望賢成 靳常青2)?

1)(中國科學院物理研究所,北京 100190)

2)(中國科學院大學,北京 100049)

“111”型鐵基超導體系包含LiFeAs,NaFeAs和LiFeP三個組員.這三個組員的晶體結構簡單,具有非極性解離面等特點,在鐵基超導物理機理研究中發(fā)揮著獨特的作用.本文簡要介紹“111”型鐵基超導體的研究進展.

1 引 言

大多數(shù)鐵基超導體系母體相的電子能帶結構中,費米面主要由Fe-3d軌道dxy,dxz和dyz中的電子填充,并形成三個空穴型費米面(Γ點)和兩個電子型費米面(M點)[1].由于電子型費米面和空穴型費米面完美嵌套,導致費米面不穩(wěn)定,進而使得鐵基超導母體常常伴隨著晶體結構相變和自旋密度波型反鐵磁相變的發(fā)生.通過在母體相中引入電子型或空穴型載流子,長程反鐵磁序被逐漸抑制,進而出現(xiàn)超導.與銅氧化物超導體系一樣,在鐵基體系中,反鐵磁漲落被認為是超導電子配對的原始驅動力.LiFeAs是繼“1111”和“122”體系超導體發(fā)現(xiàn)之后報道的第一個“111”體系超導體[2?4].圖1為LiFeAs的晶體結構示意圖,在[FeAs]超導層之間含有兩層Li原子層,晶體很容易在這兩層Li原子層之間解離形成無極性的解離面.與大多數(shù)鐵基超導體不同,LiFeAs費米面不存在嵌套現(xiàn)象(圖2)[5],沒有長程反鐵磁序,其本身即表現(xiàn)為具有超導轉變溫度Tc～18 K的超導性質.LiFeAs中電子關聯(lián)作用與其他鐵基超導體相比較弱[6],其上臨界場約為24.2 T(H//ab,T=1.4 K)[7].盡管LiFeAs沒有長程反鐵磁相變,但是非彈性中子散射實驗確認LiFeAs體系存在反鐵磁自旋漲落,其超導機理仍然與反鐵磁漲落密切相關[8?11].LiFeAs是無需額外摻雜即表現(xiàn)為超導的非常干凈的超導體[12],在研究摻雜對超導電性影響的過程中避免了由反鐵磁序帶來的干擾.NaFeAs母體相隨溫度降低依次發(fā)生了晶體結構轉變(Ts～52 K)、反鐵磁相變(TN～41 K)和超導轉變(Tc～9 K)[13],在～3 GPa的壓力條件下Tc可以達到31 K[14,15],并在遠高于Ts以上觀察到了電子晶列相結構的存在[16].LiFeP和LiFeAs一樣本身沒有長程反鐵磁有序,其無需摻雜即表現(xiàn)超導轉變溫度為6 K的超導電性[17,18].與LiFeAs的超導能隙無節(jié)點不同,LiFeP存在零能隙的超導能隙節(jié)點[19?22].由于大尺寸LiFeP單晶很難生長,目前對LiFeP超導物性的研究較少,但是有核磁共振(NMR)工作確認了反鐵磁漲落的存在[23].“111”鐵基超導體的晶體結構特點使其具有非極性的解離面,其表面態(tài)的電子結構和體態(tài)的電子結構相同,因此非常適合基于表面實驗技術的研究,例如角分辨光電子能譜(ARPES)[24?27]和掃描隧道顯微鏡(STM)[16]等.本文簡要介紹目前“111”體系過渡族金屬摻雜所引起的相關物理現(xiàn)象和母體相電子晶列相的研究進展.

圖1 “111”鐵基超導體系晶體結構示意圖Fig.1.The sketch of the crystal structure of “111”-typed iron based superconductor.

圖2 LiFeAs費米面示意圖Fig.2.The sketch of the Fermi surface for LiFeAs.

2 LiFeAs體系摻雜調控

對于大多數(shù)鐵基超導體系而言,摻雜是誘導超導的重要途徑,并且可以在多個晶格位置實現(xiàn)不同形式的摻雜誘導超導電性.例如BaFe2As2體系,在Ba位可以進行堿土金屬K摻雜[28],在Fe位中的Fe原子可以被其他3d過渡族金屬部分替代[29],在As位可以實現(xiàn)部分P原子摻雜[30].但是對于LiFeAs體系而言,除了可以在Li的位置進行摻雜外[31],大部分研究主要集中在Fe位置摻雜[11,24,25,32?39].通過3d過渡族金屬原子對Fe原子的部分替代,實現(xiàn)對LiFeAs費米能級的調節(jié),進而研究摻雜對超導態(tài)和正常態(tài)的影響以及其他新穎的物理現(xiàn)象,對理解鐵基超導物理性質具有十分重要意義.

2.1 摻雜對LiFeAs超導溫度的影響

對LiFeAs進行3d過渡族金屬摻雜研究中,比較系統(tǒng)研究的有Co,Ni,Cu以及V摻雜[32?36].圖3(a)為LiFe1?xTmxAs(Tm=Co,Ni,Cu)超導轉變溫度隨摻雜的變化.隨著摻雜濃度的增加,超導轉變溫度Tc近似線性降低.Tc隨摻雜變化的斜率分別為1.0 K/(1%Co),2.2 K/(1%Ni)和1.9 K/(1%Cu).亦即每摻雜1%的Co,Ni和Cu時,超導轉變溫度分別下降1.0 K,2.2 K和1.9 K.在鐵基化合物中,Fe,Co,Ni的正常價態(tài)為+2,用Co或Ni部分替代Fe原子屬于等價態(tài)摻雜,通常情況下不會引入載流子.但是在鐵基超導體系中,Co和Ni摻雜均會抑制母體相的晶體結構轉變和反鐵磁轉變,并誘導出超導電性.ARPES[40,41]、霍爾[42,43]及X-射線散射譜[44]測量等實驗均表明Co和Ni摻雜向系統(tǒng)引入了電子型載流子.

圖3 (a)LiFe1?xTmxAs超導轉變溫度隨摻雜濃度的變化;(b)超導轉變溫度隨摻雜電子濃度的變化Fig.3.(a)Evolution of Tcas a function of the doping of concentrate of Co,Ni and Cu;(b)Tcversus the doping electrons.

圖4 ARPES測量給出的費米面結構 (a)LiFeAs,(b)Cu-6%摻雜的LiFe0.94Co0.06As;(c),(d)分別為LiFeAs和LiFe0.94Co0.06As樣品α能帶的精細圖;(e)LiFeAs和LiFe0.94Co0.06As費米面結構比較[33]Fig.4.ARPES intensity at EFof(a)LiFeAs and(b)Cu 6%doped LiFeAs with photon energy at 51 eV;(c),(d)ARPES high resolution cut along high symmetry line Γ –M at kz=0;(e)extracted kFlocus of LiFeAs and Cu 6%doped LiFeAs[33].

LiFeAs本身被認為是處于電子型過摻雜超導區(qū)[10],Co和Ni摻雜引入電子型載流子將使得LiFeAs體系進一步遠離最佳超導區(qū)域,因此超導轉變溫度隨摻雜濃度的增加而降低.值得注意的是Ni摻雜導致Tc下降速率幾乎是Co摻雜時Tc下降速率的兩倍.如果忽略摻雜帶來的雜質散射效應而只考慮引入載流子濃度對Tc的影響,基于Tc隨摻雜線性降低,可以認為Ni摻雜引入的電子是Co摻雜引入電子的兩倍.由于Co和Ni的3d電子比Fe的3d電子分別多1和2個,因此剛帶模型理論預期每用一個Co或者Ni原子替代Fe原子,將引入1或2個自由電子.圖3(b)是假設每個Co,Ni和Cu原子摻雜分別提供1,2和3個自由電子時,Tc隨摻雜電子濃度的變化曲線.從圖3(b)可以看出,曲線中Co和Ni的數(shù)據(jù)基本重合,這說明Co和Ni的摻雜行為符合剛帶模型的預期.

圖3(b)中Cu摻雜的Tc和電子濃度數(shù)據(jù)與Co和Ni的摻雜數(shù)據(jù)顯著不同. 對于Cu摻雜而言,顯然每個Cu原子摻雜不能向LiFeAs系統(tǒng)提供3個自由電子. 圖4(a)—(e)為LiFeAs和LiFe0.94Cu0.06As樣品的ARPES測量[33].LiFeAs在Γ點處α能帶頂剛好穿過費米能級,構成了一個非常小的空穴型費米面(圖4(a)和圖4(c).當摻雜6%的Cu后,α能帶下沉到費米能級以下,導致這個小的空穴型費米面消失(圖4(b)和圖4(d)).但是另外一個大的空穴型費米面β和其他兩個電子型費米面γ和δ大小基本不受Cu摻雜的影響(圖4(e)).因此整體上來說,Cu摻雜對LiFeAs的費米面影響不大.α能帶下沉說明Cu摻雜確實向體系內部引入了自由電子,但是遠沒有Co摻雜對費米面的影響大,這說明Cu的3d電子大部分都是局域化的.其實Ba(Fe1?xTmx)2As2體系電子態(tài)密度的計算結果表明,Co和Ni的3d能帶和Fe的3d能帶大部分存在交叉重疊,但是Cu的3d能帶局域在遠離費米面以下的?4 eV能量處.因此Cu摻雜將引入較強的雜質散射中心.亦即在LiFeAs體系中,Cu摻雜抑制Tc的主要原因是由于較強的雜質散射對超導庫珀對的破壞效應而并非電子型載流子的引入.

3d過渡族金屬中,V元素排在Fe的左側.摻雜V原子將向LiFeAs體系中引入空穴型載流子[36].圖5(a)為LiFeAs和LiFe0.958V0.042As的霍爾測量數(shù)據(jù).在整個測量溫度范圍內,LiFeAs的霍爾系數(shù)均為負值,表明載流子類型主要為電子.但是當摻雜4.2%的V原子后,LiFe0.958V0.042As的霍爾系數(shù)明顯轉變?yōu)檎?其主要載流子為空穴型,這說明V摻雜引入空穴型載流子,后面的ARPES數(shù)據(jù)也進一步確認了這一結論.通過各個費米面大小的比較可以給出每摻雜一個V原子大約引入0.3個空穴.基于LiFeAs可以看作是電子型過摻雜超導體,空穴型摻雜應該使得LiFe1?xVxAs逐漸向最佳摻雜區(qū)靠近,Tc隨V摻雜應該增大,但是實驗結果卻表明,Tc隨V摻雜以斜率為7 K/(1%V)的速度快速下降(圖5(b)).安德森局域化效應預期大量雜質散射將導致金屬向絕緣體相變的發(fā)生.相變的臨界雜質濃度代表了雜質的散射能力的強弱.雜質散射能力越大,發(fā)生金屬絕緣體轉變的臨界摻雜濃度越小.LiFe1?xTmxAs的正常態(tài)電阻在V,Co和Cu摻雜達到一定濃度后確實都發(fā)生了金屬向絕緣態(tài)轉變,Co,Cu和V的臨界摻雜濃度依次為40%,13%和6.6%.由此可以看出,V摻雜將引入非常強的雜質散射中心,對超導庫珀對具有強烈的破壞作用,因此V摻雜將快速抑制超導轉變溫度.

另外,V部分替代Fe具有磁性摻雜效應[36].通過對樣品順磁態(tài)的磁化率曲線進行居里-外斯公式擬合,可以給出LiFe1?xTmxAs的有效磁矩.圖5(c)為Fe/Tm平均有效磁矩隨摻雜及其濃度的變化.Co和Cu摻雜基本不改變LiFeAs中Fe/Tm的有效磁矩,而V摻雜導致有效磁矩顯著增加.LiFeAs中16%的Fe原子被V替代,其Fe/V的平均有效磁矩由原來未摻雜的0.2μB上升到3.3μB,有效磁矩大幅度增加的可能原因是V雜質的局域磁矩和Fe-3d的巡游電子相互作用導致部分Fe-3d的巡游電子轉變?yōu)槲磁鋵Φ木钟螂娮?V雜質引起有效磁矩劇烈增加可能也是超導溫度快速降低的重要原因.

2.2 摻雜對LiFeAs正常態(tài)性質的影響

LiFeAs體系中不論是電子型Co摻雜或空穴型V摻雜,在調節(jié)費米能級的過程中,均會引起空穴型費米面和電子型費米面完美嵌套,進而引發(fā)系列有趣的物理現(xiàn)象[35,36].圖6(a)—(e)為LiFe1?xCoxAs的電阻率隨溫度變化曲線[35].其正常態(tài)電阻率按照公式ρ=ρ0+A?Tn擬合,可以給出n指數(shù)隨摻雜濃度的變化(圖6(i)).隨著Co摻雜濃度的增加,n指數(shù)由原來的n=2逐漸降低,在Co-12%的樣品中n指數(shù)達到最低為1.35左右.繼續(xù)增加Co的摻雜濃度,n指數(shù)又逐漸增加并恢復到2.代表電阻率隨溫度依賴關系的n指數(shù)偏離2并趨近于1說明LiFe1?xCoxAs體系由費米液體行為向非費米液體行為過渡.進一步增加Co的含量,體系將再次恢復到費米液體行為.一般情況下,體系接近量子臨界點時,由于量子漲落會導致非費米液體行為.在LiFe1?xCoxAs體系中出現(xiàn)的非費米液體行為是由于磁漲落引起,后面將進一步說明.

圖6(f)—(j)為不同含量的Co摻雜樣品ARPES測量給出的費米面大小,紅色標記為兩個電子型費米面γ和δ,藍色標記為大的空穴型費米面β,小的空穴型費米面α由于Co摻雜將消失,故此處沒有標記.在沒有摻雜的樣品中,空穴型費米面β顯著大于電子型費米面γ和δ.由于Co摻雜引入電子型載流子,所以費米能級上移,進而導致空穴型費米面逐漸變小,同時電子型費米面增大.在Co-12%的樣品中,空穴型費米面β和電子型費米面γ和δ完美嵌套.進一步提高Co的摻雜濃度,空穴型費米面β繼續(xù)縮小,同時電子型費米面繼續(xù)增大,結果導致空穴型費米面β和電子型費米面遠離嵌套的狀態(tài).其費米面嵌套程度可以用F(Q)來量化,F(Q)隨Co摻雜濃度增加先增大,在Co-12%處達到最大值,隨后逐漸減少,見圖6(m).費米面嵌套程度的增加將促進嵌套費米面之間的電子散射,進而增強體系的自旋漲落.如果自旋漲落增大到一定程度,就會發(fā)生反鐵磁結構轉變,大多數(shù)鐵基超導體母體相正是這種情況.在LiFe1?xCoxAs體系中,當費米面趨近嵌套時,盡管沒有發(fā)生晶體結構相變和形成長程磁有序,但是核磁共振實驗給出其自旋漲落接近最大,見圖6(k)和圖6(m).通常情況下,自旋漲落增強會導致非費米液體行為.LiFe1?xCoxAs體系中自旋漲落強度和n指數(shù)具有相同的隨Co摻雜濃度的變化規(guī)律,這說明其非費米液體行為起因于自旋漲落增強.亦即,隨著Co摻雜濃度的增加,LiFe1?xCoxAs費米面發(fā)生偏離嵌套—嵌套—偏離嵌套的演化,導致體系自旋漲落強度由弱逐漸增強再到減弱的變化,進而使得體系發(fā)生費米液體—非費米液體—費米液體行為的轉變.

盡管V摻雜引入空穴型載流子,和Co摻雜一樣,V摻雜也會在調節(jié)LiFe1?xVxAs費米能級的過程中出現(xiàn)類似的費米液體和非費米液體之間的演化[36].圖7(a)—(f)為LiFe1?xVxAs電阻率隨溫度的變化曲線及正常態(tài)曲線的擬合.n指數(shù)隨V摻雜濃度增加,先由n=2逐漸降低,在8.4%的摻雜濃度處n降低到最小值1,隨后n值開始隨摻雜濃度增加而增加(圖7(g)).圖7(h)—(k)為LiFe1?xVxAs費米面演化示意圖,紅色線和藍色線分別表示空穴型費米面和電子型費米面.值得注意的是在V摻雜情況下,空穴型費米面β(紅虛線)和兩個電子型費米面γ和δ大小基本不變,只是α和α′兩個能帶上移,使得原來小的α空穴型費米面逐漸增大,α′在V-6.6%摻雜的情況下開始出現(xiàn).當V摻雜濃度為8.4%時,α空穴型費米面增大到和電子型費米面構成嵌套,也正是在該摻雜濃度條件下,n指數(shù)達到最小值1.當V摻雜濃度進一步增大,α空穴型費米面繼續(xù)增大進而導致偏離費米面嵌套的狀態(tài),同時n指數(shù)開始逐漸增大.由此,LiFe1?xVxAs體系中費米液體和非費米液體之間的演化仍然是由于摻雜調控費米能級形成嵌套的費米面,進而導致自旋漲落增強引起的.

2.3 其他新穎物理現(xiàn)象

圖6 (a)—(e)LiFe1?xCoxAs電阻率隨溫度變化曲線 (f)—(j)LiFe1?xCoxAs費米面ARPES測量及費米面示意圖;(k)LiFe1?xCoxAs自旋晶格弛豫率75As 1/T1T隨溫度的變化;(l),(m)LiFe1?xCoxAs正常態(tài)電阻率隨溫度變化的n指數(shù)、費米面嵌套程度以及自旋晶格弛豫率隨Co摻雜濃度的變化[35]Fig.6.(a)–(e)Resistivity as a function of temperature for LiFe1?xCoxAs at f i ve selected Co concentrations;(f)–(j)FS contour of LiFe1?xCoxAs for f i ve representative Co concentrations and their extracted FSs from corresponding ARPES measurements for each doping;(k)spin-lattice relaxation rate75As 1/T1T as a function of temperature for f i ve Co concentrations measured by NMR;(l),(m)evolution of the exponent n,75As 1/T1T and FS nesting factor with Co substitution x[35].

LiFeAs超導體系沒有摻雜帶來的無序,同時其非極性的解離面也為利用ARPES測量得到高清晰電子能帶結構并研究超導相關物理現(xiàn)象提供了十分優(yōu)越的基礎.LiFeAs母體相具有非常特殊的電子能帶結構,在Γ點除了大的空穴型費米面β外,還有一個非常小的空穴型費米面α.少量電子型摻雜(Co-1%摻雜)將使得α能帶下沉至費米能級以下,并導致空穴型費米面α消失,發(fā)生Lifshitz轉變.Co-3%摻雜使得α能帶完全下沉至費米能級以下,令人驚訝的是在費米能級以下的能帶α上仍然觀察到超導凝聚現(xiàn)象,其超導能隙?α～4.5 meV(2?α/(kBTc)=7)[25].能帶α上的超導能隙?α在所有費米面附近能帶上看到的超導能隙中最大,這排除了?α是由其他能帶超導而形成的超導近鄰效應導致的可能性.基于巡游電子觀念的弱耦合近似理論,反鐵磁漲落和超導極度依賴于不同費米面之間的電子散射.而基于局域磁矩交換相互作用的強耦合近似理論對于接近費米面附近的電子能帶結構的微小變化不是很敏感.因此在LiFe1?xCoxAs體系中觀察到不依賴于費米面的超導能隙以及2?α/kBTc=7表明鐵基超導體存在強耦合超導配對機理.

圖7 (a)—(f)LiFe1?xVxAs電阻率隨溫度變化曲線;(g)LiFe1?xVxAs正常態(tài)電阻率隨溫度變化的n指數(shù)隨V摻雜濃度的變化;(h)—(k)LiFe1?xVxAs費米面隨V摻雜的演化示意圖;(l)LiFe0.88Co0.12As費米面嵌套示意圖[36]Fig.7.(a)Temperature dependence of the normalized resistivity ρ/ρ (300 K)for f i ve selected LiFe1?xVxAs single crystals;(b)–(f)same as(a)both with a zoom on each resistivity curve,for each sample,ρ/ρ (300 K)is f i tted using ρ = ρ0+ATn;(g)exponent n as a function of x;(h)–(k)evolution of the hole FSs(red)and electron FSs(blue)as a function of x in LiFe1?xVxAs;(l)the hole FSs(red)and electron FSs for LiFe0.88Co0.12As[36].

另外,有計算表明在鐵基超導體中,相鄰[FeAs/Se]層之間的距離決定了層間As/Se-4p電子的相互作用,進而影響pz的能帶寬度大小[45].同時晶格常數(shù)a值大小或者As/Se到Fe平面的高度將影響As/Se-4p電子和Fe-3d電子的相互作用強度,并決定pz能帶在Γ點的位置.減小晶格常數(shù)a值的大小可以使得在Γ點的pz能帶下沉到α能帶(dxz/dyz)下面,導致能帶翻轉并實現(xiàn)拓撲絕緣體相[46].與此同時,pz能帶和β能帶(dxy)的交叉將產生拓撲狄拉克半金屬相[45].目前在超導的Fe(Te,Se)體系中實驗已經(jīng)觀察到拓撲絕緣體相,亦即證實了Fe(Te,Se)是拓撲超導體[47].由于LiFe1?xCoxAs體系的晶格常數(shù)a和[FeAs]層間距較小,并且沒有磁結構和晶體結構相變的干擾以及具有中性的晶體解離面,所以非常有希望并有初步實驗表明在LiFe1?xCoxAs體系中同時觀察到拓撲絕緣體相和拓撲狄拉克半金屬相的存在.

3 NaFeAs超導相圖及電子晶列相

與LiFeAs超導體不同,NaFeAs母體相分別發(fā)生了四方相到正交相的晶體結構轉變(Ts～52 K)、反鐵磁相變(TN～ 41 K)和超導轉變(Tc～9 K)[13].反鐵磁結構與LaFeAsO類似,自旋在面間是反鐵磁,在面內沿a軸方向為反鐵磁排列,沿b軸為鐵磁排列[48].通過3d過渡族金屬摻雜或者施加壓力,晶體結構和反鐵磁轉變將被逐漸抑制,同時超導轉變在達到最佳優(yōu)化溫度后下降,由此可以給出NaFeAs體系的超導相圖[15,49?52]. 圖8(a)為Co摻雜的NaFe1?xCoxAs超導相圖,其超導轉變溫度在2.8%Co摻雜的情況下達到最大值20 K[50].NaFeAs母體相的超導轉變溫度經(jīng)施加壓力后最大可達31 K[14],在該Tc優(yōu)化的壓力點約3 GPa處,其As原子到Fe平面的距離最小并接近最優(yōu)的1.38 ?,同時As-Fe-As的夾角最大并接近正四面體夾角109.47?,這說明超導與晶體結構參量密切關聯(lián)[15].另外,對處于不同摻雜區(qū)域的NaFe1?xCoxAs和NaFe1?xCuxAs樣品施加壓力,在起始加壓階段,其Tc均隨壓力的增大而增大[51,52].圖8(b)為不同Co摻雜區(qū)域的NaFe1?xCoxAs在壓力下的超導溫度變化.對于過摻雜區(qū)樣品NaFe1?xCoxAs(x=0.06)來說,晶體結構轉變和反鐵磁轉變已完全被抑制,在起始加壓的過程中發(fā)現(xiàn)磁漲落隨壓力顯著增強;當壓力進一步增大,Tc達到最大值并開始下降時,磁漲落隨壓力增大開始減弱.上述磁漲落強度和超導Tc的關聯(lián)進一步說明NaFeAs體系超導的起源與磁漲落密不可分[53].但是對不同摻雜區(qū)域的NaFe1?xCoxAs樣品進行共振非彈性散射(RIXS)測量實驗表明,摻雜對高能磁激發(fā)影響很小,超導只與低能磁激發(fā)關聯(lián)[54].

此外,反鐵磁漲落亦是鐵基超導材料中出現(xiàn)電子晶列相的根源.電子晶列相具有C2旋轉對稱性,它的出現(xiàn)打破了原有四方相具有的C4旋轉對稱性,因此電子晶列相具有高度的電子各向異性.在Ba(Fe1?xCox)2As2體系中,沿晶軸b方向施加一定壓力在去除欒晶效應之后,在反鐵磁轉變溫度TN以及晶體結構轉變Ts之上觀察到顯著的電阻率沿a軸和b軸方向的差異[55].在BaFe2(As1?xPx)2體系中,通過磁扭矩測量也給出在TN和Ts溫度以上觀察到了電子晶列相的存在[56].同樣在NaFeAs體系中,在遠高于Ts的溫度觀察到電子晶列相的存在[16,57?59].掃描隧道顯微譜測量技術可以直接觀察局域電子態(tài)的各向異性.圖9(a)—(l)為NaFeAs母體相在固定能量10 meV、不同溫度下實空間和傅里葉變換后的掃描隧道譜[16].傅里葉變換后的掃描隧道譜在61 K(>Ts～52 K)以下的溫度具有明顯的C2旋轉對稱性特征,當溫度增加到75 K時,其掃描隧道譜仍然具有C2旋轉對稱性,亦即在NaFeAs母體相中,在遠高于Ts的四方相結構穩(wěn)定的溫度區(qū)間觀察到電子晶列相結構的存在.另外,在固定的溫度下,掃描隧道譜特征與能量相關,在接近費米能級約10 meV的能量處,其電子的各向異性最強.這種隨能量變化的電子晶列相結構意味短程、單向性的強反鐵磁漲落的存在,并且反鐵磁漲落在遠高于TN和Ts溫度以上仍與費米能級附近電子存在相互關聯(lián).

圖8 (a)Co摻雜的NaFe1?xCoxAs超導相圖[50];(b)不同Co摻雜區(qū)域的NaFe1?xCoxAs在壓力下的超導溫度變化[51]Fig.8. (a)Phase diagram of NaFe1?xCoxAs[50];(b)T(P)phase diagram of NaFe1?xCoxAs with different doping levels[51].

圖9 (a)—(l)NaFeAs母體相在固定能量為10 meV、不同溫度下實空間和傅里葉變換后的掃描隧道譜[16]Fig.9.(a)–(l)Temperature dependence of anisotropic STS features in real and Fourier space at 10 meV at dif f erent temperatures on NaFeAs[16].

圖10 LiFeP及所有Tc大于1 K單質元素的超導比熱躍變?C/Tc和超導溫度Tc的關系,虛線代表大部分鐵基超導體遵循的規(guī)律?C/Tc∝T2c[20]Fig.10.A plot of log?C/Tcvs logTc,with the dashed line corresponding to the BNC trend for the iron-based superconductors[20].

4 LiFeP

LiFeP無需摻雜即表現(xiàn)超導轉變溫度為6 K的超導電性[17],需要特別強調的是,與LiFeAs無超導能隙節(jié)點不同,LiFeP的超導存在超導能隙節(jié)點[19?22].由于大尺寸LiFeP單晶很難生長,目前有關LiFeP物性的工作比較少,主要集中在LiFeP的基本超導性質[60?64].對LiFeP晶體進行磁場穿透深度λ的測量實驗顯示,在低溫超導狀態(tài)下λ(T)隨溫度呈線性關系,這一實驗結果直接表明LiFeP的超導能隙存在零能隙節(jié)點[19].另一個非常有趣的現(xiàn)象是,大部分鐵基超導體在超導轉變點Tc處的比熱躍變?C/Tc正比于T2c[65],而作為有能隙節(jié)點的兩個鐵基超導體LiFeP和KFe2As2的?C/Tc明顯偏離這個規(guī)律[20,66],如圖10所示.盡管LiFeP沒有長程磁有序,但是NMR的研究工作確認了該材料體系中反鐵磁漲落的存在[23].LiFeP在外加壓力作用下,其超導轉變溫度Tc以1.23 K/GPa的速率線性下降[63],相較于LiFeAs壓力抑制Tc的速率～1.5 K/GPa而言稍微偏小[67,68].

5 總 結

LiFe1?xTmxAs體系中,Co,Ni和Cu 摻雜引入電子型載流子,每引入一個Co或Ni摻雜原子將引入1或2個電子,其摻雜行為符合剛帶模型的預期,但Cu的摻雜行為明顯偏離該模型的預期.Co摻雜導致費米能級上移,電子型費米面(空穴型費米面)逐漸擴大(收縮).在費米面隨摻雜濃度增加而連續(xù)演化的過程中,電子型費米面和空穴型費米面逐漸趨近嵌套隨后又失去嵌套,進而導致磁漲落的不同變化以及相應電子輸運性質的變化,這說明該體系從費米液體—非費米液體—費米液體的轉變與費米面的演化以及磁漲落密切相關.Cu摻雜對LiFeAs體系的費米面影響非常小,只是有選擇地使得α能帶緩慢下沉到費米能級以下,相應小空穴型費米面消失.V摻雜引入空穴型載流子,同時也引入磁性雜質使得體系部分巡游電子局域化,進而導致超導Tc快速降低.V摻雜與Cu摻雜類似,也是有選擇地改變與α能帶和α′能帶相關的空穴型費米面,不同的是它引起這兩個空穴型費米面顯著增大,進而可以觀察到類似Co摻雜導致費米面嵌套以及非費米液體行為的演化等相關物理現(xiàn)象,這進一步表明,LiFe1?xCoxAs體系和LiFe1?xVxAs體系中非費米液體行為出現(xiàn)的根源來自于摻雜引入載流子并調節(jié)費米能級導致費米面嵌套.此外,在LiFe1?xCoxAs體系中觀察到了不依賴于費米面的超導凝聚現(xiàn)象,并預期在該體系可以觀察拓撲絕緣體相和拓撲狄拉克半金屬相的存在.NaFeAs母體相存在晶體結構轉變和反鐵磁轉變,并且遠高于Ts的溫度發(fā)生了非常有意思的電子晶列相轉變.由于LiFeP還沒有大尺寸單晶,相關超導物性研究較少,但已有研究表明LiFeP是超導能隙有零能隙節(jié)點的超導體.LiFeAs本身沒有磁結構和晶體結構相變,無需摻雜即表現(xiàn)為超導的獨特性質,晶體結構簡單并且具有非極性解離面等特點,非常適合基于表面實驗技術(ARPES和STM)的研究.通過3d過渡族金屬摻雜,引入電子型或空穴型載流子來調節(jié)費米能級將導致許多新穎的物理現(xiàn)象,在鐵基超導物理機理研究方面中發(fā)揮獨特的作用.