铁基超导体的光学性质研究

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密级中国科学院大学UniversityofChineseAcademyofSciences博士学位论文作者姓名：厦蕴兹指导教师：王抽挂受宜虽生国型堂瞳物堡班匿压学位类别：堡堂簋±学科专业：登塞盔塑强研究所：生垦整堂瞳塑堡班殛匮2013年5月 ByRui．HuaYuanADissertationSubmittedtoTheUniversityofChineseAcademyofSciencesInpartialfulfillmentoftherequirementForthedegreeofDoctorofScienceInstituteofPhysics，ChineseAcademyofSciencesMay,2013 关于学位论文使用权声明任何收存和保管本论文各种版本的单位和个人，未经著作权人授权，不得将本论文转借他人并复印、抄录、拍照、或以任何方式传播。否则，引起有碍著作权人著作权益之问题，将可能承担法律责任。关于学位论文使用授权的说明本人完全了解中国科学院物理研究所有关保存、使用学位论文的规定，即：中国科学院物理研究所有权保留学位论文的副本，允许该论文被查阅；中国科学院物理研究所可以公布该论文的全部或部分内容，可以采用影印、缩印或其他复制手段保存该论文。(涉密的学位论文在解密后应遵守此规定)签名：导师签名：日期：关于学位论文原创性声明本人郑重声明：所呈交的学位论文是本人在导师指导下，独立进行研究工作所取得的成果。尽我所知，除文中已经注明引用的内容外，本学位论文的研究成果不包含任何他人享有著作权的内容。对本论文所涉及的研究工作做出贡献的其他个人和集体，均已在文中以明确方式标明。签名：导师签名：IEI期： 摘要铁基超导体是继铜基超导体之后的另一个意义重大的高温超导体，在超导和强关联电子系统研究领域引起了广泛关注。随着对该体系的深入研究，人们已经对其形成了一些基本的认识。本论文主要介绍对铁基超导体研究方面所做的一些工作，分别是对2010年底发现的新型A。Fe抑Se：(A-K，Cs，Rb，⋯)材料光学响应研究，以及对材料中结构最简单的FeTe。Se。(简称11体系)进行单晶光学响应的研究。主要内容如下：(1)通过对K。％Fe¨。Se：材料ab面内的红外光学响应研究，指出了该材料中存在纳米尺度的超导一半导体相的相分离。在进入超导态后，该材料的低频反射率发展出来一个陡峭的等离子体边，这个边的特征在其他铁基超导体中没有观钡,JJN过，仅在铜基超导体c方向的光学响应上出现过。我们认为在该材料的ab面内存在纳米尺度的超导一半导体相的相分离结构，在低温进入超导态后这种结构形成约瑟夫森耦合，其隧穿的超流电子形成等离子体震荡。该样品的介电常数在超导态有跨过横轴的表现，与等离子体边的位置对应，说明了确实是等离子体振荡模式。磁场下的光学响应测量、非均匀分布的Josephson振荡模式的模型数值模拟、透射电镜测量与暗场像分析等测量对上述图像进行了进一步确认。(2)对SrTiO．，衬底上分子束外延生长的FeSe薄膜进行了面内的红外光谱研究。我们在该薄膜样品电导率的低频区域观测到一个非常窄的Drude响应，利用Drude—Lorentz拟合得出总的等离子体频率相比于其他的FeAs基材料很小，表明该材料的强关联效应比较强。不同于ARPES实验指认的低温自旋密度波(SDW)有序，我们在该材料的红外光谱上没有观测的因为SDW有序引起的能带结构重组而打开的能隙。在FeTe。．．，Se。，单晶样品的光谱研究中，直接观测到了S波配对能隙的线型。在进入超导态后，6K的能隙大小约为3．1meV，约有70％的载流子发生超导凝聚。(3)利用红外光谱测量了Cs。(Fe．。jSe)：单晶绝缘体样品的高温N6el相变。Cs。．。(Fe．．。。Se)：样品是一个小能隙半导体，我们观测到该样品在中红外有属于铁空位block—AFM有序的“双峰”结构，以及低频的绝缘体响应；而在高温反铁磁 摘要相变前后并没有观测到因为费米面重组打开能隙的红外响应，表明磁相变的起源更亲睐局域图像。关键词：高温超导体、红外光谱研究、SDW相变、相分离、强关联效应 AbstractIron-basedsuperconductorsisoneofthemostactivefieldsinrecentyears，whichhasraisedalotofinterestsintheresearchofstronglycorrelatedmaterials．WithalotofeffortshavebeenappliedtotheFe—basedsuperconductor,therearesomecommonconcepts．Inthisthesis，somestudiesontheFe-basedsuperconductorhavebeeninvestigatedtheoreticallyandexperimentally，includingthestudiesonthenewlyfoundmaterialsAxFe2．ySe2(A=K，Cs，Rb，⋯)andtheresearchesontheFeTel．xSexwhichhavethesimpleststructureinFe—basedsuperconductor．Somefruitfulresultsareobtainedandlistedasfollows．(1)Wereportanin-planeopticalspectroscopystudyonthenewlydiscoverediron—selenidesuperconductor．ThemeasurementrevealedasharpreflectanceedgeatverylowfrequencybelowTcontherelativelyincoherentelectronicbackground．ThephenomenonisexplainedasarisingfromtheJosephson—couplingPlasmonofsuperconductingcondensate．Togetherwiththetransmissionelectronmicroscopymeasurement，theanalysisofJosephsonplasmaedge，andtheinfraredmeasurementundermagneticfield，ourstudyyieldscompellingevidenceforthepresenceofnanoscalestripe—typephaseseparationbetweensuperconductivityandmagnetism．(2)Weperformin-planeopticalspectroscopymeasurementon(001)FeSethin—filmgrownonSrTi03substratebypulsedlaserdepositionmethod．ThestudyindicatesthatthelowfrequencyconductivityconsistsoftwoDrudecomponents，abroadoneandaverynarrowone．ThelaterlocatesatSOlowfrequenciesthatsuchbehaviorhasneverbeenobservedinironpnictides．TheoverallplasmafrequencyisfoundtobesmallerthantheFeAsbasedcompounds，suggestingastrongercorrelationeffect．Additionally，differentfromarecentARPESmeasurementwhichrevealedaspindensitywave(SDW)orderatlowtemperatureforFeSethinfilmsgrownonSrTi03substrate，nosignatureoftheformationoftheSDWorderisseenbyopticalmeasurementinthethickFeSefilms．Wepresentthein-planeopticalspectrumofasuperconductingFeTe03Seo7singlecrystalwithTc=14．5K．Thereflectanceshowsa Abstracts-wave‘likesuperconductinggaplineshape．Wedeterminedthepenetrationdepthat6KiS入≈610nl／1．(3)WereportallopticalspectroscopystudyonthesinglecrystalofinsulatingCs0．8(Fel．05Se)2withrelativelyhighN6eltemperature．Theresistivityandmagnetizationme删ememrevealedasemiconductorbehaviorwithTN=492KThelowfrequencyopticalresponseimplytheinsulatingresponsewithasmallabsorptionenergygap(31meV)．Thedouble—peakinmid．infraredregionandthelow—frequencyabundantphononmodesindicatedthepresenceoftheblockedantiferro—magnetism。TheinfraredspectrumbelowtheTNsuggestedthereisnoenergysignatureofenergygapbelowtheanti-ferromagneticordertemperature，implyinglittlechangeappearedinthebandstructureKeywords：HighTcsuperconductor,opticalspectroscopy，spindensitywave，phaseseparation，strongcorrelation 铁基超导体的光学性质研究目录摘要⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯IAbstract⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯．iii第一章绪论⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯11．1超导电性简介⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯．11．2铁基超导体的发现与近况⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯．31．2．15大体系的晶体结构⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯51．2．2铁基材料的母体、超导电性和相图⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯．．61．2．3铁基超导体的特性⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯．．71．2．4新型铁基超导体的探索⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯．．81．3红外光谱学的基本原理⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯101．3．1光学常数的色散关系⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯．1l1．3．2Kramers-Kronig变换⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯．121．3．3光学响应函数的求和法则⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯141．3．4Drude色散⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯一151．3．5Lorentz色散⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯181．4实验技术⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯．．191．4．1傅里叶变换红外光谱仪的基本原理⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯191．4．2实验设备⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯211．4．2原位镀膜技术⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯221．5本论文的主要工作⋯⋯：⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯．24第二章Ko．7攫e1．75Se2红外光谱研究⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯。262．1研究背景⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯一262．1．1．铁空位有序和block反铁磁有序态⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯262．1．2．能带结构⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯302．1．3．相分离⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯332．2A、Fe2．。Se2绝缘体样品的红外光谱研究⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯一362．3K。Fe2-ySe2超导样品的红外光谱研究⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯一392．4Rb。Fe2．。Se2超导样品的红外光谱研究⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯472．5本章小结⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯49第三章FeTel．。Se，样品的红外光谱研究⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯．50 中国科学院物理研究所博士学位论文3．1研究背景⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯．．503．2FeSe薄膜样品的红外光谱研究⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯523．3FeTe一。Se超导样品的红外光谱研究⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯583．4本章小结⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯．63第四章Cso．8(Fel．use)2样品高温N6el相交的红外光谱研究⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯。644．1研究背景⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯．．644．2Cso8(Fel．05Se)2样品的红外光谱研究⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯654．3．小结⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯．69第五章总结⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯70参考文献⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯。72发表文章情况⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯91致谢⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯⋯．．93 铁基超导体的光学性质研究1．1超导电性简介第一章绪论1908年，荷兰物理学家卡莫林一昂内斯(HeikeKamerlinghOnnes)等人首次成功液化了氮气，获得了当时全世界最低的温度。三年后，Onnes在研究液氮温度的物性过程中发现，汞(Hg)的电阻在转变温度4．2K之下完全消失，如图1．1所示[1]。这种性质被称为超导电性，而具有这种性质的物质被称为超导体，Onnes本人则因此发现获得1913年诺贝尔奖。／．／吩蝣《鸫＼i-mp●r■tln^图1．1：汞的电阻随温度的变化曲线。随后的几十年内，人们在越来越多的材料中观f,llN超导电性现象，从金属单质到合金，从无机材料到有机材料，各种材料层出不穷。在这些材料中，大部分超导体为金属和合金，最高的T。是Nb。Ge的超导转变温度，为23K[2]。但超导温度一直局限在麦克米兰极限之下，T。的提高相当缓慢，使得科学家们的热情逐渐减弱。而1986年AlexMtlller和6erogeBednoz在瑞士苏黎世的IBM实验室里，发现了T。为30K的铜氧化物高温超导体[3]，突破了超导转变温度的理论预言，从此解开了高温超导物理的新篇章[4]。很快，物理所的赵忠贤小组[5]，休斯敦的朱经武研究小组[6]和阿拉巴马大学的吴茂昆等分别在钇钡铜氧体系统得到93K的超导电性。由于钇钡铜氧体系的T。超过了液氮的温度77K，使人们看到了超导材料的可实用性。随后大量的铜氧化物高温超导体被发现，如La。Sr。CuO。、YBa2Cu。0，、T1。Ba。Ca。Cu。0mBi。Sr：Ca。Cu。0。。等。在短短的几年时间之内，超导转IE‘o．t耸墨兰掌l 中国科学院物理研究所博士学位论文变温度就提高到了125K(T1。Ba2Ca。Cu。0。。)。目前公认的常压下最高临界温度材料为HgBa。Ca。Cu。08⋯其超导转变温度为138K，而在高压下的最高纪录为164K[4]。超导电性称为20世纪物理学的重要发现之一。在超导电性的研究工作中，先后有九位科学家前后四次获得诺贝尔物理学奖。超导体有许多特征，除了零电阻现象，超导体的另一个基本特性是完全抗磁性，即迈斯纳效应。1933年，德国物理学家迈斯纳(w．Meissner)和奥克森菲尔德(R．Ochsenfeld)研究了超导体的磁学特性。实验是把处于正常态的超导样品在磁场中冷却到超导态，结果发现磁通量被完全排斥于样品之外，也就是说超导体具有“完全的抗磁性”，这种现象被称为“Meissner效应”。迈斯纳效应不同于单纯由零电阻导体所导出结论。如果一个零电阻的导体置于磁场中，转变温度之上的磁通量仍然存在于导体内不会被排出：当撤去外磁场后，为保持体内磁通量，体内会引起永久感应电流，在体外产生相应的感应磁场。由此可见，迈斯纳效应和单纯的零电阻导体的区别在于其完全抗磁性。迈斯纳效应是独立于零电阻行的另一个本征特性。超导体内部的磁场永远是零，和加磁场的历史无关。半经典的解释迈斯纳效应是在外加磁场下超导体内部产生了超导环流，形成的抗磁磁化抵消了外加磁场。其磁化曲线如图1．2右所示，这些超导体被称为第一类超导体[7]。第一类超导体一般是纯金属，如A1，Zn，In，Ga，Cd等。但是由于其临界电流密度和临界电场比较低，没有良好的应用价值。外耜鬻糖Ⅳ外栩麓萌／7a厶图1．2两类超导体的磁化曲线。左：第一类超导体，右：第二类超导体。还有另一类超导体，主要是一些合金和少数过渡金属，有两个临界磁场H。。和H。当外加磁场H小于H。。时，样品处于迈斯纳态，体内没有磁通量：当外加磁场H。。H。。时，超导态被完全破坏，样品进入正常态，这种超导体被成为第二类超导体。其磁化曲线如图1．2(b)。 铁基超导体的光学性质研究对于第二类超导体，外加磁场的大小在两个临界场之间时，样品处于混合态，样品既有抗磁性，又有零电阻性。磁场部分穿过超导体，并以磁通涡旋(votex)的形式存在。对于非理想的第二类超导体，材料内部存在缺陷，形成钉扎中心，非理想第二类超导体的临界电流是有钉扎力来决定的，钉扎力越强，临界电流越大，超导体在磁场下的电流承载能力越大。因为超导体的零电阻特性，使得其在电力传输、储能以及强磁场产生等方面有着巨大的应用前景。比如用超导线绕制的磁体没有热损耗，用它产生的磁场比常规超导体要经济的多；超导体在低损耗电能传输和磁悬浮列车上的使用。超导微观机理的发展经历了一个漫长而又艰巨的过程。早期的有戈特(C．J．Corter)和卡西米尔(H．B．Casimir)提出的二流体模型(金属处于超导态时，自由电子分为两部分：一部分为正常电子，受到晶格散射，对熵有贡献；另一部分凝聚到某一低能态，为超导电子态，对熵无贡献)，London兄弟提出的伦敦方程(两个方程概括了零电阻和迈斯纳效应)，金兹堡一朗道方程(以朗道的二级相变理论为基础，假设超导态和正常态之间可以用一个序参量来描述，从而推出超导转变附近的临界行为)等等，但是这些理论都是从单电子模型出发，从而以失败告终。随着研究的深入，人们发现在超导体中的准粒子激发存在能隙，对于超导机制的研究，只要证明了超导相的凝聚特性(基态的凝聚能和能隙)，就可以解释超导的一系列实验特性。1957年巴丁(Bardeen)、库柏(Cooper)和施里弗($chrieffer)(简称BCS)提出了常规金属超导态的微观理论，即电子问通过交换虚声子产生超导基态，费米面附近动量及自旋相反的电子对通过电声作用形成束缚电子对状态(称为库柏对态)，达到一个具有能隙的稳定态。这种基于电声子作用的超导机理，揭示了常规超导体中的超导持续电流，迈斯纳效应等一系列超导现象[8]。1．2铁基超导体的发现与近况2008年的2月下旬，日本东京工业大学的细野秀雄(H．Hosono)教授的研究小组报道了在母体材料LaFeAsO中，用部分F元素替代0，超导转变温度可以达到26K[9]。这一突破性的进展立即引发了广大物理学家的强烈关注[10]。现在铁基超导体己经成为继铜氧化物超导体后的第二类高温超导体。实验学家在短 中国科学院物4研究所悱±学也论业短几个月中将材料超导转变温度通过片j其他稀土元素对La位的替换迅速提高到50K以上【l卜14]。迄今为II：铁基家族的大部分材料大家都耳熟能详，一般分为几大类：ll体系(比如FeSe[15])，1ll体系(比如hFehs，其中A是碱金属[16])，122体系(BFe⋯Pn其中B是碱土金属或是ca，sr，Ba，Eu[17])，1lll体系(比如LaFeAsO．。R。SmFeAsO。F，)，以及32225体系(比如sr。sc：Fe。As舡[18])或2lll3体系(比如Sr,MFePn0．，其中M是sc，1i，V等[19—20])，咀及他们同系的体系，比如Ca刚(A1，Ti)．Fc：As⋯0n=2，3或d[211)。这·系列铁基超导母体材料，形成了庞大的铁基超导家族。几种常见体系的晶体结构如图13所示。这些不同体系的母体材料在室温下都属于四力晶系，具有与ZrCuSiAsⅢ构的层状结构。’●●‘q‘⋯‘‘t‘、。、pp●-pH-。t·t¨，0j}-0≯，0‘3j≯j’●。-1jjj‘、、O，品格中存在铁空位[52]。目前已有的数据证明122FeSe体系与其他铁基超导体有许多不同。首先，本来人们预期将碱金属或Tl”插入FezSe。层会引入许多电子，导致类似在FeAsl22体系中重电子掺杂一样压制超导电性[21，2326，53—57]，但是在该体系中居然发现如此高的超导临界温度(超过30K)；其次．角分辨光电子能谱(ARPES)实验[58—60]和能带结构计算[6卜66]显示在该体系中没有空穴型费米面。那么在FePn超导体中的电子一空穴能带间散射引起的配对将不再适用。在此，在FePn材料中超导电性与磁有序态压制密切相关，而在A。Fe，，se：中超导电性与绝缘相很接近[58—67]。A。Fe¨Se。中超导样品存在超导和反铁磁有序的共存。铁空位有序形成反铁磁有序的√ix√i×I超晶格结构，每个铁位的磁矩大小为33l_＆A，FeHse：体系与FePn超导体之间的不同吸引了众多实验学家和理论学家的注意力，相信通过对两者之间的对比和研究将会对解释铁剂超导体的超导机制提供很大帮助。 中田科学院物理Ⅱ亢所博上学位论文1．3红外光谱学的基本原理光谱测昔是作为研究关联效应的土要方法出现在人们面前的。除了探测动能的变化，在根宽频域内的电磁响应使得人们能够测量同体元激发和集体激发：而时域测量使人们能够直接探测关联材料的动力学特征。光学响应测量对于关联电了体系中多体现象物理机f铷的研究，起到了极大晌推动作用。强关联效席的巾心问题足巡游电予和局域效成之间的卡n互作用(巡游电子起源于波函数的交盛，墒域散麻一般来自于电子间的库伦排斥力)，通过电场对电予的影响ur以探测这种州且作用。比如，在低温(城低能)英特绝缘体巾库伦排斥力起主要作用，阻止电子的移动，这在光谱上表现为存在吸收能隙。通过升温或者掺尔可以使莫特绝缘体进入导电态，在光谱上就可以观测到自由电子响应。■●III⋯一：五：；：：i‘匕二图I8：各娄关联电子材剌和传统金属的K⋯／Ⅳ⋯[68]。电子的动能Ⅳ可毗通过光学上的求和法则得到，也叫以从能带计算得到。‘般，从实验得到的巡游电了动能与能带结构计算‘孜的话，即K⋯／K怖，=I。该体系是简竹金属：在关联系统；I，考虑，电子白旋和轨道相互作用，此时单粒r图像已不再适用，电子运动更亲睐局域作用图像，导致K⋯／K。。<】，如图】．8。关联效麻是许多物理难题的核心部分，比如高温超导电性，金属绝缘体转变，电子相分离和量子临界等。光谱在研宄关联材料的物理图像，验证理论模型等方面发挥了重要的作用，其能缝范围从imeV到IOeV．如图l9，这个能量范围覆盖r凝聚态物理中许多重要的物理过程。实验中．复光学常数可以通过以F几种方法得到：(j)：对透光材料同时测量反射率且(甜)和透射率T(ro)，再用公式变 铗荽超导体的光学性质研宄化得到其介电常数。(ij)对不透明的材料测量胄∞)再通过KK变换得到其他光学常数(对于透明的测量，佃))。(iii)测量椭偏参数(甲，△)。(iv)各种干涉仪。(v)利用太赫兹时域光谱直接探测光学常数。我们实验室用的是方法(ii)测量反射率技术，再通过Kramers—Kronig变化得到其他我们关心的电导率，介电常数等光学常数。n盯了TT。1P百罹丌—罚7『。可雌翻。譬：篇：，笛笛兰蔷⋯⋯肿‰=：=嚣罂=岫～。。⋯。咖胛⋯⋯—，^’h⋯“一m盘：嚣然：’==：=器嚣，。。嚣，搬⋯～—‰一：一’图19：关联电子体系中集体激发的特征能量尺度示意圈[69]。31光学常数的色散关系频域的光谱测罱可以得到材料的光学常数，也就是麦克斯韦方程组中的材料的参数。比如，材料的电流关于外加电场E的线性响应函数即电导率』(∞)；口(∞)￡(甜)。材料中各种元激发、集体激发引起的吸收机制会对电导率谱产生额外的作用，町以通过光学实验直接探测出来。实际上，光学常数并不是真正意义上的常数，而是入射光频率的函数。光学常数上这种频率依赖关系性叫做色散关系，如一(m)，r(甜)，‘(∞)一(甜)，口，(∞)等各个光学常数都是频率的函数。这些色散关系可以从简单的物理模型推导出来。光强的色散就是光谱。能够进行分光的原件(如光栅)叫做色散原件【70]。本论文中假定材科的磁导率“=l。为了描述介质的光学常数，我们定义复折射率：膏：n+蹄：压3．1 中国科学院物理研究所博士学位论文它的实虚部分别为：[彳+(47rcrl)：]m+q砼2=—————j竺—————～2[彳+(4no-,)z]|／2一量k2=————————旦兰———————一73．2这两个关系式己经包括了电磁波在材料中传播的所有信息。n(co)和意(叻分别表示材料的折射率和消光系数。其他光学常数之间的关系如表3所示。介电常数舍电导率子折射率肉S善=FI+，sz‘：I-4"TUz．￡="2．k2山￡=2nke、：—4Tl—'口I^盯4；rO-20"1+I(72q2i哑-ll刮丢^：(1-n2+旷1—竺‘4FN”_J学fIII．41．1‘+(4∞，、l：+I．4贮’N=玎+ik一V“鼍“t=J忙：+s2；‘2一毛¨4⋯，’+，!?、：Il：一I+!!生nV“!“1．3．2Kramers—Kronig变换表3光学常数间的关系Kramers和Kronig分别研究了光学量的内在联系，他们得出了相同的结论：凡是由因果关系决定的光学响应函数，其实部和虚部之间并不完全独立，由此得出一些列光学常数间的关系，这些关系被称为删关系。原理上，只要对材料进行全部的反射光谱测量，其他所有光学常数都可以用解变换得到。膨变换的物理基础是因果性原理，即物理结果只能发生在作用之后，而不是之前。考虑系统对外部微扰的响应是线性响应，其形式如下：岩(吖)=』』讯，’^f’矿(，．’／)dr'dt73．4贾代表系统在时间t位置r，对外部微扰夕(r。，f’)的响应。0(，，，7，t，t’)是响应函数。考虑局域近似，忽略外部微扰的空间依赖性，那么外部扰动为： 铁基超导体的光学性质研究G(r，，7，t，t’)=8(r一，=)G(f—f’)假设是在各向同性的均匀介质中，6是标量。(3．4)式简化为：：如，f)=』e(H7)j2(t～)dt因为系统对外部扰动的响应满足有因果关系，则：3．6forf驴州妒<¨]3．19超流密度只与电导率在超导态丢失的的谱重有关，且正比于超导配对电子密度P，=4zn，口2／m+。1．3．4Drude色散德罟德(Drude)色敢埋论是基十目由电于气j扛1以，造用于金属。征此近似下，传导电子的束缚力为零，电子间会发生碰撞或散射，体系回复平衡态的弛豫时间可以用一个平均的物理量r来描述。Drude模型中，色散理论如下：O'。：瓯+f：堕J一：堕—L3．20Dm出2q州0"22i—1-i—ogr2荔而320¨‘1-‘Lf01w其中，，7为载流子浓度，r为载流子弛豫时间，缈。2：型是系统的等离子m体频率。电导率实虚部分别为：响)=击=等击3埘响，=器=等斋3忽其中oi：竺≥：掣为零频电导率。电导率的半高宽为散射率，令m4a"仃。(∞)=仃。／2，得国=l／r。电导率的实部可以看成是一个中心在零频，半高宽为1／．『的T卅ent7：llJ垒(田．下节)。对申．导奎宴部积分可以得到等离子体颂率的平方， 中国科学院物理研究所博士学位论文i啪渺=譬。由表1-3可得，介电常数的实虚部：和)=气一羔咖，=去CO#杀t∞‘+I}{‘3．233．24Drude模型F的光谱司以分为几个区域，(1)Hagen—Rubens区(也称为吸收区)：国《1／r，反射率约等于直流电导率，O-眦mO-。(缈)》仃：沏)，介电常数的实部毛(∽是极大的负值，反射率R(缈)：1一(旱)m：I一石。mnA(2)Relaxation区(也称为全反射区)：1／r<。<甜。，如果是t常数则々R=I一』-_，否则卜Rocl／，c。国口r(3)高频透明区：国》珊。，此时q一气接近于1，Rj0对光谱分析的过程中，Drude项描述的是自由载流子的带内跃迁。图1．10是Drude模型给出的光学常数，其中《210000cm"1,1／r2100cm’1,毛～1。由1／r和《定义的三个区域特征比较明显。图1．10：Drude模型描述的光学常数，其中埘：210000cm’，l／r2lOOcm1，L～I。反射率在等离子体频率处迅速衰减。衰减的越快，等离子体边越陡峭，则表明载流子受到的散射越小。反之，散射率越大。一般可以通过等离子体边的形状判断载流子受到散射的强弱。图1．1l给出了两个不同散射率的反射率谱，电导16 中国科学院物理研究所博士学位论文图1．12：用Drude模型计算的散射率[71]。扩展Drude模型解决关联电子体系中的问题在光谱学中十分有用，图1．12显示了用ExtendedDrude模型解决的问题。1．3．5Lorentz色散洛仑兹(Lorentz)色散理论是基于阻尼谐振子近似，适用于绝缘体和半导体。Lorentz模型一般用来描述局域电子的直接带间跃迁过程，其散射关系为：吒～2q+7呸2i而忑丽，一晖缈4zf(簖一∞2)+∞／f其中，‰是Lotentz谐振子的中心频率。电导率的实部为：q(国)=(0。2T缈2。缈24z(簖一∞2)2f2+∞23．283．29类似Drude模型，可以用光学常数问的关系得到其他的光学常数，如图1．13所示。不同于Drude模型定义光学谱的三个区域，对于Lorentz模型，可将光学谱分为四个特征区域，分别为低频透明区(m《o)o)，共振吸收区(脚z‰)，金属反射区(‰<出．<∞。)和高频透明区(69》∞。)。用Lorentz模型计算的光学常数能够与实验事实基本相符，这个模型经常用来拟合发生在高频的带间跃迁行为。18图1．13：Lorentz模型计算的光学常数，其中∞．，=1500cm1，∞：210000cm1，l／r21000cm在实际应用中，材料既包括自由载流子，又包括局域电子，我们常用 铁基超导体的光学性葫研究Drude．Lomn乜模型来拟合实验数据：一2鲁—1／南+莩鲁矸寿面”。4口f一曲‘?4口，(∞。一02)+∞，『．1．4实验技术4l傅里叶变换红外光谱仪的基本原理傅里叶变换红外光谱仪(FourierTransformInfraredSpectrometer．简写为FT—IRSpectrometer)是对干涉后的红外光进行傅里叶变换的原理而开发的红外光谱仪，光学系统包括：红外光源、主干涉仪(分束器、动镜、定镜)和激光干涉仪、白光干涉仪、探测器以及各种红外反射镜。F1zodKn““*幽__HI【I迈凫_、垃下弘1t。：叠lq以本人所在实验室拥有的德国Bruker公司生产的113v和Vertex80v型红外光谱仪对FrlR的基本原理进行说明。该仪器的核心部分是迈克尔逊干涉仪，其原理见图1。光源发出的光披分束器(类似半透半反镜)分为两柬，一束透射到动镜(MovingMirror)，另一束反射到固定镜(FixedMirror)。两束光分别经定镜和动镜反射再回到分柬器，移动动镜可改变两光束的光程差(x／2)，产生干涉，得到干涉幽。做出此干涉图函数的傅立叶变化即得光谱的频谱。这就是傅立叶变换。傅里叶光谱示意图如图1．15所示。傅里叶变换红外光谱仪的优点很多，比如分辨能力高，而且因为所用的光学元件少，降低了光通量的损耗，它的信噪比高；相比于传统光谱仪．它利用傅里叶变换对光信号进行处理，所以重现性好；19 中田科学院物8研究所博±学位论文而且扫描速度很快，一般1s内即可完成光谱范围的扫描．对短时间内研究很宽的光讲范围十分有益。迈克尔避十涉位盘带圉f#圈l＼。圉脚瓢圈-具体原理如下，考虑频率为03的啦色光，强度为，(甜)，经过分束器后干涉单色光源的干涉图如图I．】6所示。实验巾常见的单色光源有我们片j的激光。l封1】6单包光的干涉凹。傅里叶变换光谱仪的一人优点足能同时探测根宽的光诮范围，然后用傅里叫变换区分开不同频率的贡献。复色光源只需将式331的频率从。积分到虬．简化得：№)一，(m)=r，(m)cos(2Mx)如3．32N,g傅里叶变换从，(，)得到i(ca)．令‰呻∞，得到强度和频牢的依赖关系：，(m)=r[似)一，(o。)】cos(2．,re,x)dx3．33在实际测量中，动镜的移动有限．有一个极限位置x⋯爿；可能从0积分到*， 铁基超导体的光学性质研兜一般将被积函数乘以rect(x／x．。)处理。图1．17显示了式3．32计算的复色光的理想干涉图样。其中x代表动镜的位置。42实验设备图117复色光的理想干涉图[72]圈I18左图：80v光谱仪，右图：113v光谱仪。本人所在实验室目前最常用的是德国Bruker公司生产的113v和Vertex80v型红外光谱仪如图118所示。 中国科学院物理研究所博上学位论文图1．1980V红外光谱仪的光路示意图[(1)迈克尔孙干涉仪：(1a)固定镜：(1b)移动镜：(1c)分柬镜；(1d)激光探测器；(2a)中红外光源；(2b)远红外或近红外光源：(3)孔阑：(4)偏振片插槽；(5)窗口；(6)挡光板：(7)低温恒温器；(8)镀膜组件；(9)样品：(10)铜锥：(11)热辐射屏：(12)恒温器冷头：(13)观察窗；(14a)近红外或可见或近紫外探测器：(14b)中红外探测器；(14c)红外探测器][73]。图1．19显示的是Vertex80的实验光路图。光谱仪有4个内置的光源。通过光阑可以调节光斑大小。实验测量时整套光路系统抽真空(’