動量會有一個6kf的增量（6k斗BH/uF，其中uF為Fermi速度）。類似的，fBF F3自旋的電子的Fermi動量-k也會有一個6k的增量。而最1 f f終導致的結果就是總的動量為26kMO。所以，超導相的空f間調制參量就存在了26kf的波矢量。這就解釋了在對電子f有作用的外場條件下對非均一超導態形成的作用影響，同時說明了對于一維超導體的順磁極限場強（從T-0）的消失。3.鐵磁體中的臨近效應具有長程有序性的不同物質在其交界處的性質會發生改變。同樣的，在超導體和普通金屬的表面，Cooper對在一定距離內也同樣可以對普通金屬進行鉆穿。如果電子的運動是擴散性的，那么這個鉆穿的距離是與熱力學擴散尺度成比例的：L?（D/T）。.?其中D為擴散系數。而在純的普通金屬T中，相應的特征距離為￡?u/T。因此，類似于超導的性TF質可以在普通金屬中被誘導，而這種現象就成為臨界效應。同時的，Cooper對的泄露減弱了與普通金屬在界面處的超導性。這種現象成為反臨界效應，并導致在與普通金屬接觸處的超導薄層的超導轉變溫度降低。如果此超導薄層的厚度比臨界薄層的厚度還小時，那么臨界效應就完全抑制了超導轉變。所有的這些關于臨界效應的現象和早期的實驗和理論工作均由Deutscher和deGennes于1969年重新發表。4.S/F雙層材料中的震蕩超導轉變溫度鐵磁體中的超導控制因子的振蕩衰減行為使得振蕩周期gf和F層的厚度之間的可同單位度量性。這就導致了非單一的超導轉變溫度依賴，即Tc不僅僅是依賴于S/F多層結構中F層的厚度。事實上，當F層的厚度小于振蕩時長gf時，F層的Cooper對波函數幾乎不發生改變，而且S層附近的超導控制因子也是相同的。在S層中超導控制因子在普通相和超導相之間的差異不存在時，我們稱之為“0”相；另一方面，當F相的厚度與gf相接近時，那么Cooper對波函數可以跨越0而在F層中間變號為負，或稱為在S層附近超導控制因子的“n”相轉變。F層厚度的增大會引發隨后的從0相到n相的轉變，并與同單位度量效應相重疊而導致臨界溫度對F層厚度的非單一性依賴。對于S/F雙層結構而言,從0相到n相的轉變不可能發生，所以在gf和F層厚度間的同量綱度量效應便導致了Tc對F層厚度的非單一性的依賴。所預言的臨界溫度的振蕩型依賴隨后在對Nb/Gd多層化合物以及Nb/Ni雙層化合物的實驗研究中被發現。圖中所示為Nb/Gd多層化合物的臨界溫度Tc振蕩變化與Gd層厚度dGd和兩種不同厚度Nb層之間的實驗數據。(圖中虛線Gd為Radovic理論擬合)從圖中可以明顯的看出臨界溫度Tc對Gd層厚度的依賴是非單一性的：因為圖中Tc的上升表明的是從0相到n相的轉變。鐵磁超導體中的n連結處于平衡態時兩個超導體的Josephson連結通常存在一個0相差異因子屮。這種Josephson連結的能量可以表示為E-①M(1-costp)2ttc其中Ic為Josephson臨界電流。對于標準狀態，常數Ic>0，而能量的最小值在當少=0時取到。然而，就如之前所提到的，S/F多層結構中從0相到n相的轉變是可以發生的。這就是說對于Josephson連結而言，平衡相差異因子將為n,并且很自然的將其稱為n連結。對于n連結而言，上述能量方程中的常數Ic為負值，并且從0相到n相的轉變會使電流的符號發生改變，雖然從實驗中測得的為與Ic大小相同的正值。這種S/F/S連結揭示了作為F層厚度函數的臨界電流Ic的非單一性的行為，臨界電流的消失表明了從0相到n相的轉變。與之從0相到n相轉變相對應的F層的特征厚度：E=(D/h)0.5

ff而這在通常的鐵磁體中是很小的，因為相對較大的交換場作用(h±1000K)。實驗證實，由于受限于F層的厚度，在S/F/S中的n耦合并不容易發生。最終，第一個n連結的獲得是由Ryazanov，Obozhov，Rusanov等在2001年對Josephson連結的研究中采用了弱鐵磁性的插層合金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如圖中所示為CuNi連結中的臨界電流Ic作為不同0.480.52F層厚度2d下溫度的函數的圖形。當F層的厚度為27nm，f溫度調控的從0相到n相的轉變發生。復雜S/F結構超導金屬鐵磁結構中強大的臨界效應會致使產生在F/S/F“自旋取向門控三明治”結構中的自旋取向依賴的超導性。這種行為在1999年被Buzdin等所預言，并與近期被Gu在實驗中觀測到。

圖中為F/S/F夾層三明治的幾何構型。S層的厚度為■2ds兩個F層的厚度為df。界面上交換場作用的存在會不利于這種取向的發生。發現這個問題，■2ds兩個F層的厚度為df。界面上交換場作用的存在會不利于這種取向的發生。鐵磁層平行的磁場；實線表示的是施加了與鐵磁層反平行的磁場然后又施加一個與之相平行的微弱磁場用以恢復FeNi層的磁性。原子厚度的F/S多層結構當電子從S層轉移到F層的間隙足夠小時，超導性和鐵磁性就可以在臨近層處共存。現如今幾種種類的層狀化合物已經被證實它們的超導層和鐵磁層具有可交換性，如SmCeCuO（超導轉變溫度Tc=23.5K）。1.850.1542003年時Buzdin和Daumens認為在具有3個原子層厚度的F/S/F結構中存在著自旋門控效應。與F/S/F自旋門控三明治相類似的，自旋相反的鐵磁偶極的臨界溫度會更高。然而，當處于低溫的時候，情況又會發生逆轉。也就是說，超導間隔與鐵磁偶極取向平行時相比會更大。這種與我們直覺的推斷相反的臨近效應的結果可以從鐵磁半金屬的例子來理解。事實上，在T=OK的時候，S層中Cooper對的消失意味著兩個自旋相反的電子的轉移。若臨近的半金屬F層是自旋平行的，那么對于有一個電子的取向，這些F層都是絕緣體因此這個自旋的電子便不能穿過它。這就使得電子對不可能被破壞拆分。然而另一方面，對于自旋取向相反的F層，對于電子的取向有一個臨近的常態曾以及可以離開S層的Cooper對。這樣的行為與擴散模型（Baladie和Buzdin于2003年提出）是相悖的，但卻是與在T=0K時獲得的S/F雜化結構的多終極模型相符。顯然，這是S/F原子層模型特有的性質，并且這個特性在一個單胞中存在數個連續S層便消失了。磁區壁附近的超導性在之前的關于S/F異型結構性質的討論中，我們直接假定鐵磁體具有的是均勻磁化，也就是說，鐵磁體中是沒有主區的。而事實上，鐵磁體中單一主區的出現在特定條件下是很容易的。在標準情況下，主區的尺度是遠大于超導電同調長度的，因此Cooper對便以抽樣的形式進入均勻交換場中。然而，由于S/F臨近效應在磁區壁（即主區）附近的存在，又使得一個特殊的情況產生：磁矩和交換場發生旋轉。Cooper對感應到的是超導電同調長度上的平均化的交換場作用。自然的，這樣的一個平均化的場在磁區壁處會更小，從而導致該處電子對解離因子的減小。特別地，在磁區壁處的超導臨界溫度會比均勻S/F雙層結構的轉變溫度更高。對于厚層的鐵磁超導體而言，在磁區壁附近的超導臨界溫度以有Buzdin在1984年計算得到。相應的磁區壁超導性的實驗結果也由Rusanov在對雙層化合物的研究中得到。值得注意的是，超導相變溫度在磁區壁附近的升高效應在磁區壁為極厚或者是極薄時的效應是非常微弱的。若要使這種效應相對較強，那么這個最佳厚度w?E。s在簡單的垂直軸向上，在磁性薄膜表面也會發生磁區壁分叉的情況。如果這種分叉的尺度比超導電同調長度小，那么有效交換場就會被平均化，從而使Cooper對解離因子被極大的降低。該機理是由Buzdin于1985年提出用以解釋低溫下凹角鐵磁超導體性能的。在S/F雙層結構中類似的效應也會發生，并且在這種情況下，材料的超導性將對磁區壁的結構及其敏感。只要施加一個極弱的磁場就足以改變磁區的分叉并抑制超導的產生。至今為止，我們關注的是超導性和鐵磁性相互作用而引起的電子跨越S/F層界面的臨近效應。然而，如果由鐵磁體產生的磁場鉆穿到超導體中，它便轉變為超導性的軌道機理和磁相互作用。這種超導和磁相互作用只有當鐵磁體為絕緣體，或者具有緩沖作用的氧化層將超導體和鐵磁體分隔開時才會發生。雜化的S/F系統在與控制條件下的磁通量阻塞相接觸時進行了研究。在超導薄膜處于規整排列的亞微米磁性點和消磁點中，以及在具有磁區壁的S/F雙層結構的鐵磁性薄層中時，實驗條件下都觀測到了在這些材料中臨界電流的增強。超導性對鐵磁性的影響鐵磁性對超導性的影響非常強大，很多相關現象都在實驗中被觀察到。然而反過來的情況又是如何的呢？換言之，超導性也同樣會對鐵磁性產生破壞作用嗎？為了說明這個問題，我們以由超導和鐵磁相相互轉變的特征能量為依托來加以解釋。在材料由磁體向超導體轉變時的單個原子能量的增加是與居里溫度同量級的。另一方面，超導態轉變時單個電子的內聚能又是比Tc低的。通常情況下居里溫度比Tc高而且相對而言鐵磁性比超導性更強大。因此，超導性不能破壞鐵磁性，但卻是有可能影響鐵磁性的，只要這種影響不需要太大能量的條件下。例如在鐵磁體ErRhB中，當其處于超44導相時，它的鐵磁性就轉變為一個區域尺度小于超導同調長度￡的區域相。類似的現象也被Buzdin和Bulae