Эффективные заряды атомов в решетках YBa2Cu4O8 И Y2Ba4Cu7O15

Г. А. Бордовский, А. В. Марченко, П. П. Серегин

ЭФФЕКТИВНЫЕ ЗАРЯДЫ АТОМОВ В РЕШЕТКАХ YBa2Cu4O8 И Y2Ba4Cu7O15

На основе сравнения экспериментальных и расчетных параметров тензора кристаллического градиента электрического поля показано, что дырки в решетках YBa2Cu4O8 и Y2Ba4Cu7O15 локализованы вокруг ионов Cu в CuO3-цепочках на ионах кислорода. Эти результаты находятся в согласии с моделью, предполагающей, что механизмом, ответственным за высокотемпературную сверхпроводимость, является взаимодействие электронов с двухатомными двухэлектронными центрами с отрицательной корреляционной энергией.

Ключевые слова: эффективные заряды, сверхпроводимость, мессбау-эровская спектроскопия.

G. Bordovsky, A. Marchenko, P. Seregin

EFFECTIVE CHARGES OF ATOMS IN LATTICES YBa2Cu4O8 AND Y2Ba4Cu7Ox5

On the basis of comparison of experimental and calculated parameters of tenzor of the lattice electric field gradient it is shown, that the holes in YBa2Cu4O8 and Y2Ba4Cu7O15 are localized around of ions Cu in CuO3-chains on ions of oxygen. These results are in the consent with the model assuming that the mechanism responsible for high-temperature superconductivity is the interaction of electrons with the two-nuclear two-electronic centers with negative correlation energy.

Keywords: effective charge, superconductivity, Mossbauer spectroscopy.

В настоящее время активно разрабатываются различные модели высокотемпературной сверхпроводимости [2, с. 983]. В частности, предполагается, что в сверхпроводниковых соединениях типа YBaCuO пара соседних катионов меди представляет собой двухэлектронный центр с отрицательной корреляционной энергией (U- -центр) [3, с. 545]. Существенно, что при достаточно низких температурах допированные дырки в YBaCuO жестко локализованы вокруг ионов Cu в CuOs-цепочках на ионах кислорода.

Справедливость предположения о локализации дырок в подрешетках кислорода может быть проверена путем измерения эффективных зарядов атомов решеток YBaCuO, а отклонение зарядов от стандартных значений дает возможность судить о пространственном распределении электронов и дырок.

Настоящая работа посвящена определению эффективных зарядов атомов в решетках УВа2Си4О8 и У2Ва4Си7О15 методом эмиссионной мессбауэровской спектроскопии на изотопах 67Си(672п) и 67Оа(672п) и сравнению полученных данных с моделью авторов [3, с. 545], согласно которой допированные дырки в решетках типа УВаСиО жестко локализованы вокруг ионов Си в СиО3-цепочках на ионах кислорода.

Методика эксперимента. Мессбауэровские источники готовились методом диффузии изотопов 67Си и 67Оа в готовые керамики УВа2Си4О8 и У2Ва4Си7О15 при температурах 500-650 оС в течение двух часов в атмосфере кислорода. Все исходные образцы были однофазными. Величины температуры фазового перехода Тс имели значения ~ 80 К для УВа2Си4О8 и ~ 60 К для У2Ва4Си7О15. Для контрольных образцов отжиг в аналогичных условиях не привел к изменению величин Тс. Мессбауэровские спектры Си(2п) и 67Оа(672п) снимались со стандартным поглотителем при 4,2 К.

Экспериментальные результаты. Типичные мессбауэровские спектры 67Си(672п) для керамик УВа2Си4О8 и У2Ва4Си7О15 приведены на рис. 1.

-100 -30 -во -40 -20 0 20 40 60 ВО 100

Скорость, мкм/с

Рис. 1. Эмиссионные мессбауэровские спектры ' Си

Атомы меди в УВа2Си4О8 занимают две структурно-неэквивалентные позиции Си(1) и Си(2) (их заселенности относятся как 2:2) [5, р. 668], а в решетке У2Ва4Си7О15 — четыре позиции Си(1), Си(2), Си(3) и Си(4), заселенные как 1:2:2:2 [4, р. 579]. В соответствии с этим эмиссионные мессбауэровские спектры 67Си(672п) должны отвечать либо двум состояниям центра 672п2+ (соедине-

ние УВа2Си4О8), либо четырем состояниям этого центра (соединение У2Ва4Си7О15), причем отличие симметрии локального окружения атомов меди от кубической должно приводить к расщеплению каждого спектра на квадру-польный триплет. При идентификации триплетов для соединения УВа2Си4О8 мы исходили из следующих соображений: окружение Си(2) в УВа2Си4О8 схоже с окружением Си(2) в УВа2Си3О7 и, следовательно, для спектра 672п2+ в узлах Си(2) решетки УВа2Си4О8 параметр асимметрии тензора ГЭП должен быть равен нулю. Из рис. 1, а видно, что этому требованию удовлетворяет только один триплет, который и следует отнести к центрам 672п2+ в узлах Си(2). Соответственно второй триплет на рис. 1, а следует отнести к центрам 672п2+ в узлах Си(1).

Идентификацию триплетов для соединения У2Ва4Си7О15 мы провели, исходя из того, что окружение Си(2) и Си(3) в У2Ва4Си7О15 схоже с окружением Си(2) в УВа2Си3О7 и УВа2Си4О8. Поэтому естественно было потребовать для узлов Си(2) и Си(3) в УВа4Си7О15 близость к нулю параметра асимметрии тензора ГЭП, как это наблюдается для узлов Си(2) в УВа2Си3О7 и УВа2Си4О8. Кроме того, мы учли заселенности всех узлов меди в У2Ва4Си7О15. Оказалось, что этим требованиям удовлетворяет разложение, представленное на рис. 1, б.

В решетках УВа2Си4О8 и У2Ва4Си7О15 атомы У занимают единственную кристаллографическую позицию [4, р. 579; 5, р. 668] и в соответствии с этим эмиссионные мессбауэровские спектры Оа(2п) всех соединений должны отвечать единственному состоянию центра 672п2+ в узлах У, что и наблюдается в экспериментальных спектрах (отличие симметрии локального окружения атомов Я от кубической приводит к расщеплению спектра на квадрупольный триплет).

Параметры мессбауэровских спектров Си( 2п) и Оа(2п) для соединений УВа2Си4О8 и У2Ва4Си7О15 сведены на рис. 2 и 3.

Компоненты тензора кристаллического ГЭП во всех узлах рассчитывались в рамках модели точечных зарядов по формулам:

Vpp =1 ек 2 ^ -1] = 1 екОррк ;

к 1 Гк1 Гк1 к

V,, =2 ек 2 ^ = 2 екО„к,

к 1 Гк1 к

где к — индекс суммирования по подрешеткам, 1 — индекс суммирования по узлам подрешетки, д,р — декартовы координаты, е к — заряды атомов к-под-решетки, Гк1 — расстояние от к1-иона до рассматриваемого узла.

Решеточные суммы Оррк и Орчк подсчитывались на ЭВМ, суммирование проводилось внутри сферы радиусом 40 А (больший радиус суммирования не давал изменения в результатах).

В решетке УВа2Си4О8 атомы бария занимают единственную кристаллографическую позицию, а атомы кислорода — четыре позиции О(1), О(2), О(3) и О(4), заселенные как 2:2:2:2 [5, р. 668]. Поэтому при расчетах тензора ГЭП решетка УВа2Си4О8 представлялась в виде:

УВа2Си(1)2Си(2)2О(1)2О(2)2О(3)2О(4)2.

В решетке У2Ва4Си7О15 атомы бария занимают две равнозаселенные неэквивалентные позиции, а атомы кислорода — девять позиций, причем симметрия

Рис. 2. Зависимость между величинами постоянной квадрупольного взаимодействия eQUzz центров б72п2+, определенной в узлах меди и РЗМ решеток КБа2Си3О7 методом эмиссионной мессбауэровской спектроскопии на изотопах ' б7Си(б7гп) и Оа(2п), и главной компонентной тензора кристаллического ГЭП в этих узлах У^, рассчитанной в рамках модели точечных зарядов (мелкие точки) [1, с. 25]. Для точек 1, 3, 5 и 7 расчет У^ по модели АА относится к центрам б72п2+ в узлах Си(1), Си(4), Си(2), Си(3) и У решетки У2Ба4Си7О15. Для точек 2, 4, 6 и 8 расчет Ущ по модели БВ относится к центрам б72п2+ в узлах Си(1), Си(4), Си(2), Си(3) и У решетки У2Ба4Си7О15. Расчеты Уzz для Си(2) и Си(3) дают одинаковые результаты. Для точек 9,11 и 13 расчет Ущ по модели А1 относится к центрам б72п2+ в узлах Си(1), Си(2) и У решетки УБа2Си4О8. Для точек 10,12 и 14 расчет Уъъ по модели В1 относится к центрам б72п2+ в узлах Си(1), Си(2) и У решетки УБа2Си4О8

Рис. 3. Диаграмма М — для узлов бария. Обозначения: 1, 2 и 3 — узлы Ва в УБа2Си3Об, УБа2Си3О7 и УБа2Си4О8, 4 и 5 — узлы Ва

локального окружения атомов 0(8) и О(9) идентична [4, р. 579], и эти позиции кислорода различаются только направлением главной оси тензора ГЭП (для О(8) она направлена по кристаллографической оси а, а для О(9) — по оси Ь). Поэтому при расчетах тензора ГЭП мы предположили, что заселена только позиция О(8), так что решетка У2Ба4Си7015 представлялась в виде У2Ба(1)2Ба(2)2Си(1)2Си(2)2Си(3)2Си(4)0(1)20(2)20(3)20(4)20(5)20(6)20(7)20(8).

Индекс суммирования в формулах (1) по подрешеткам к принимал следующие значения для УБа2Си308: к = 1 2 3 4 5 6 7 8 атом У Ба Си(1) Си(2) 0(1) 0(2) 0(3) 0(4) и для У2Ба4Си7015:

к = 1 2 3 4 5 6 7 8 9 10 11 12 13 14 15

атом У Ба(1)Ба(2)Си(1)Си(2)Си(3)Си(4)0(1)0(2)0(3)0(4)0(5)0(6)0(7)0(8).

Для расчета тензора ГЭП структурные параметры взяты из работ [4, р. 579; 5, р. 668]. Для решетки У2Ба4Си7015 симметрия локального окружения атомов 0(8) и О(9) идентична, и эти позиции кислорода различаются только направлением главной оси тензора ГЭП, поэтому при расчетах тензора ГЭП мы предположили, что заселена только позиция О(8).

Тензоры решеточных сумм от всех подрешеток оказались диагональными в кристаллографических осях.

Керамика УВа2Си308

Экспериментальные мессбауэровские спектры позволяют определить для зонда постоянную квадрупольного взаимодействия С = еОи22 и параметр асим-

ихх - и

метрии п = —хх-— (здесь еО — квадрупольный момент ядра зонда, ихх, Иуу,

и22 — компоненты тензора суммарного ГЭП). В общем случае суммарный ГЭП на ядрах создается как ионами решетки (У2г), так и валентными электронами атома-зонда

еО^ = еО

(здесь у, Яо — коэффициенты Штернхеймера зонда).

Поскольку для зонда 672п2+ практически отсутствует вклад в ГЭП от валентных электронов, то мессбауэровская спектроскопия на изотопах

Си

и 67Оа(672п) позволяет определить величину С(2п) = еОи22 ~ еОУ22(1 - у) и па-

Ухх - У

раметр асимметрии тензора кристаллического ГЭП псг = —^-— (здесь Ухх,

У22 и У22 — компоненты тензора кристаллического ГЭП).

С другой стороны, использование модели точечных зарядов позволяет рассчитать компоненты тензора кристаллического ГЭП и его параметр асимметрии. Поскольку отсутствуют надежные данные по величинам еО и у для зонда 672п2+, то для определения эффективных зарядов атомов керамики УБа2Си308 мы воспользовались тем обстоятельством, что методом мессбау-эровской спектроскопии параметры тензора кристаллического ГЭП определены нами для двух структурно-неэквивалентных узлов меди Си(1) и Си(2). Очевид-

й Р еОИ^ но, для одной решетки экспериментальное отношение Р34 =-773 не должно

е0и224

зависеть от коэффициента Штернхеймера и квадрупольного момента 672и (здесь индексы 3 и 4 соответствуют центрам 672и2+ в узлах Си(1) и Си(2)). Экспериментально определяемый параметр Р34 следует сравнивать с расчетным па-

У773

раметром р34 = —771.

У774

Таким образом, для определения зарядов атомов решетки УВа2Си408 следует составить систему уравнений:

к=8

Е ек [077к3 - ] = 0,

к=1

к=8

Е ек [°ххк3 - °уук3-^3°77к3 ] = 0

к=1

к=8

Е ек [°ххк4 - °уук4 - ^4°77к4 ] = 0 к=1

е* + 2е2 + е3 + 2е4 + 2е5 + 2е6 + 2е7 + 2е8 = 0.

Эти уравнения являются однородными, и поэтому возможно определить заряды атомов лишь в единицах заряда одного из них. В качестве такого заряда был выбран заряд ионов У, который принимался равным +3 (типичное значение заряда для ионов редкоземельных металлов).

Исходя из симметрии локального окружения для узлов Си(2), г ось тензора кристаллического ГЭП должна совпадать с кристаллографической осью с и согласно нашим измерениям У774 > 0. Для узлов Си(1) можно выделить две области, в которых выполняются экспериментальные условия п3 ~ 0,7 и У773 > 0: область А вблизи е 5/е 8 ~ 1,5 (где |Уьь3| < |Усс3|), и область В вблизи е 5/е 8 ~ 0,3 (где |Уьь3| > |Усс3|). В соответствии с этими предположениями существует два набора е к, удовлетворяющих экспериментальным значениям Р34, п3 и

Уравнений (3) недостаточно для определения зарядов всех атомов. Однако учитывая, что коэффициенты перед зарядами анионов на порядок превосходят коэффициенты перед зарядами катионов, система (3) позволяет определить заряды анионов с точностью до малых поправок, зависящих от зарядов катионов. Если исходить из предположения стандартных валентностей атомов У, Ва и Си (е 1 = 3, е 2 = 2, е 3 = 2, е 4 = 2), то для области А получим У3+Ва2+2Си(1)2+Си(2)2+20(1)2'025-20(2)2,035-20(3)1'986-20(4)1,454-2 (модель А1) и для области В получим

У3+Ва2+2Си(1)2+Си(2)2+20(1)0,715-20(2)2'076-20(3)2'031-20(4)2,678-2 (модель В1).

Необходимы независимые критерии выбора между решениями типа А и В. Для соединения УВа2Си307 в качестве таких критериев в работе [1, с. 25] ис-

17

пользовались данные ЯМР О. Поскольку для УВа2Си408 также имеются данные ЯМР 17О [7, р. 277]), то можно попытаться использовать эти данные в качестве критерия отбора физически обоснованных решений.

Анализ решения А1 показывает, что атомы О(1), О(2) и 0(3) имеют эффективные заряды, соответствующие почти заполненным валентным оболочкам кислорода, т. е. ГЭП на ядрах 170 в узлах О(1),О(2) и О(3) должен создаваться ионами кристаллической решетки. Следовательно, уравнения (3) для области А могут быть дополнены тремя уравнениями, составленными для любой пары узлов О(1) и О(2), О(1) и О(3), О(2) и О(3):

к=8

х ек [[- р^^ ]=o,

к=1

к=8

X ек [Gxxkl - Gyykl - ] = 0,

к=1

к=8

X ек [Gxxkm - Gyykm -^mGzzkm ] = 0,

к=1

где индексы ! и m нумеруют узлы кислорода, к которым относятся данные ЯМР

17

0, и могут иметь значения 5 и 6, 5 и 7, 6 и 7 для указанных выше пар узлов; Пт и п — экспериментальные значения параметров асимметрии тензора ГЭП;

г^ =-— — отношение экспериментальных констант квадрупольного

eQUzzm

17

взаимодействия для 0 в соответствующих узлах.

Согласно модели В1, близкой к заполненной, может быть валентная оболочка ионов кислорода в узлах О(2), О(3) и О(4). Следовательно, для области В уравнения (4) могут быть записаны для пары узлов О(2) и О(3), О(2) и О(4), О(3) и О(4).

Однако для всех приемлемых в физическом отношении решений из областей А и В при задании шести экспериментальных параметров для остальных параметров обнаруживаются существенные различия между расчетными и экс-

17

периментальными величинами. Кроме того, зарядовые состояния зондов О, данные ЯМР для которых были использованы в системе уравнений (4), оказались противоречающими исходной предпосылке о кристалличности этих зондов, а зарядовое состояние атомов бария всегда существенно отличалось от традиционного значения +2. Все это свидетельствует о невозможности использовать данные ЯМР 17О для УВа2Си408 в качестве критерия выбора между решениями типа А и В.

В качестве такого критерия мы использовали линейную зависимость между величинами С(2и), определенными в узлах меди и РЗМ решеток ЯВа2Си307, и главной компонентной тензора кристаллического ГЭП в этих узлах У22, рассчитанной в рамках модели точечных зарядов [1, с. 25]. На рис. 2 наряду с данными для соединений ЯВа2Си307 представлены данные для узлов У, Си(1) и Си(2) в УВа2Си408. Точки для У, Си(1) и Си(2), для которых У22 рассчитаны для модели А1, находятся вблизи прямой, изображенной на рис. 2, тогда как расчет для модели В1 приводит к существенному отклонению точек для Си(1) и Си(2) от этой прямой. Очевидно, этот факт может служить подтверждением справедливости моделей типа А.

Особенность решений типа А состоит в том, что заряды атомов Си(1) и Си(2) близки к стандартным валентностям меди Си2+, и это означает, что на во-

семь кислородных узлов элементарной ячейки УВа2Си4О8 приходится одна дырка, находящаяся преимущественно в подрешетке О(4), что удовлетворяет предположению авторов [3, с. 545] о локализации дырок в металлоксидах типа ЯВаСиО вокруг ионов Си в СиО3-цепочках на ионах кислорода (кристаллографическая позиция О(4) в УВа2Си4О8).

Керамика У2Ва4Сп015

Для определения зарядов атомов решетки У2Ва4Си7О15 по данным эмиссионной мессбауэровской спектроскопии ' Си(/п) имеется система типа (3) из восьми уравнений: три уравнения для отношения констант квадрупольного

67^ 2+

взаимодействия для центров /п в узлах меди, составленные для трех пар узлов Си(1) и Си(2), Си(1) и Си(3), Си(1) и Си(4); четыре уравнения для параметров асимметрии тензора ГЭП п в узлах Си(1), Си(2), Си(3) и Си(4) и уравнение электронейтральности. Этих уравнений недостаточно для определения зарядов атомов пятнадцати подрешеток. Однако учитывая, что коэффициенты перед зарядами анионов на порядок превосходят коэффициенты перед зарядами катионов, система (3) позволяет определить заряды анионов с точностью до малых поправок, зависящих от зарядов катионов. Как не имеющие физического смысла мы отбрасывали решения, для которых получали отрицательный заряд катионов или положительный заряд анионов.

Исходя из симметрии локального окружения для узлов Си(2) и Си(3), г оси тензоров кристаллического ГЭП должны совпадать с кристаллографической осью с и, согласно нашим измерениям, Угг5 > 0 и У2г6 > 0. Для узлов Си(1) и Си(4) в случае заселенности только позиций О(8) можно выделить четыре области решений, в которых выполняются экспериментальные условия п4 ~ 0,95, У224 > 0 и П7 ~ 0,70, У227 > 0: область АА, где |Уъъ4| < |Усс4| и |Уъъ7| < |Усс7|, область АВ, где |Уъъ4| < |Усс4| и |Уъъ7| > |Усс7|, область ВА, где |Уъъ4| > |Усс4| и |Уъъ7| < < |Усс7|, и область ВВ, где |Уъъ4| > |Усс4| и |Уъъ7| > |Усс7|, но во всех областях г оси тензоров кристаллического ГЭП узлов Си(1) и Си(4) совпадают с кристаллографической осью а. Если заселена только позиция О(9), то ситуация кардинально не меняется, но во всех областях г оси тензоров кристаллического ГЭП для узла Си(1) совпадают с кристаллографической осью Ь, а для узла Си(4) — с кристаллографической осью а. С учетом этого замечания ниже будут обсуждены результаты, полученные для случая, когда заселена только позиция О(8).

В соответствии с наличием четырех областей должны существовать четыре набора е к (для областей АА, АВ, ВА и ВВ), удовлетворяющих экспериментальным значениям Р45, Р46, Р47, п4, П5, П6 и п7. Заряды атомов кислорода, полу*

ченные в предположении стандартных валентностей атомов У, Ва и Си (е 1 = 3, е 2 = е з = 2, е 4= е 5= е 6= е 7= 2), приведены в таблице.

Заряды атомов кислорода в решетке У2Ва4Си7015

Модель Узел

О

АА -1,98 -1,98 -1,96 -1,99 -2,00 -1,99 -1,39 -1,44

ВВ -1,46 -2,07 -2,04 -1,94 -1,92 -0,55 -2,40 -3,24

АВ -2,37 -2,13 -2,11 -1,90 -1,88 -0,47 -2,33 -1,64

ВА -1,17 -1,93 -1,90 -2,03 -2,03 -2,10 -1,42 -2,85

В качестве критериев выбора между решениями можно использовать линейную зависимость между величинами C(Zn), определенными в узлах меди и РЗМ решеток RBa2Cu3O7, и главной компонентной тензора кристаллического ГЭП в этих узлах Vzz, рассчитанной в рамках модели точечных зарядов [1, с. 25]. На рис. 2 наряду с данными для соединений RBa2Cu3O7 представлены данные для узлов Cu(1), Cu(2), Cu(3) и Cu(4) в Y2Ba4Cu7O15. Видно, что точки для Cu(1), Cu(2), Cu(3) и Cu(4), для которых Vzz рассчитаны для модели АА, находятся вблизи от прямой на рис. 2, тогда как расчет для модели ВВ, а также для моделей АВ и ВА приводит к существенному отклонению точки от этой прямой. Очевидно, этот факт может служить подтверждением справедливости модели АА.

Предпочтительность модели типа АА обнаруживается и при рассмотрении

137

данных ЯКР Ва в ряду соединений YBa2Cu3O6 — YBa2Cu3O7 — YBa2Cu4O8 —

137 2+

Y2Ba4Cu7O15 [6, p. 1651]. Отметим, что зонд Ва является кристаллическим и методом ЯКР для него в указанном ряду соединений измерены величины W = (1/2)С(1 + п2/3)1/2, где C — константа квадрупольного взаимодействия для зонда 137Ва в узлах Ва(1) и Ва(2). Эти экспериментальные величины могут быть сравнены с расчетными величинами w = (1/2)Vzz(1 + ncr2/3)12, где ncr — параметр асимметрии тензора кристаллического ГЭП. На рис. 3 приведена зависимость |W| — |w| для узлов бария в указанных выше соединениях и видно, что данные для узлов Ва(1) и Ва(2) решетки Y2Ba4Cu7O15 удовлетворительно укладываются на линейную зависимость только для случая расчета w по модели АА.

Заключение

Методом эмиссионной мессбауэровской спектроскопии на изотопах 67Cu(67Zn) и 67Ga(67Zn) определены параметры тензора кристаллического ГЭП в катионных узлах решеток YBa2Cu4O8 и Y2Ba4Cu7O15. На основе сравнения экспериментальных и расчетных параметров тензора кристаллического ГЭП показано, что дырки во всех указанных решетках локализованы вокруг ионов Cu в CuO3-цепочках на ионах кислорода. Эти результаты находятся в согласии с моделью, предполагающей, что механизмом, ответственным за высокотемпературную сверхпроводимость, является взаимодействие электронов с двухатомными двухэлектронными центрами с отрицательной корреляционной энергией.

СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ

1. Бордовский Г. А., Марченко А. В., Серегин П. П., Сайфулина А. Н. Двухэлектрон-ные центры с отрицательной корреляционной энергией в решетках La2-xSrxCuO4, Nd2-xCexCuO4 и YBa2Cu3O7-x // Известия РГПУ им. А. И. Герцена: Научный журнал: Естественные и точные науки. 2008. № 10 (64).

2. Максимов Е. Г., Долгов Е. Г. О возможных механизмах высокотемпературной сверхпроводимости // УФН. 2007. Т. 177.

3. Мицен К. В., Иваненко О. М. Фазовая диаграмма La2-xMxCuO4 как ключ к пониманию природы ВТСП // УФН. 2004. Т. 174.

4. HewatA. W. Crystal structure of Y2Ba4Cu7O:5. Physica C. 1990. V. 167.

5. Kaldis E., Fischer P., Hewat A. W., Hewat E. A., Karpinski J., Rusiecki S. Low temperature anomalies and pressure effects on the structure and Tc of the superconductor YBa2Cu4O8 // Physica C. 1989. V. 159. P. 668.

6. Lombardi A., Mali M., Roos J., Brinkmann D., Yakubowskii A. Ba NQR study of Y-Ba-Cu-O // Physica C. 1994. V. 235-240.

7. Mangelschots I., Mali M., Roos J., Brinkmann D. 17O NMR study in aligned YBa2Cu4O8 // Physica C. 1992. V. 194.

REFERENCES

1. Bordovsky G. A., Marchenko A. V., Seregin P. P., Sajfulina A. N. Dvuhelektronnye cen-try s otricatel'noj korrelyacionnoj energiej v reshetkah La2-xSrxCuO4, Nd2-xCexCuO4 i YBa2Cu3O7-x // Izvestiya RGPU im. A. I. Gercena: Nauchniy zchurnal: Estestvennye i tochnye nauki. 2008. № 10 (64).

2. Maksimov E. G., Dolgov E. G. O vozmozhnyh mehanismah vysokotemperaturnoj sverh-provodimosti // UFN. 2007. T. 177.

3. Micen K. V., Ivanenko O. M. Fazovaya diagramma La2-xMxCuO4 kak kljuch k poni-maniyu prirody VTSP // UFN. 2004. T. 174.

4. Hewat A. W. Crystal structure of Y2Ba4Cu7O^ // Physica C. 1990. V. 167.

5. Kaldis E., Fischer P., Hewat A. W., Hewat E. A., Karpinski J., Rusiecki S. Low temperature anomalies and pressure effects on the structure and Tc of the superconductor YBa2Cu4O8 // Physica C. 1989. V. 159.

6. Lombardi A., Mali M., Roos J., Brinkmann D., Yakubowskii A. Ba NQR study of Y-Ba-Cu-O // Physica C. 1994. V. 235-240. P. 1651.

7. Mangelschots I., Mali M., Roos J., Brinkmann D. 17O NMR study in aligned YBa2Cu4O8 // Physica C. 1992. V. 194.