Синтез, строение и свойства сверхпроводников на основе арсенидов и селенидов железа с щелочными металлами (1105742), страница 5
Текст из файла (страница 5)
9. A и B – вид поверхности Ферми при kz=0 и π. Синими линиями обозначены карманы поверхностиФерми вокруг Г и М точек, красными – они же, сдвинутые на вектор q = (π, π, 0). C – рассчитанные значенияфункции χ0(q). D – значения функции χ0(q) в направлении Г-М. При допировании LaOFeAs фтором пиквблизи точки М значительно уменьшается [72]Как видно из рис. 10, магнитная структура железопниктидов такова, что каждыйкатион Fe имеет в своем непосредственном ближайшем окружении четыре катиона железа, с двумя из которых он взаимодействует ферромагнитно, а с двумя другими –антиферромагнитно, причем каждая из подрешеток может свободно вращаться по отношениюкдругой.Такоефрустрированноесостояниеобычнооказываетсяпредрасположенным к структурным искажениям.
Действительно, эксперименты показали,что переход из тетрагональной в ромбическую фазу наблюдается практически для всехсемейств железопниктидов.Рис. 10. Спиновое упорядочение в слое FeAs. Если J1>2J2 спины на соседних атомах Fe антипараллельны,если J1<2J2 антипараллельны спины на вторых ближайших соседях [73]21Расчет магнитного момента на атоме Fe методом DFT [75, 76] дает значение порядка 2.0 µB/Fe (для сравнения, магнитный момент на атоме Fe в металлическом железе2.2 µB/Fe), тогда как экспериментальные значения составляют 0.1 – 1 µB/Fe для пниктидови ~3 µB/Fe для халькогенидов.
Кроме того, расчеты из первых принципов показываютАФМ основное состояние для широкого диапазона содержания допанта, тогда как по данным эксперимента АФМ порядок полностью подавляется сверхпроводимостью уже приотносительно небольших уровнях допирования. Отметим, что DFT расчеты, приведенныевыше, не учитывают эффекты локальных межэлектронных корреляций. Применение теории динамического среднего поля DMFT позволяет учесть межэлектронные корреляции иболее реалистично оценить значения магнитного момента на атоме Fe для различныхклассов СП [59], см.
рис. 7, A. Небольшие значения магнитных моментов свидетельствуют в пользу коллективизованной природы магнетизма (SDW).ARPES как метод визуализации зонной структуры. Мощным методом визуализации зонной структуры является фотоэлектронная спектроскопия с угловым разрешением(ARPES). Большинство работ по ARPES выполнено на крупных кристаллах соединенийсемейств 122 и 111. Однако имеются работы по визуализации зонной структуры Fe1+yTe[77], NdFeAsO0.9F0.1 [78] и LaFePO [79], выполненные на кристаллах микронных размеров.В работах [19, 80, 81] были подробно изучены не только поверхности Ферми для СПBa1−xKxFe2As2, но и проведены измерения сверхпроводящих щелей (в т.ч. их температурной зависимости).
Были обнаружены 2 энергетические щели с ∆ L = 9 мэВ, ∆S < 4 мэВ исоответствующими БКШ соотношениями 2∆L/kTс≈ 6.8, 2∆S/kTс< 3. Форма листов поверхности Ферми вблизи точки М имела вид “пропеллеров” (рис. 11, B), что противоречитрезультатам LDA расчетов. Позднее сходная топология поверхности Ферми наблюдаласьдля KFe2As2, однако для этого соединения электронные цилиндры вблизи точки М отсутствуют [82]. Топология поверхности Ферми LiFeAs, установленная методом ARPES [83,84], аналогична таковой в BaFe2-xCoxAs2 [85]: три листа поверхности Ферми образуют дырочные цилиндры вокруг точки Г, два – электронные цилиндры в углах зоны Бриллюэна.Однако и в том, и в другом случае было показано отсутствие “нестинга” в направлении ГМ, что исключает спаривание за счет спиновых флуктуаций. Напротив, для обоих соединенийпредлагаетсяфононныймеханизмсверхпроводимости,нетипичныйдляжелезопниктидов, что до сих пор остается предметом дискуссий.22Рис.
11. A – T–e (e – число дополнительных электронов на атом железа) фазовая диаграмма семейства 122.На вставках показан вид поверхности Ферми в зоне Бриллюэна для каждого соединения. B – “Пропеллеры”вокруг М точки для соединения Ba1−xKxFe2As2 с Tc=32 K [80]. Сокращения: KFA – KFe2As2, BKFA –Ba1−xKxFe2As2, BFCA – Ba(Fe1-xCox)2As2, KFS – KxFe2-ySe2В отличие от других железопниктидов, в AxFe2-ySe2 (A = K, Rb, Cs) отсутствуют дырочные цилиндры в центре зоны Бриллюэна, что ставит под сомнение возможность s±механизма спаривания, принятого для большинства железопниктидов.
По данным ARPES[86], при переходе в сверхпроводящее состояние открывается единственная изотропнаящель на каждом электронном листе поверхности Ферми вблизи точки M с БКШсоотношениями 2∆M/kB Tс ≈ 6.5 и 7.4 соответственно. По другим данным, меньшая щельнаходится на электронном листе вблизи Z точки [87, 88]. Поскольку реальный состав селенидных образцов отличается от стехиометрического AFe2Se2, важно также учитыватьрастущую c дырочным допированием роль корреляционных эффектов, различных дляразличных частей зоны Бриллюэна, не наблюдавшихся в арсенидах железа [89].2.3.
Магнитная структура и фазовые переходыКак уже отмечалось, для большинства железосодержащих сверхпроводников характерно наличие магнитоупорядоченного состояния в области фазового пространства,примыкающей к сверхпроводящему основному состоянию. В этом разделе будут рассмотрены экспериментальные работы, посвященные изучению магнетизма и его влиянию насверхпроводимость в железопниктидах. В недопированном состоянии FeAs-материалыявляются плохими металлами, при понижении температуры возникает структурный переход из тетрагональной фазы в орторомбическую, а при еще более низкой температуре –магнитный переход в АФМ состояние. Согласно магнитным измерениям в высокотемпе23ратурной области (T > TN ), магнитная восприимчивость железопниктидов линейно зависит от температуры [90-93], чем напоминает магнитное поведение металлического Cr [94].1111 материалы.
Соединения LnFeAsO при стехиометрическом составе являютсяантиферромагнетиками. Для Ln = La измерения температурной зависимости электросопротивления, магнитной восприимчивости и теплоемкости позволили выявить 2особенности при T ~ 150 K и 140 K [95, 96]. Нейтронографические исследования [97] показали, что при TS = 155 K происходит структурный переход с понижением симметрии оттетрагональной до моноклинной P4/nmm→P112/n (a = 4.0275(2) Å, b = 4.0275(2) Å,c = 8.7262(5) Å, γ = 90.279(3)o), а при TN = 137 K переход в АФМ состояние.
По данным[98, 99] при T < T S реализуется структура с пр. гр. Cmme (a = 5.68262(3) Å, b = 5.71043(3)Å, c = 8.71964(4) Å). Обе искаженные структуры эквивалентны, однако авторы [97] представили нестандартный выбор ячейки с меньшим объемом и заниженной симметрией.Отметим, что структурный переход не приводит к существенному изменению расстоянийFe–Fe (4×2.8512(2) Å при 300 K и 2×2.8394(3) Å и 2×2.8531(2) Å при 2 K), а также Fe–As(2.408(2) Å при 300 K и 2.402(2) Å при 2 K).
Угол As–Fe–As изменяется от 113.85(1)o втетрагональной структуре до 113.67(1)o в орторомбической структуре [100], см. рис. 12, A.Магнитная структура LaFeAsO в плоскости [FeAs] при T < TN такова, что каждый атом Feимеет в своем ближайшем окружении четыре других атома Fe, магнитные моменты двухиз которых сонаправлены с его собственным, а двух других – противонаправлены. АтомыFe в двух соседних плоскостях [FeAs] имеют противоположно направленные магнитныемоменты.Рис. 12.
A – кристаллическая и магнитная структура LaFeAsO при T < TS. B – орторомбическое искажение вдопированном LaFeAsO1-xFx по данным PND [100]. При x > 0.06 магнетизм подавляется сверхпроводимостью24Параметр элементарной ячейки a наиболее чувствителен к структурным искажениям, связанным с фазовыми переходами, поэтому степень орторомбического искажениядается отношением δ = (a – b)/(a + b). Рис. 12, B показывает температурную зависимость δдля образцов LaFeAsO1-xFx с x < 0.06.Допирование LaFeAsO фтором подавляет фазовые переходы [100]. Более подробноT-x фазовые диаграммы для допированных 1111 с Ln = La, Ce, Nd, Sm будут рассмотреныв следующем разделе. Представляет интерес рассмотрение зависимости магнитной структуры и момента на атоме Fe от природы редкоземельного элемента (некоторые из которыхобладают собственным магнитным моментом).
Так, магнитное упорядочение с q-вектором(½ ½ ½)T, описанное выше для Ln = La, было найдено также для Ln = Nd [101]. ДляLn = Ce [25], Pr [102] q-вектор равен (½ ½ 0) T, при этом магнитная структура в плоскостиab для этих соединений такая же, как для LaFeAsO, однако магнитные моменты атомов Feв двух соседних плоскостях [FeAs] сонаправлены. Значения магнитного момента на атомеFe, а также TN для различных LnFeAsO приведены в табл.
4.Таблица 4. Параметры магнитной структуры для соединений семейства 1111. Сверхтонкое магнитное полеHFe, определенное методом мессбауэровской спектроскопии (MS) и равное 15 Т примерно соответствует1 µB [103]. Магнитный момент, определенный по данным µSR соответствует частоте насыщения в МГцСоединениеLaFeAsONdFeAsOPrFeAsOCeFeAsOSmFeAsOTN , Kq-вектор137138140141141135136139123140136137135(1 0 ½)O/(½ ½ ½) T(1 0 ½)O/(½ ½ ½) T(1 0 0)O/(½ ½ 0) T(1 0 0)O/(½ ½ 0) TМагнитныймомент0.36 µ B4.86 T / 23 МГц5.3 T0.25 µ B5.3 T23 МГц0.35 µ B4.99 T23 МГц0.94 µ B5.06 T26 МГц23.6 МГцМетодисследованиянейтроныMS / µSRMSнейтроныMSµSRнейтроныMSµSRнейтроныMSµSRµSRСсылка[97][104][105][101][103][106][102][103][107][25][103][107][108]Прямые нейтронографические измерения показывают, что магнитный момент наатоме Fe сильно зависит от Ln.
Так, наименьший магнитный момент 0.25 µB наблюдалсядля Ln = Nd, для Ln = La, Pr магнитный момент равен ~0.35 µB , а для Ce магнитный момент превышал в 2 раза значение для других РЗЭ. В то же время локальные методыанализа электронной плотности на атоме Fe (мессбауэровская спектроскопия и µSR) невыявили значительных отличий в зависимости от природы РЗЭ. Учитывая, что сверхтонкое магнитное поле H Fe равное 15 Т примерно соответствует 1 µB, магнитные моментыравны 0.34 µB для Ln = La, 0.35 µB для Ln = Nd, 0.34 µ B для Ln = Сe и 0.33 µB для Ln = Pr.25Для метода µSR величина магнитного момента коррелирует с частотой насыщения fµ, равной ~23 МГц для всех PЗЭ, кроме Ce.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
