Новий погляд на електронну структуру безмедного ВТНП BaFe2As2

В залежності від сили межэлектронного взаємодії всі відомі надпровідники можна умовно розділити на два великих класи: слабокоррелированные (наприклад, MgB2) і сильнокоррелированные (наприклад, купратные ВТНП). Перші добре описуються в рамках простих одночастинкових моделей, а механізм надпровідності в них – фононный, тоді як для других єдиного підходу до опису електронної структури та механізму спарювання поки не вироблено.

При розрахунку електронних характеристик сільнокоррелірованних матеріалів використовуються різні підходи, включаючи, наприклад, теорії функціоналу густини (density functional theory, DFT), динамічну теорію середнього поля (dynamical mean-field theory, DMFT) та ін., кожен з яких має свої плюси і мінуси, причому не завжди зрозуміло, який з цих підходів більш адекватно відображає експериментальну ситуацію.

Фазова діаграма BaFe2As2 в координатах температура – концентрація дірок x.

Пунктирна лінія – межа області, в якій показник a в залежності S ~ wa менше одиниці. Суцільна лінія відповідає a = 0.5.

 

У безмедных ВТНП на основі заліза межэлектронные кореляції теж значні (хоча і сильно різняться в різних колекціях), але експериментальні дані для цих надпровідників більш суперечливі, ніж для купратів: досі предметом дискусій залишаються питання про поверхнях Фермі, ефективних мас носіїв та ін. У роботі [1] (Швейцарія, Франція, Японія, Швеція, США) звертається увагу на істотну роль ефектів динамічного екранування кулонівського взаємодії, які призводять до частотної залежності енергії одноцентрового кулонівського відштовхування d-електронів атомів Fe і раніше в повній мірі не враховувалися. Використовуючи комбінований метод DFT+DMFT в поєднанні з квантовим методом Монте-Карло, автори [1] на конкретному прикладі BaFe2As2 (з’єднання типу 122) показали, що ці ефекти не тільки важливі для розуміння поведінки спектральної функції при великих енергіях (кореляційні сателіти, що спостерігаються в експериментах по фотоэмиссии), але і сильно впливають на низькоенергетичні електронні збудження. Так, при близькому до оптимального рівні допування (число дірок на атом Fe: x = 0.2) і T = 145 До власна енергія
S ~ wa, де a = 0.56, тоді як у фермі-рідини a = 1 (кут нахилу прямої S(w) при цьому визначає ренормалізацію маси носіїв). Отже, теорія Ландау не застосовна до оптимально допированному BaFe2As2. Цим, мабуть, і пояснюється великий розкид величин ефективної маси, які визначаються на підставі даних фотоемісійної спектроскопії (інтерпретація експерименту заснована на концепції квазічастинок Ландау, а їх тут просто немає…). Зменшення діркового допування і його зміна на електронне допування призводить до відновлення когерентної фермі-рідини (при цьому ефективна маса квазічастинок становить 2-3 маси вільного електрона), тоді як при збільшенні x швидкість розсіювання різко зростає і відбувається перехід у фазу некогерентного металу. Крім допування, електронна структура BaFe2As2 сильно залежить від температури (див. рис.). В [1] зазначено, що критична температура максимальна за величиною x, відповідної “замерзання спінів”.

Л. Опенов

1. P. Werner et al., Nature Phys. 8, 331 (2012).

Залишити відповідь

Ваша e-mail адреса не оприлюднюватиметься. Обов’язкові поля позначені *