酸化物超伝導体は臨界温度が高いだけでなく、その構造がCuO₂面を有した層状構造であることに起因して、CuO₂面に平行な方向と垂直な方向で電気的磁気的異方性が大きい。コヒーレンス長が極端に短いことも相まって、非常に揺らぎが顕著であるという特徴を持っている。Bi2212は、良質な単結晶が得られる酸化物超伝導体のなかで、異方性が大きく、臨界温度も高いことから酸化物超伝導体の性質を調べる上で最も適した系の一つである。揺らぎが顕著であることを反映して、酸化物超伝導体の混合状態は従来の第二種超伝導体の混合状態と比べ大きく様相が異なり、複雑であることから、その詳細の解明に向けての研究が活発に行われている。混合状態の相転移として磁束格子融解転移、ボルテックスグラス転移などが提唱され、実験と理論の両面で研究が進められており、徐々に混合状態の性質が明らかにされつつある。本研究はそのような状況をふまえて、混合状態の相図において問題になっている点を実験的に明らかにすることを目的としたものである。Bi2212単結晶において磁束格子融解転移がなぜ抵抗率測定で観測されていないかに端を発し、融解転移の観測、並びにボルテックスグラス転移を示唆する結果の観測、両者の関わりなどについて得られた結果をここにまとめる。

　YBCO単結晶の場合には、以前から抵抗率の温度依存性に不連続な飛びが、ヒステリシスを持って存在することが知られており、一次の磁束格子融解転移が存在するといわれてきた¹⁾。最近この抵抗率の跳びと一致したところに磁化の跳びが観測され^2),3)、磁束の融解曲線の存在がはっきりといわれている。

　一方、Bi2212単結晶の場合、これまで不可逆磁場近傍に異常な挙動は観測されていなかった。最近、数百Oeの磁場下で局所磁束密度を測定すると熱力学量である磁化にシャープな変化が観測され⁴⁾、融解転移が不可逆曲線とは別に存在すると主張され始めた⁵⁾。

　この様な状況から、抵抗は熱力学量ではないが、Bi2212単結晶においても融解転移という熱力学相転移が起こっているとするとYBCO単結晶の場合と同様に抵抗率において相転移に伴う現象が観測される可能性は十分にあると考えられるため、その検討を試みた。

　YBCO単結晶の場合、1〜10Tオーダーの磁場下で10^-5cmのオーダーで不連続な跳びが観測されるのに対して、Bi2212の場合には、磁化の跳びが観測されるのは100〜1000Oe程度の磁場下にすぎない。フローモデルを適用すると融解転移が観測されると予想される抵抗率の値は10^-7cmと非常に低いため、測定は精密に行った。さらに磁化の測定からオーバードープにした試料でより高磁場まで融解転移が観測されたことから⁶⁾、フローモデルに従うとするとオーバードープの試料の場合に融解転移が観測されると予想される抵抗率の値も高いため、抵抗率測定に用いる試料としては、先ずオーバードープの試料を用いた。FZ法により育成したBi2212単結晶を800℃で3日間アニールした後、金ペーストを塗布、焼き付けることで電極を形成した。その後、封管アニール法により2.1気圧の酸素圧下で400℃のアニールを3日間行い、クエンチすることでオーバードープ試料を調製した。封管時の酸素分圧を制御することでオプティマリードープ試料も調製した。調製した試料のM-H曲線を25〜30Kでc軸に平行に磁場を印加した条件で測定し、観測される2ndピーク磁場(H_pk)から試料のドープ状態を確認した。抵抗率測定は抵抗ブリッジを用いた交流4端子法で行った。これにより従来用いていたナノボルト計を用いた直流4端子法の場合よりも一桁以上検出限界が向上し、10^-8V/cmのオーダーの電界まで測定可能となった。

　図1にオーバードープ状態の試料(OV1)の抵抗率の温度依存性を示した。図1のインセットには300 Oeでの磁場下での抵抗率の温度依存性の低抵抗部分を示した。フローモデルで予想した値に近い10^-7〜10^-9cmのオーダーで抵抗率の温度依存性に明確なステップ(抵抗の跳び,T₁,T₂)を観測した。印加磁場を増加させるにしたがって抵抗の跳びが観測される温度は低下し、試料のH_pk(〜820 Oe)近傍以上の磁場では観測されなかった。この試料(OV1)の直流磁化の温度依存性を測定すると、磁化の跳びが観測された。抵抗の跳びと磁化の跳びが観測された点とを温度-磁場平面に示す(図2)と両者が実験的に非常によく一致した。この結果はBi2212について磁束格子融解転移に伴う変化を抵抗率測定で初めて観測したことを示している。図2には不可逆温度も記しておいた。融解転移温度での抵抗率,磁化の振る舞いに着目すると,抵抗率では有限の抵抗を示す領域で,磁化では可逆な領域で,融解転移が観測されたことがわかる。このような領域で抵抗や磁化に跳びが見られることは,デピニングで説明することは困難であり,むしろ磁束格子融解転移の存在を示すものである。

図1.オーバードープ状態の試料(OVl)の磁場中での抵抗率の温度依存性

図2.(OV1)について抵抗率、磁化率の測定から磁束融解温度を記したH-T平面図

　オプティマリードープに近いドープ状態の試料(OP1,T_c〜84.5 K,H_pk〜490 Oe)の場合にもオーバードープの試料と同じく,抵抗率の温度依存性に磁束格子融解転移に伴う構造が観測され,この試料のH_pk近傍以上の磁場では融解転移は観測されなかった(図3)。これまで抵抗率測定で融解転移が観測された試料についてまとめると図4のようになり、磁化で報告されている結果と同様にドーピングが進むにしたがって融解転移が観測される磁場は高磁場側にシフトした。

図3.オプティマリードープ状態の試料(OP1)の磁場中での抵抗率の温度依存性

図4.抵抗率測定で得られた融解転移のキャリア量依存性

　YBCO 単結晶の場合にはある程度高磁界においては融解転移が観測されず、ボルテックスグラス転移へとクロスオーバーすることが知られている⁸⁾。Bi2212においても高磁界下においては、ボルテックスグラス転移が生じることが報告されている⁹⁾がその報告例は少ない。また融解転移が観測されるような低磁界中でのボルテックスグラス転移の存在、融解転移とボルテックスグラス転移との関わりなど明らかになっていない点が多い。ボルテックスグラス転移の臨界状態においては抵抗率はp〜(T-T_g)^sに従うことが知られている。したがって、(dlnp/dT)^-1〜(T-T_g)/Sとなるため、このような解析を行って温度に対して線形な関係が見いだせるかでボルテックスグラス転移の存在の可能性を確かめることができる。融解転移が観測されている本研究の試料(OV2)について、この方法によりボルテックスグラス転移の存在の可能性を調べた(図5)。図5aには融解転移が観測されない高い磁場での結果を示した。温度に対して線形な領域が見い出された。同様の解析を融解転移が観測される磁場で行った結果が図5bである。図5aと同じ傾きで線形な領域が見いだされた。このようにして得られたT_gを融解温度T_mとあわせて温度-磁場平面(図6)にプロットした。図中には他の試料の結果もあわせて記した。図6において特徴的なことは、ドープ状態がほぼ同じ試料についてT_mには試料依存性がほとんどないのに対し、T_gには試料依存性が見られた点である。融解転移は磁束の熱振動が格子間隔程度になった時に生じる転移であるのに対し、ボルテックスグラス転移は磁束間相互作用とピン止め力との兼ね合いで決まるものである。したがって、ボルテックスグラス転移に試料依存性があることは十分に考えられる。このことから逆に試料依存性が見られたこの温度でのボルテックスグラス転移の可能性が高いことが考えられる。

図5.(OV2)について抵抗の対数の温度微分の逆数をプロットしたもの

図6.各試料について抵抗率測定から得られた磁束融解温度とグラス転移温度

　キャリア量を制御したBi2212単結晶の抵抗率を精密に測定した。抵抗率測定で初めて磁束格子融解転移を観測した。比較的低磁場においてボルテックスグラス転移を示唆する結果が得られた。複数の試料について調べることで融解転移には試料依存性が小さいのに対し、ボルテックスグラス転移には顕著に見られた。このことは逆にボルテックスグラス転移の存在を示唆するものと考えている。