pdf-document

36 SUPRALEITUNG UND FERROMAGNETISCHE FLUKTUATIONEN IN MGCNI 3
) ]
2
∆c / T [ mJ / (molK
60
40
20
0
-20
∆S [ mJ / (molK) ]
0
-20
-40
-60
-80
-100
0 1 2 3 4 5 6 7
Temperatur [ K ]
-40
0 1 2 3 4 5 6 7 8
Temperatur [ K ]
(a)
(T) [ mT ]
µ 0 H c
150
100
50
/ dT [ mT / K ]
µ 0 dH c
0
-10
-20
-30
-40
-50
0 1 2 3 4 5 6 7
Temperatur [ K ]
0
0 1 2 3 4 5 6 7
Temperatur [ K ]
(b)
Abbildung 4.8: Thermodynamische Größen der supraleitenden Phase. (a): elektronische spezifische Wärme im supraleitenden
Zustand. Die schwarze Linie für T 3 K entspricht dem angepassten BCS-Ausdruck 3.13. Die schwarze Linie
bei T c gehört zu einer die Entropie erhaltenden Konstruktion zur Ermittelung der idealisierten Sprunghöhe. Das eingebettete
Bild zeigt die Entropiedifferenz (entsprechend den schattierten Flächen im Hauptbild). (b): Temperaturabhängigkeit
des thermodynamisch kritischen Feldes µ 0 H c (T ). Eingebettetes Bild: µ 0 dH c (T )/dT .
Um einen ersten Eindruck über die Natur der Supraleitung in MgCNi 3 zu erhalten, ist es zunächst zweckmäßig,
die Daten mit Hilfe des BCS-Modells zu analysieren und Abweichungen mittels Korrekturen entsprechend
den Gleichungen 3.12 zu behandeln. Die idealisierte Höhe des Sprungs lässt durch eine die Entropie erhaltende
Konstruktion in der Umgebung von T c zu ∆c (T c )/ [ γ N (T c )T c
]
= 2,10(1 ± 0,005) bestimmen. Ähnliche
Ergebnisse wurden auch von Mao et al. (2,1) [MRN + 03], He et al. (1,9) und Lin et al. (1,97) angegeben
[HHR + 01b, LHH + 03]. Der gegenüber der BCS-Erwartung (1,43) vergrößerte Sprung kann durch eine sich
schneller öffnende Energielücke im Anregungsspektrum im Rahmen starker Elektron-Phonon-Kopplung erklärt
werden. Dieses Verhalten kann man für nicht zu große Abweichungen quantitativ untersuchen, indem
man ∆(0) in Gleichung 3.13 mit der sich schneller öffnenden Energielücke skalieren lässt. Die Anpassung
an die Daten für T 2,8 K ergibt 2∆ exp (0)/(k B T c ) = 3,86 gegenüber dem BCS-Wert 3,52. Unter der Voraussetzung,
dass das angepasste BCS-Modell die Entwicklung der spezifischen Wärme für T < 2 K beschreibt,
ist die Erhaltung der Entropie auf weniger als ±1 % vom Maximalwert genau erfüllt [eingebettetes Bild in
Abbildung 4.8(a)].
Abbildung 4.8(b) zeigt die durch graphische Integration und Differentiation ermittelte Temperaturabhängigkeit
des thermodynamisch kritischen Feldes µ 0 H c (T ) und der Ableitung µ 0 dH c (T )/dT . Im BCS-Modell stehen diese
thermodynamischen Größen in festen Verhältnissen mit T c und dem SOMMERFELD-Parameter und zueinander
(Gleichungen 3.11c und 3.11d). Die aus der spezifischen Wärme ermittelten Werte dieser Beziehungen
sind in Tabelle 4.1 zusammengefasst.
Aus µ 0 H c (0) und der Ableitung µ 0 dH c (T )/dT bei T c ergibt sich entsprechend Gleichung 3.16 die Energielücke
zu 2∆ approx (0)/(k B T c ) = 3,79. Dieser nachträgliche Test unter Einbeziehung der Temperaturabhängigkeit von
∆c (T )/T in der Nähe von T c ist eine gute Bestätigung für das Ergebnis der BCS-Modellanpassung bei tiefen
Temperaturen.
Die Abweichungen zu den BCS-Modellwerten können in erster Ordnung entsprechend Gleichungen 3.12
im Rahmen verstärkter Elektron-Phonon-Kopplung in der charakteristischen Phononenfrequenz ω ln (definiert
nach Gleichung 3.2) ausgedrückt werden. Die ermittelten Werte für ω ln sind in Tabelle 4.1 angegeben. Die
gute Übereinstimmung zwischen den aus den verschiedenen thermodynamischen Verhältnissen gewonnenen
ω ln -Werten kann als Hinweis auf das Vorliegen konventioneller s-Wellen-Supraleitung gedeutet werden. Das