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Angle-resolved Photoemission Spectroscopy At Ultra-low Temperatures

The physical properties of a material are defined by its  electronic structure. Electrons in solids are characterized by energy (&omega;)  and momentum ...

IFW-Dresden

Presentamos un c&aacute;lculo del coeficiente de Hall en 2H-TaSe(2) y 2H-Cu(0.2)NbS(2) basado en su estructura electr&oacute;nica extra&iacute;do de espectros de fotoemisi&oacute;n resuelta en el &aacute;ngulo. El enfoque semicl&aacute;sico bien conocido, basado en la soluci&oacute;n de la ecuaci&oacute;n de Boltzmann, da el valor correcto para el coeficiente de sal&oacute;n del estado normal. Entrando en los resultados de estado de la onda de densidad de la carga en la apertura de la pseudogap y la redistribuci&oacute;n del peso espectral. Contabilidad para esto nos permite reproducir la dependencia de la temperatura del coeficiente Hall, incluyendo el cambio de signo prominente, sin par&aacute;metros ajustables.

Revocaci&oacute;n de signo basadas en el pseudogap del efecto Hall.

&#x6211;&#x4EEC;&#x76EE;&#x524D;&#x7684;&#x970D;&#x5C14;&#x7CFB;&#x6570;&#x5728; 2H-TaSe(2) &#x548C; 2H-Cu(0.2)NbS(2) &#x7684;&#x57FA;&#x7840;&#x4ECE;&#x89D2;&#x5206;&#x8FA8;&#x5149;&#x7535;&#x5B50;&#x80FD;&#x8C31;&#x4E2D;&#x63D0;&#x53D6;&#x5176;&#x7535;&#x5B50;&#x7ED3;&#x6784;&#x7684;&#x8BA1;&#x7B97;&#x3002;&#x4F17;&#x6240;&#x5468;&#x77E5;&#x7684;&#x534A;&#x7ECF;&#x5178;&#x529E;&#x6CD5;&#xFF0C;&#x57FA;&#x4E8E;&#x73BB;&#x5C14;&#x5179;&#x66FC;&#x65B9;&#x7A0B;&#x7684;&#x89E3;&#xFF0C;&#x6536;&#x76CA;&#x7387;&#x6B63;&#x5E38;&#x72B6;&#x6001;&#x970D;&#x5C14;&#x7CFB;&#x6570;&#x7684;&#x6B63;&#x786E;&#x503C;&#x3002;&#x5728;&#x5F00;&#x653E;&#x7684;&#x8D5D;&#x9699;&#x548C;&#x5149;&#x8C31;&#x91CD;&#x91CF;&#x7684;&#x518D;&#x5206;&#x914D;&#x4E2D;&#x8F93;&#x5165;&#x7535;&#x8377;&#x5BC6;&#x5EA6;&#x6CE2;&#x72B6;&#x6001;&#x7ED3;&#x679C;&#x3002;&#x4E3A;&#x6B64;&#x4F1A;&#x8BA1;&#x4F7F;&#x6211;&#x4EEC;&#x5F97;&#x4EE5;&#x91CD;&#x73B0;&#x970D;&#x5C14;&#x7CFB;&#x6570;&#xFF0C;&#x5305;&#x62EC;&#x7A81;&#x51FA;&#x6807;&#x5FD7;&#x53D8;&#x5316;&#xFF0C;&#x6CA1;&#x6709;&#x53EF;&#x8C03;&#x53C2;&#x6570;&#x7684;&#x6E29;&#x5EA6;&#x3002;

&#x8D5D;&#x9699;&#x9A71;&#x52A8;&#x6807;&#x5FD7;&#x9006;&#x8F6C;&#x7684;&#x970D;&#x5C14;&#x6548;&#x5E94;&#x3002;

We present a calculation of the Hall coefficient in 2H-TaSe(2) and 2H-Cu(0.2)NbS(2) based on their electronic structure extracted from angle-resolved photoemission spectra. The well-known semiclassical approach, based on the solution of the Boltzmann equation, yields the correct value for the normal-state Hall coefficient. Entering the charge density wave state results in the opening of the pseudogap and redistribution of the spectral weight. Accounting for this allows us to reproduce the temperature dependence of the Hall coefficient, including the prominent sign change, with no adjustable parameters.

Pseudogap-driven sign reversal of the Hall effect.

Nous pr&eacute;sentons un calcul du coefficient de Hall en 2H-TaSe(2) et 2H-Cu(0.2)NbS(2), bas&eacute;e sur leur structure &eacute;lectronique extraite de spectres de photo&eacute;mission r&eacute;solue en angle. L&#39;approche semi-classique bien connu, bas&eacute; sur la solution de l&#39;&eacute;quation de Boltzmann, donne la valeur correcte pour le coefficient de Hall-&eacute;tat normal. Entrer les r&eacute;sultats d&#39;&eacute;tat d&#39;onde de densit&eacute; de charge dans l&#39;ouverture de la Pseudo-Gap et la redistribution du poids spectral. Comptabilit&eacute; pour cela nous permet de reproduire la d&eacute;pendance en temp&eacute;rature du coefficient de Hall, y compris le changement de signe &eacute;minent, sans param&egrave;tres r&eacute;glables.

Inversion de signe pseudogap-conduit de l&#39;effet Hall.

Wir pr&auml;sentieren Ihnen eine Berechnung des Hall-Koeffizienten in 2H-TaSe(2) und 2H-Cu(0.2)NbS(2) auf der Grundlage ihrer Elektronenstruktur von Winkel-resolved Photoemission Spektren extrahiert. Der bekannte semiklassische Ansatz, basierend auf der L&ouml;sung der Boltzmann-Gleichung, ergibt den richtigen Wert f&uuml;r den Normal-Zustand-Hall-Koeffizienten. Die Ladungsdichte Welle Zustand Ergebnisse in die &Ouml;ffnung der Pseudogap und Umverteilung der spektralen Gewicht eingeben. Bilanzierung Dies erlaubt uns, die Temperaturabh&auml;ngigkeit des Hall-Koeffizienten, einschlie&szlig;lich der prominenten Zeichen &auml;ndern, ohne einstellbare Parameter zu reproduzieren.

Pseudogap-gesteuerte Zeichen Umkehrung der Hall-Effekt.

Vi presentiamo un calcolo del coefficiente di Hall in 2H-TaSe(2) e 2H-Cu(0.2)NbS(2) basato sulla loro struttura elettronica Estratto dagli spettri di emissione fotoelettrica angolo-risolto. Il ben noto approccio semiclassico, basato sulla soluzione dell&#39;equazione di Boltzmann, si ottiene il valore corretto del coefficiente di Hall allo stato normale. Entrando i risultati di stato onde di densit&agrave; di carica in apertura della pseudogap e ridistribuzione del peso spettrale. Contabilit&agrave; per questo ci permette di riprodurre la dipendenza dalla temperatura del coefficiente di Hall, compreso il cambiamento di segno prominente, senza parametri regolabili.

Inversione di segno pseudogap-driven dell&#39;effetto Hall.

2H-TaSe(2) &#x3068; 2H-Cu(0.2)NbS(2) &#x306E;&#x89D2;&#x5EA6;&#x5206;&#x89E3;&#x5149;&#x96FB;&#x5B50;&#x30B9;&#x30DA;&#x30AF;&#x30C8;&#x30EB;&#x304B;&#x3089;&#x62BD;&#x51FA;&#x3057;&#x305F;&#x96FB;&#x5B50;&#x69CB;&#x9020;&#x306B;&#x57FA;&#x3065;&#x304F;&#x306B;&#x304A;&#x3051;&#x308B;&#x30DB;&#x30FC;&#x30EB;&#x4FC2;&#x6570;&#x306E;&#x8A08;&#x7B97;&#x3092;&#x63D0;&#x6848;&#x3059;&#x308B;.&#x30DC;&#x30EB;&#x30C4;&#x30DE;&#x30F3;&#x65B9;&#x7A0B;&#x5F0F;&#x306E;&#x89E3;&#x306B;&#x57FA;&#x3065;&#x304F;&#x3088;&#x304F;&#x77E5;&#x3089;&#x308C;&#x3066;&#x3044;&#x308B;&#x534A;&#x53E4;&#x5178;&#x8AD6;&#x306E;&#x30A2;&#x30D7;&#x30ED;&#x30FC;&#x30C1;&#x306F;&#x3001;&#x30CE;&#x30FC;&#x30DE;&#x30EB;&#x72B6;&#x614B;&#x306E;&#x30DB;&#x30FC;&#x30EB;&#x4FC2;&#x6570;&#x306E;&#x6B63;&#x3057;&#x3044;&#x5024;&#x3092;&#x8B72;&#x308A;&#x307E;&#x3059;&#x3002;&#x96FB;&#x8377;&#x5BC6;&#x5EA6;&#x6CE2;&#x72B6;&#x614B;&#x7D50;&#x679C;&#x64EC;&#x30AE;&#x30E3;&#x30C3;&#x30D7;&#x306E;&#x958B;&#x53E3;&#x90E8;&#x3068;&#x30B9;&#x30DA;&#x30AF;&#x30C8;&#x30EB;&#x306E;&#x91CD;&#x91CF;&#x306E;&#x518D;&#x5206;&#x914D;&#x306B;&#x5165;&#x308B;&#x3002;&#x3053;&#x308C;&#x306E;&#x305F;&#x3081;&#x306E;&#x4F1A;&#x8A08;&#x3092;&#x8ABF;&#x6574;&#x53EF;&#x80FD;&#x306A;&#x30D1;&#x30E9;&#x30E1;&#x30FC;&#x30BF;&#x30FC;&#x306A;&#x3057;&#x306E;&#x770B;&#x677F;&#x304C;&#x76EE;&#x7ACB;&#x3064;&#x5909;&#x66F4;&#x3092;&#x542B;&#x3080;&#x3001;&#x30DB;&#x30FC;&#x30EB;&#x4FC2;&#x6570;&#x306E;&#x6E29;&#x5EA6;&#x4F9D;&#x5B58;&#x6027;&#x3092;&#x518D;&#x73FE;&#x3059;&#x308B;&#x3053;&#x3068;&#x304C;&#x3067;&#x304D;&#x307E;&#x3059;&#x3002;

&#x30DB;&#x30FC;&#x30EB;&#x52B9;&#x679C;&#x306E;&#x64EC;&#x30AE;&#x30E3;&#x30C3;&#x30D7;&#x99C6;&#x52D5;&#x7B26;&#x53F7;&#x53CD;&#x8EE2;&#x3002;

&#xC120;&#xBB3C;&#xC774; &#xD640; &#xACC4;&#xC218; 2h-tase(2)&#xC640; 2H-Cu(0.2)NbS(2) &#xAC01;&#xB3C4; &#xD574;&#xACB0; photoemission &#xC2A4;&#xD399;&#xD2B8;&#xB7FC;&#xC5D0;&#xC11C; &#xCD94;&#xCD9C; &#xB41C; &#xADF8;&#xB4E4;&#xC758; &#xC804;&#xC790; &#xAD6C;&#xC870;&#xB97C; &#xAE30;&#xBC18;&#xC73C;&#xB85C; &#xACC4;&#xC0B0; &#xD569;&#xB2C8;&#xB2E4;. &#xBCFC;&#xCE20;&#xB9CC; &#xBC29;&#xC815;&#xC2DD; &#xC194;&#xB8E8;&#xC158; &#xAE30;&#xBC18;&#xC73C;&#xB85C; &#xC798; &#xC54C;&#xB824;&#xC9C4; semiclassical &#xC811;&#xADFC; &#xC815;&#xC0C1; &#xC0C1;&#xD0DC; &#xD640; &#xACC4;&#xC218;&#xC5D0; &#xB300; &#xD55C; &#xC62C;&#xBC14;&#xB978; &#xAC12;&#xC744; &#xC0DD;&#xC131; &#xD569;&#xB2C8;&#xB2E4;. Pseudogap&#xC758; &#xC5EC;&#xB294; &#xD0DC;&#xADF8;&#xC640; &#xC2A4;&#xD399;&#xD2B8;&#xB7FC; &#xBB34;&#xAC8C;&#xC758; &#xC7AC;&#xBD84;&#xBC30;&#xC5D0; &#xC785;&#xB825; &#xC804; &#xD558; &#xBC00;&#xB3C4; &#xD30C; &#xC0C1;&#xD0DC; &#xD558;&#xBA74; &#xB429;&#xB2C8;&#xB2E4;. &#xC774; &#xB300; &#xD55C; &#xD68C;&#xACC4; &#xAC00;&#xBCC0; &#xB9E4;&#xAC1C; &#xBCC0;&#xC218; &#xC5C6;&#xC774; &#xB208;&#xC5D0; &#xB744;&#xB294; &#xAE30;&#xD638; &#xBCC0;&#xD654;&#xB97C; &#xD3EC;&#xD568; &#xD558; &#xC5EC; &#xD640; &#xACC4;&#xC218;&#xC758; &#xC628;&#xB3C4; &#xC758;&#xC874;&#xC131;&#xC744; &#xC7AC;&#xD604;&#xD560; &#xC218; &#xC788;&#xC2B5;&#xB2C8;&#xB2E4;.

&#xD640; &#xD6A8;&#xACFC;&#xC758; pseudogap &#xAD6C;&#xB3D9; &#xAE30;&#xD638; &#xBC18;&#xC804;.

&#x4EF7;&#x7535;&#x5B50;&#x5728;&#x91D1;&#x5C5E;&#x4E2D;&#x5206;&#x5E03;&#x901A;&#x5E38;&#x9075;&#x5FAA;&#x57FA;&#x672C;&#x7684;&#x79BB;&#x5B50;&#x6676;&#x683C;&#x7684;&#x5BF9;&#x79F0;&#x6027;&#x3002;&#x65F6;&#x8FD9;&#x4E9B;&#x7535;&#x5B50;&#x4E0D;&#x7A33;&#x5B9A;&#x5728;&#x4E00;&#x4E2A;&#x65B0;&#x7684;&#x7535;&#x5B50;&#x79E9;&#x5E8F;&#xFF0C;&#x5982;&#x65CB;&#x8F6C;&#x6216;&#x7535;&#x8377;&#x5BC6;&#x5EA6;&#x6CE2;&#x8C03;&#x5236;&#x7684;&#x8FD9;&#x79CD;&#x5206;&#x5E03;&#x5E38;&#x5E38;&#x53D1;&#x751F;&#x3002;&#x7535;&#x5B50;&#x5BC6;&#x5EA6;&#x6CE2;&#x6240;&#x89C2;&#x5BDF;&#x5230;&#x7684;&#x8D85;&#x5BFC;&#x4F53;&#xFF0C;&#x8BB8;&#x591A;&#x5BB6;&#x5EAD;&#x7684;&#x548C;&#x7ECF;&#x5E38;&#x88AB;&#x8BA4;&#x4E3A;&#x662F;&#x8D85;&#x5BFC;&#x7535;&#x6027;&#x5B58;&#x5728;&#x7684;&#x5FC5;&#x8981;&#x6761;&#x4EF6;&#x3002;&#x6700;&#x8FD1;&#x7684;&#x6D4B;&#x91CF;&#x7ED3;&#x679C;&#x4F3C;&#x4E4E;&#x8868;&#x660E;&#x94C1; pnictides &#x7684;&#x5C5E;&#x6027;&#x662F;&#x5728;&#x597D;&#x7684;&#x534F;&#x8BAE;&#xFF0C;&#x4E0E;&#x5E26;&#x7ED3;&#x6784;&#x8BA1;&#x7B97;&#xFF0C;&#x4E0D;&#x5305;&#x62EC;&#x989D;&#x5916;&#x8BA2;&#x8D2D;&#xFF0C;&#x8FD9;&#x610F;&#x5473;&#x7740;&#x6CA1;&#x6709;&#x5BC6;&#x5EA6;&#x6CE2;&#x548C;&#x5728;&#x8FD9;&#x4E9B;&#x6750;&#x6599;&#x7684;&#x8D85;&#x5BFC;&#x6027;&#x4E4B;&#x95F4;&#x7684;&#x5173;&#x7CFB;&#x3002;&#x5728;&#x8FD9;&#x91CC;&#x6211;&#x4EEC;&#x62A5;&#x544A; Ba(1-x)K(x)Fe(2)As(2) &#x7684;&#x7535;&#x5B50;&#x7ED3;&#x6784;&#x5904;&#x4E8E;&#x5C16;&#x9510;&#x7684;&#x5206;&#x6B67;&#xFF0C;&#x4E0E;&#x90A3;&#x4E9B;&#x5E26;&#x7ED3;&#x6784;&#x8BA1;&#x7B97;&#xFF0C;&#x800C;&#x662F;&#x63ED;&#x793A;&#x4E86;&#x91CD;&#x5EFA;&#x7684;&#x7279;&#x70B9; &#xFF08;pi&#x3001; pi&#xFF09; wavevector&#x3002;&#x6B64;&#x7535;&#x5B50;&#x8BA2;&#x5355;&#x4E0E;&#x8D85;&#x5BFC;&#x7535;&#x6027;&#x5171;&#x5B58;&#x548C;&#x5BA4;&#x6E29; (300 K) &#x4ECD;&#x7136;&#x5B58;&#x5728;&#x3002;

(pi&#x3001; pi) &#x94C1;&#x7837;&#x5316;&#x7269;&#x8D85;&#x5BFC;&#x4F53;&#x4E2D;&#x7684;&#x7535;&#x5B50;&#x8BA2;&#x5355;&#x3002;

The distribution of valence electrons in metals usually follows the symmetry of the underlying ionic lattice. Modulations of this distribution often occur when those electrons are not stable with respect to a new electronic order, such as spin or charge density waves. Electron density waves have been observed in many families of superconductors, and are often considered to be essential for superconductivity to exist. Recent measurements seem to show that the properties of the iron pnictides are in good agreement with band structure calculations that do not include additional ordering, implying no relation between density waves and superconductivity in these materials. Here we report that the electronic structure of Ba(1-x)K(x)Fe(2)As(2) is in sharp disagreement with those band structure calculations, and instead reveals a reconstruction characterized by a (pi, pi) wavevector. This electronic order coexists with superconductivity and persists up to room temperature (300 K).

(pi, pi) electronic order in iron arsenide superconductors.

La distribution des &eacute;lectrons de valence dans les m&eacute;taux suit habituellement la sym&eacute;trie du r&eacute;seau sous-jacent ionique. Modulations de cette distribution souvent se produisent lorsque les &eacute;lectrons ne sont pas stables par rapport &agrave; un nouvel ordre &eacute;lectronique, comme les ondes de spin ou de densit&eacute; de charge. Ondes de densit&eacute; &eacute;lectronique ont &eacute;t&eacute; observ&eacute;s dans de nombreuses familles des supraconducteurs et sont souvent consid&eacute;r&eacute;s comme essentiels pour la supraconductivit&eacute; d&#39;exister. Des mesures r&eacute;centes semblent montrer que les propri&eacute;t&eacute;s de la pnictures de fer sont en bon accord avec les calculs de structure de bande qui n&#39;incluent pas une commande suppl&eacute;mentaire, ce qui implique aucune relation entre les ondes de densit&eacute; et de la supraconductivit&eacute; dans ces mat&eacute;riaux. Nous rapportons ici que la structure &eacute;lectronique de Ba(1-x)K(x)Fe(2)As(2) est en d&eacute;saccord pointu avec ces calculs de structure de bande et r&eacute;v&egrave;le au contraire une reconstruction caract&eacute;ris&eacute;e par une (pi, pi) wavevector. Cette commande &eacute;lectronique coexiste avec la supraconductivit&eacute; et persiste jusqu&#39;&agrave; la temp&eacute;rature de la pi&egrave;ce (300 K).

(pi, pi) commande &eacute;lectronique dans les supraconducteurs ars&eacute;niure de fer.

In der Regel folgt die Verteilung der Valenzelektronen in Metallen die Symmetrie des zugrunde liegenden Ionische Gitters. Modulationen dieser Distribution oft auftreten, wenn diese Elektronen nicht stabil in Bezug auf eine neue elektronische Bestellung, z. B. Spin oder Ladungsdichte Wellen sind. Elektron Dichte Wellen in vielen Familien von Supraleitern beobachtet worden und gelten oft als notwendig f&uuml;r Supraleitung zu existieren. Aktuelle Messungen scheinen zu zeigen, dass die Eigenschaften von Eisen-Pnictides in guter &Uuml;bereinstimmung mit Band Struktur Berechnungen, die keine zus&auml;tzliche Bestellung sind, was impliziert keine Beziehung zwischen Dichte Wellen und Supraleitung in diesen Materialien enthalten. Hier berichten wir, dass die elektronische Struktur der Ba(1-x)K(x)Fe(2)As(2) Auffassung dieser Band-Struktur-Berechnungen und stattdessen eine Rekonstruktion zeichnet sich zeigt durch eine (Pi, Pi) Wellenvektor. Diese elektronischen Bestellung koexistiert mit Supraleitung und besteht bis Raumtemperatur (300 K).

(Pi, Pi) elektronischen Bestellung in Eisen-Arsenid Supraleitern.

La distribuzione degli elettroni di valenza in metalli segue di solito la simmetria del reticolo ionico sottostante. Modulazioni di questa distribuzione spesso si verificano quando gli elettroni non sono stabili rispetto a un nuovo ordine elettronico, come le onde di spin o densit&agrave; di carica. Le onde di densit&agrave; di elettroni sono state osservate in molte famiglie di superconduttori e spesso sono considerate essenziali per la superconduttivit&agrave; ad esistere. Le misurazioni recenti sembrano dimostrare che le propriet&agrave; della pnictides di ferro sono in buon accordo con i calcoli di struttura di band che non includono ordinazione supplementare, non implicando nessuna relazione tra onde di densit&agrave; e superconduttivit&agrave; in questi materiali. Qui riportiamo la struttura elettronica del Ba(1-x)K(x)Fe(2)As(2) &egrave; in netto disaccordo con quei calcoli di struttura di gruppo che invece rivela una ricostruzione caratterizzata da una (pi, pi) wavevector. Questo ordine elettronico coesiste con la superconduttivit&agrave; e persiste fino a temperatura ambiente (300 K).

(pi, pi) ordine elettronico in superconduttori arseniuro di ferro.

&#x539F;&#x5B50;&#x4FA1;&#x91D1;&#x5C5E;&#x4E2D;&#x306B;&#x304A;&#x3051;&#x308B;&#x96FB;&#x5B50;&#x306E;&#x5206;&#x5E03;&#x306F;&#x3001;&#x901A;&#x5E38;&#x3001;&#x57FA;&#x306B;&#x306A;&#x308B;&#x30A4;&#x30AA;&#x30F3;&#x683C;&#x5B50;&#x306E;&#x5BFE;&#x79F0;&#x6027;&#x306B;&#x5F93;&#x3044;&#x307E;&#x3059;&#x3002;&#x3057;&#x3070;&#x3057;&#x3070;&#x3053;&#x306E;&#x30C7;&#x30A3;&#x30B9;&#x30C8;&#x30EA;&#x30D3;&#x30E5;&#x30FC;&#x30B7;&#x30E7;&#x30F3;&#x306E;&#x5909;&#x8ABF;&#x306F;&#x3001;&#x3053;&#x308C;&#x3089;&#x306E;&#x96FB;&#x5B50;&#x306F;&#x30B9;&#x30D4;&#x30F3;&#x3084;&#x96FB;&#x8377;&#x5BC6;&#x5EA6;&#x6CE2;&#x306A;&#x3069;&#x306E;&#x65B0;&#x898F;&#x306E;&#x96FB;&#x5B50;&#x6CE8;&#x6587;&#x306B;&#x95A2;&#x3057;&#x3066;&#x5B89;&#x5B9A;&#x3057;&#x3066;&#x3044;&#x306A;&#x3044;&#x5834;&#x5408;&#x306B;&#x767A;&#x751F;&#x3057;&#x307E;&#x3059;&#x3002;&#x96FB;&#x5B50;&#x5BC6;&#x5EA6;&#x6CE2;&#x8D85;&#x4F1D;&#x5C0E;&#x4F53;&#x306E;&#x591A;&#x304F;&#x306E;&#x5BB6;&#x5EAD;&#x3067;&#x89B3;&#x5BDF;&#x3055;&#x308C;&#x3066;&#x3044;&#x308B;&#x3057;&#x3001;&#x3057;&#x3070;&#x3057;&#x3070;&#x5B58;&#x5728;&#x3059;&#x308B;&#x8D85;&#x4F1D;&#x5C0E;&#x306E;&#x305F;&#x3081;&#x4E0D;&#x53EF;&#x6B20;&#x3067;&#x3042;&#x308B;&#x3068;&#x898B;&#x306A;&#x3055;&#x308C;&#x307E;&#x3059;&#x3002;&#x6700;&#x8FD1;&#x306E;&#x6E2C;&#x5B9A;&#x306F;&#x3001;&#x9244;&#x7812;&#x7D20;&#x306E;&#x30D7;&#x30ED;&#x30D1;&#x30C6;&#x30A3;&#x304C;&#x3053;&#x308C;&#x3089;&#x6750;&#x6599;&#x306B;&#x304A;&#x3051;&#x308B;&#x8D85;&#x4F1D;&#x5C0E;&#x3068;&#x5BC6;&#x5EA6;&#x6CE2;&#x3068;&#x306E;&#x95A2;&#x4FC2;&#x3092;&#x610F;&#x5473;&#x3057;&#x3066;&#x3044;&#x306A;&#x3044;&#x8FFD;&#x52A0;&#x306E;&#x6CE8;&#x6587;&#x3092;&#x542B;&#x3081;&#x306A;&#x3044;&#x3067;&#x304F;&#x3060;&#x3055;&#x3044;&#x30D0;&#x30F3;&#x30C9;&#x69CB;&#x9020;&#x8A08;&#x7B97;&#x3068;&#x3088;&#x304F;&#x4E00;&#x81F4;&#x3057;&#x3066;&#x3044;&#x308B;&#x3053;&#x3068;&#x3092;&#x793A;&#x3059;&#x3088;&#x3046;&#x3067;&#x3059;&#x3002;&#x3053;&#x3053;&#x3067;&#x6211;&#x3005; Ba(1-x)K(x)Fe(2)As(2) &#x306E;&#x96FB;&#x5B50;&#x69CB;&#x9020;&#x306E;&#x92ED;&#x3044;&#x4E0D;&#x4E00;&#x81F4;&#x3053;&#x308C;&#x3089;&#x30D0;&#x30F3;&#x30C9;&#x69CB;&#x9020;&#x8A08;&#x7B97;&#x3067;&#x4EE3;&#x308F;&#x308A;&#x306B;&#x7279;&#x5FB4;&#x3068;&#x518D;&#x69CB;&#x6210;&#x3092;&#x660E;&#x3089;&#x304B;&#x306B;&#x3059;&#x308B;&#x3068;&#x3044;&#x3046;&#x5831;&#x544A; (&pi;, &pi;) &#x6CE2;&#x3002;&#x3053;&#x306E;&#x96FB;&#x5B50;&#x79E9;&#x5E8F;&#x3068;&#x8D85;&#x4F1D;&#x5C0E;&#x306E;&#x5171;&#x5B58;&#x3057;&#x3001;&#x307E;&#x3067;&#x5BA4;&#x6E29; &#xFF08;300 K&#xFF09; &#x304C;&#x7D9A;&#x304D;&#x307E;&#x3059;&#x3002;

(&pi;, &pi;) &#x9244;&#x30D2;&#x5316;&#x7269;&#x8D85;&#x4F1D;&#x5C0E;&#x4F53;&#x306E;&#x96FB;&#x5B50;&#x6CE8;&#x6587;&#x3002;

&#xAE08;&#xC18D;&#xC5D0; valence &#xC804;&#xC790; &#xBD84;&#xD3EC;&#xB294; &#xC77C;&#xBC18;&#xC801;&#xC73C;&#xB85C; &#xAE30;&#xBCF8; &#xC774;&#xC628; &#xACA9;&#xC790;&#xC758; &#xB300;&#xCE6D;&#xC744; &#xB2E4;&#xC74C;&#xACFC; &#xAC19;&#xC2B5;&#xB2C8;&#xB2E4;. &#xC885;&#xC885;&#xC774; &#xBD84;&#xD3EC;&#xC758; &#xBCC0;&#xC870; &#xADF8; &#xC804;&#xC790; &#xC2A4;&#xD540; &#xB610;&#xB294; &#xC804; &#xD558; &#xBC00;&#xB3C4; &#xD30C; &#xAC19;&#xC740; &#xC0C8;&#xB85C;&#xC6B4; &#xC804;&#xC790; &#xC8FC;&#xBB38;&#xC5D0; &#xB300;&#xD574; &#xC548;&#xC815; &#xB418;&#xC9C0; &#xC54A;&#xC744; &#xB54C; &#xBC1C;&#xC0DD; &#xD569;&#xB2C8;&#xB2E4;. &#xC804;&#xC790; &#xBC00;&#xB3C4; &#xD30C; &#xCD08;&#xC804;&#xB3C4;&#xCCB4;, &#xB9CE;&#xC740; &#xAC00;&#xC871;&#xC5D0;&#xC11C; &#xAD00;&#xCC30; &#xB418; &#xACE0; &#xC885;&#xC885; &#xC874;&#xC7AC; &#xD558;&#xB294; &#xCD08;&#xC804;&#xB3C4; &#xB300; &#xD55C; &#xD544;&#xC218;&#xC801;&#xC778; &#xAC83;&#xC73C;&#xB85C; &#xAC04;&#xC8FC; &#xB429;&#xB2C8;&#xB2E4;. &#xCD5C;&#xADFC; &#xCE21;&#xC815; &#xCCA0; pnictides&#xC758; &#xC18D;&#xC131;&#xC740; &#xCD94;&#xAC00; &#xC8FC;&#xBB38;, &#xBC00;&#xB3C4; &#xD30C;&#xB3C4; &#xC774;&#xB7EC;&#xD55C; &#xBB3C;&#xC9C8;&#xC5D0;&#xC11C; &#xCD08;&#xC804;&#xB3C4; &#xC0AC;&#xC774;&#xC758; &#xAD00;&#xACC4;&#xAC00; &#xC554;&#xC2DC;&#xB97C; &#xD3EC;&#xD568; &#xD558;&#xC9C0; &#xC54A;&#xB294; &#xBC34;&#xB4DC; &#xAD6C;&#xC870; &#xACC4;&#xC0B0;&#xC640; &#xC88B;&#xC740; &#xACC4;&#xC57D;&#xC5D0; &#xD45C;&#xC2DC; &#xD558;&#xB294; &#xAC83;. &#xC5EC;&#xAE30; &#xC6B0;&#xB9AC; &#xBCF4;&#xACE0; ba(1-x)k(x)fe(2)as(2)&#xC758; &#xC804;&#xC790; &#xAD6C;&#xC870; &#xADF8; &#xBC34;&#xB4DC; &#xAD6C;&#xC870; &#xACC4;&#xC0B0;&#xC744; &#xAC00;&#xC9C4; &#xC608;&#xB9AC;&#xD55C; &#xBD88;&#xC77C;&#xCE58;&#xC5D0;&#xC11C; &#xACE0; &#xB300;&#xC2E0; &#xC7AC;&#xAC74;&#xCD95;&#xC774; &#xD2B9;&#xC9D5;&#xC744; &#xBCF4;&#xC5EC;&#xC900;&#xB2E4; (pi, pi) wavevector. &#xC774; &#xC804;&#xC790; &#xC8FC;&#xBB38;&#xACFC; &#xCD08;&#xC804;&#xB3C4;&#xC640; &#xACF5;&#xC874; &#xC0C1; &#xC628; (300k)&#xAE4C;&#xC9C0; &#xACC4;&#xC18D; &#xB418;.

(pi, pi) &#xCCA0; &#xBE44;&#xC18C; &#xCD08;&#xC804;&#xB3C4;&#xCCB4; &#xC804;&#xC790; &#xC8FC;&#xBB38;.

La distribuci&oacute;n de electrones de Valencia en metales generalmente sigue la simetr&iacute;a del enrejado i&oacute;nico subyacente. Modulaciones de esta distribuci&oacute;n a menudo ocurren cuando los electrones no son estables con respecto a un nuevo orden electr&oacute;nico, como las ondas de giro o la densidad de la carga. Ondas de la densidad del electr&oacute;n se han observado en muchas familias de superconductores y a menudo son consideradas esenciales para la superconductividad a existir. Mediciones recientes parecen mostrar que las propiedades de la pnictides de hierro son de acuerdo con c&aacute;lculos de estructura de banda que no incluyen pedidos adicionales, lo que implica a ninguna relaci&oacute;n entre las ondas de densidad y superconductividad en estos materiales. Aqu&iacute; divulgamos que la estructura electr&oacute;nica de Ba(1-x)K(x)Fe(2)As(2) est&aacute; en fuerte desacuerdo con los c&aacute;lculos de estructura de la banda y en cambio revela una reconstrucci&oacute;n caracterizada por una (pi, pi) wavevector. Este pedido electr&oacute;nico convive con la superconductividad y persiste hasta la temperatura ambiente (300 K).

(pi, pi) pedido electr&oacute;nico en los superconductores de Arseniuro de hierro.

&#x4F4E;&#x80FD;&#x91CF;&#x7535;&#x5B50;&#x7ED3;&#x6784;&#x5728; Gd2PdSi3 &#x548C; Tb2PdSi3 &#x89D2;&#x5206;&#x8FA8;&#x5149;&#x7535;&#x5B50;&#x80FD;&#x8C31;&#x6D4B;&#x91CF;&#x63ED;&#x793A;&#x4E86;&#x5305;&#x542B;&#x5305;&#x56F4;&#x6E90;&#x81EA;&#x540C;&#x4E00;&#x4E50;&#x961F;&#x7684;&#x7EBA;&#x9524;&#x72B6;&#x7535;&#x5B50;&#x53E3;&#x888B;&#x7684;&#x4F3D;&#x739B;&#x70B9;&#x7535;&#x5B50;&#x6876;&#x8D39;&#x7C73;&#x8868;&#x9762;&#x3002;&#x8026;&#x5408;&#x5F3A;&#x5EA6;&#x7684;&#x8BA1;&#x7B97;&#x4F9D;&#x8D56;&#x4E8E;&#x52BF;&#x5934;&#x7684; RKKY &#x662F;&#x5CF0;&#x503C;&#x5728; 1/2GammaK &#x6CE2;&#x5411;&#x91CF;&#xFF0C;&#x6B63;&#x597D;&#x4E0E;&#x4F20;&#x64AD;&#x8F7D;&#x4F53;&#x7684;&#x4E2D;&#x5B50;&#x884D;&#x5C04;&#x89C2;&#x5BDF;&#x5230;&#x7684;&#x4F4E;&#x6E29;&#x5EA6;&#x5728;&#x5E73;&#x9762;&#x78C1;&#x987A;&#x5E8F;&#xFF0C;&#x4ECE;&#x800C;&#x8868;&#x660E;&#x4E2D;&#x89E3;&#x91CA;&#x590D;&#x6742;&#x78C1;&#x57FA;&#x6001;&#x4E09;&#x5143;&#x7A00;&#x571F;&#x7845;&#x5316;&#x7269;&#x7684;&#x8D39;&#x7C73;&#x8868;&#x9762;&#x51E0;&#x4F55;&#x65B9;&#x9762;&#x7684;&#x51B3;&#x5B9A;&#x6027;&#x4F5C;&#x7528;&#x3002;

&#x7535;&#x5B50;&#x7ED3;&#x6784;&#x548C;&#x5D4C;&#x5957;&#x9A71;&#x52A8;&#x589E;&#x5F3A;&#x7684; RKKY &#x5728; Gd2PdSi3 &#x548C; Tb2PdSi3 &#x7684;&#x78C1;&#x6027;&#x8BA2;&#x8D2D;&#x4F20;&#x64AD;&#x5A92;&#x4ECB;&#x7684;&#x4E92;&#x52A8;&#x3002;

Measurements of the low-energy electronic structure in Gd2PdSi3 and Tb2PdSi3 by means of angle-resolved photoelectron spectroscopy reveal a Fermi surface consisting of an electron barrel at the Gamma point surrounded by spindle-shaped electron pockets originating from the same band. The calculated momentum-dependent RKKY coupling strength is peaked at the 1/2GammaK wave vector, which coincides with the propagation vector of the low-temperature in-plane magnetic order observed by neutron diffraction, thereby demonstrating the decisive role of the Fermi surface geometry in explaining the complex magnetic ground state of ternary rare earth silicides.

Electronic structure and nesting-driven enhancement of the RKKY interaction at the magnetic ordering propagation vector in Gd2PdSi3 and Tb2PdSi3.

Les mesures de la structure &eacute;lectronique de basse &eacute;nergie dans Gd2PdSi3 et Tb2PdSi3 au moyen de la spectroscopie de photo&eacute;lectrons angle-resolved r&eacute;v&egrave;lent une surface de Fermi, consistant en un Canon d&#39;&eacute;lectrons au point Gamma entour&eacute; de poches fusiformes &eacute;lectrons provenant de la m&ecirc;me bande. Le calcul&eacute; RKKY dynamique d&eacute;pendant force de couplage est a atteint un sommet dans le vecteur d&#39;onde de 1/2GammaK, qui co&iuml;ncide avec le vecteur de propagation de l&#39;ordre magn&eacute;tique dans le plan &agrave; basse temp&eacute;rature observ&eacute;e par diffraction de neutrons, ce qui d&eacute;montre le r&ocirc;le d&eacute;cisif de la g&eacute;om&eacute;trie de surface de Fermi en expliquant le complex fondamental magn&eacute;tique de siliciures ternaires des terres rares.

Structure &eacute;lectronique et pilot&eacute;e par l&#39;imbrication renforcement de l&#39;interaction RKKY dans le vecteur de propagation commande magn&eacute;tique en Gd2PdSi3 et Tb2PdSi3.

Messungen der elektronischen Struktur von niedrig-Energie in Gd2PdSi3 und Tb2PdSi3 mittels Winkel aufgel&ouml;st Photoelektronenspektroskopie Spektroskopie offenbaren eine Fermi-Fl&auml;che, die ein Elektron-Fass am Gamma Punkt umgeben von spindelf&ouml;rmigen Elektron-Taschen, die aus der gleichen Band bestehend. Die berechneten Dynamik abh&auml;ngigen RKKY-Kopplung St&auml;rke ist bei der 1/2GammaK-Wellenvektor, die mit der Vermehrung der niedrigen Temperaturen in der Ebene magnetische Ordnung von Neutron-Beugung beobachtet zusammenf&auml;llt, spitzes demonstriert dabei die entscheidende Rolle der Fermi Oberfl&auml;che Geometrie erkl&auml;ren die komplexe magnetische Grundzustand des tern&auml;ren Seltenerd-Silicide.

Elektronische Struktur und Verschachtelung-gesteuerte Verbesserung der RKKY-Interaktion bei der magnetische Sortierung Vermehrung Vector in Gd2PdSi3 und Tb2PdSi3.

Le misure della struttura elettronica di bassa energia in Gd2PdSi3 e Tb2PdSi3 mediante spettroscopia fotoelettronica angolo-risolto rivelano una superficie di Fermi che consiste di un barile di elettrone nel punto Gamma circondato da tasche spindle-shaped elettrone proveniente dalla band stessa. Il RKKY slancio-dipendente calcolato forza di accoppiamento &egrave; picco presso il vettore d&#39;onda 1/2GammaK, che coincide con il vettore di propagazione dell&#39;ordine di magnetico nel piano a bassa temperatura osservata da diffrazione neutronica, dimostrando quindi il ruolo decisivo della geometria di superficie di Fermi nello spiegare il complesso magnetico stato terra di siliciuri ternario terra rara.

Struttura elettronica e nidificazione-driven valorizzazione dell&#39;interazione RKKY presso il vettore di propagazione d&#39;ordine magnetico in Gd2PdSi3 e Tb2PdSi3.

Gd2PdSi3 &#x30FB; Tb2PdSi3 &#x306E;&#x89D2;&#x5EA6;&#x5206;&#x89E3;&#x5149;&#x96FB;&#x5B50;&#x5206;&#x5149;&#x6CD5;&#x306B;&#x3088;&#x308B;&#x4F4E;&#x30A8;&#x30CD;&#x30EB;&#x30AE;&#x30FC;&#x306E;&#x96FB;&#x5B50;&#x69CB;&#x9020;&#x306E;&#x6E2C;&#x5B9A;&#x3001;&#x96FB;&#x5B50;&#x30D0;&#x30EC;&#x30EB;&#x56F2;&#x307E;&#x308C;&#x3066;&#x5143;&#x306E;&#x540C;&#x3058;&#x30D0;&#x30F3;&#x30C9;&#x304B;&#x3089;&#x7D21;&#x9318;&#x5F62;&#x96FB;&#x5B50;&#x30DD;&#x30B1;&#x30C3;&#x30C8; &#x30AC;&#x30F3;&#x30DE;&#x6642;&#x70B9;&#x304B;&#x3089;&#x6210;&#x308B;&#x30D5;&#x30A7;&#x30EB;&#x30DF;&#x9762;&#x3092;&#x660E;&#x3089;&#x304B;&#x306B;&#x3057;&#x307E;&#x3059;&#x3002;&#x7D50;&#x5408;&#x306E;&#x5F37;&#x3055;&#x8A08;&#x7B97;&#x306E;&#x904B;&#x52D5;&#x91CF;&#x4F9D;&#x5B58; RKKY &#x305D;&#x308C;&#x306B;&#x3088;&#x308A;&#x4E09;&#x5143;&#x7CFB;&#x5E0C;&#x571F;&#x985E;&#x30B7;&#x30EA;&#x30B5;&#x30A4;&#x30C9;&#x306E;&#x8907;&#x96D1;&#x306A;&#x78C1;&#x6027;&#x57FA;&#x5E95;&#x72B6;&#x614B;&#x3092;&#x8AAC;&#x660E;&#x3059;&#x308B;&#x3001;&#x30D5;&#x30A7;&#x30EB;&#x30DF;&#x9762;&#x5F62;&#x72B6;&#x306E;&#x6C7A;&#x5B9A;&#x7684;&#x5F79;&#x5272;&#x3092;&#x793A;&#x3059;&#x4F1D;&#x642C;&#x30D9;&#x30AF;&#x30C8;&#x30EB;&#x306E;&#x4E2D;&#x6027;&#x5B50;&#x56DE;&#x6298;&#x306B;&#x3088;&#x308B;&#x4F4E;&#x6E29;&#x9762;&#x5185;&#x78C1;&#x6C17;&#x79E9;&#x5E8F;&#x3068;&#x4E00;&#x81F4;&#x3057;&#x3066;&#x3044;&#x308B;&#x3001;1/2GammaK &#x6CE2;&#x306E;&#x30D9;&#x30AF;&#x30C8;&#x30EB;&#x3067;&#x306F;&#x3001;&#x30D4;&#x30FC;&#x30AF;&#x3067;&#x3059;&#x3002;

&#x96FB;&#x5B50;&#x69CB;&#x9020;&#x3068;&#x78C1;&#x6C17;&#x6CE8;&#x6587;&#x4F1D;&#x642C;&#x30D9;&#x30AF;&#x30C8;&#x30EB; Gd2PdSi3 &#x3068; Tb2PdSi3 &#x306B;&#x304A;&#x3051;&#x308B; RKKY &#x76F8;&#x4E92;&#x4F5C;&#x7528;&#x306E;&#x30CD;&#x30B9;&#x30C6;&#x30A3;&#x30F3;&#x30B0;&#x99C6;&#x52D5;&#x5F37;&#x5316;&#x3002;

&#xAC01;&#xB3C4; &#xD574;&#xACB0; &#xAD11;&#xC804;&#xC790; &#xBD84;&#xAD11;&#xD559;&#xC744; &#xD1B5;&#xD574; Gd2PdSi3 &#xBC0F; tb2pdsi3&#xC5D0; &#xC800; &#xC5D0;&#xB108;&#xC9C0; &#xC804;&#xC790; &#xAD6C;&#xC870; &#xCE21;&#xC815; &#xACF5;&#xAC1C; &#xAC19;&#xC740; &#xBC34;&#xB4DC;&#xC5D0;&#xC11C; &#xBC1C;&#xC0DD; &#xD558;&#xB294; &#xC804;&#xC790; &#xC2A4;&#xD540; &#xB4E4; &#xBAA8;&#xC591;&#xC758; &#xC8FC;&#xBA38;&#xB2C8;&#xB85C; &#xB458;&#xB7EC;&#xC2F8;&#xC778; &#xAC10;&#xB9C8; &#xC810;&#xC5D0;&#xC11C; &#xC804;&#xC790; &#xBC30;&#xB7F4;&#xC73C;&#xB85C; &#xAD6C;&#xC131; &#xB41C; &#xD398;&#xB974;&#xBBF8; &#xD45C;&#xBA74;. &#xCEE4;&#xD50C;&#xB9C1; &#xAC15;&#xB3C4; &#xACC4;&#xC0B0; &#xB41C; &#xCD94;&#xC9C4;&#xB825; &#xC885;&#xC18D; RKKY&#xC740; &#xB530;&#xB77C;&#xC11C; &#xC0BC;&#xD56D; &#xD76C;&#xD1A0;&#xB958; silicides&#xC758; &#xBCF5;&#xC7A1; &#xD55C; &#xC790;&#xAE30; &#xBC14;&#xB2E5; &#xC0C1;&#xD0DC;&#xB97C; &#xC124;&#xBA85; &#xD558;&#xB294; &#xD398;&#xB974;&#xBBF8; &#xD45C;&#xBA74; &#xD615;&#xC0C1;&#xC758; &#xACB0;&#xC815;&#xC801;&#xC778; &#xC5ED;&#xD560;&#xC744; &#xBCF4;&#xC5EC;&#xC8FC;&#xB294; &#xC911;&#xC131;&#xC790; &#xD68C;&#xC808;&#xC5D0; &#xC758;&#xD574; &#xAD00;&#xCC30; &#xB41C; &#xB0AE;&#xC740; &#xC628;&#xB3C4;&#xC5D0;&#xC11C; &#xBE44;&#xD589;&#xAE30; &#xC790;&#xAE30; &#xC21C;&#xC11C; &#xC804;&#xD30C; &#xBCA1;&#xD130;&#xC640; &#xC77C;&#xCE58; 1/2GammaK &#xC6E8;&#xC774;&#xBE0C; &#xBCA1;&#xD130;&#xC5D0;&#xC11C; &#xC815;&#xC810;.

&#xC804;&#xC790; &#xAD6C;&#xC870;&#xC640; Gd2PdSi3 &#xBC0F; tb2pdsi3&#xC5D0;&#xC11C; &#xC790;&#xAE30; &#xC8FC;&#xBB38; &#xC804;&#xD30C; &#xBCA1;&#xD130;&#xC5D0;&#xC11C; RKKY &#xC0C1;&#xD638; &#xC791;&#xC6A9;&#xC758; &#xC911;&#xCCA9; &#xC81C;&#xC5B4; &#xD5A5;&#xC0C1;.

Medidas de la estructura electr&oacute;nica de bajo consumo de energ&iacute;a en Gd2PdSi3 y Tb2PdSi3 por medio de espectroscop&iacute;a fotoelectr&oacute;nica resuelta en &aacute;ngulo revelan una superficie de Fermi que consiste en un ca&ntilde;&oacute;n de electrones en el punto Gamma rodeado de bolsillos spindle-shaped electrones procedentes de la misma banda. El calculado RKKY impulso dependiente fuerza de acoplamiento es enarbolada en el vector de onda de 1/2GammaK, que coincide con el vector de propagaci&oacute;n de la orden magn&eacute;tico de baja temperatura en el plano, observado por difracci&oacute;n de neutrones, lo que demuestra el papel decisivo de la geometr&iacute;a de superficie de Fermi para explicar el complejo estado magn&eacute;tico de siliciuros ternario de tierras raras.

Estructura electr&oacute;nica y mejora basadas en la jerarquizaci&oacute;n de la Interacci&oacute;n RKKY en el vector de propagaci&oacute;n pedido magn&eacute;tico en Gd2PdSi3 y Tb2PdSi3.

&#x6211;&#x4EEC;&#x4F7F;&#x7528;&#x89D2;&#x5206;&#x8FA8;&#x5149;&#x7535;&#x5B50;&#x80FD;&#x8C31;&#x3001; 2 H NbSe2 &#x7535;&#x8377;&#x5BC6;&#x5EA6;&#x6CE2; (CDW&#xFF09; &#x6240;&#x9020;&#x6210;&#x7684;&#x80FD;&#x6E90;&#x5DEE;&#x8DDD;&#x76F4;&#x63A5;&#x7684;&#x89C2;&#x5BDF;&#x62A5;&#x544A;&#x3002;&#x5DEE;&#x8DDD;&#x5728;&#x52A8;&#x91CF;&#x7A7A;&#x95F4; CDW &#x5411;&#x91CF;&#xFF0C;&#x901A;&#x8FC7;&#x8FDE;&#x63A5;&#x8FD9;&#x610F;&#x5473;&#x7740;&#x4E00;&#x4E2A;&#x5D4C;&#x5957;&#x7684; CDW &#x5F62;&#x6210;&#x673A;&#x5236;&#x7684;&#x533A;&#x57DF;&#x4E2D;&#x6253;&#x5F00;&#x3002;&#x5728;&#x4E0E;&#x4E2D;&#x975E;&#x5747;&#x5300;&#x6027;&#x8D5D;&#x7684;&#x975E;&#x51E1;&#x7C7B;&#x6BD4;&#xFF0C;&#x68C0;&#x6D4B;&#x5230;&#x7684;&#x80FD;&#x91CF;&#x4E5F;&#x5B58;&#x5728;&#x5DEE;&#x8DDD;&#x5904;&#x4E8E;&#x6B63;&#x5E38;&#x72B6;&#x6001; (T &gt; T0) &#x51E1;&#x5B83;&#x6253;&#x7834;&#x8D39;&#x7C73;&#x8868;&#x9762;&#x53D8;&#x6210;&quot;&#x5F27;&quot;&#xFF0C;&#x5B83;&#x662F;&#x4F5C;&#x4E3A;&#x51FD;&#x6570;&#x7684; CDW &#x8F6C;&#x53D8;&#x6E29;&#x5EA6; (T0)&#xFF0C;&#x5728;&#x5F53;&#x5730;&#x6700;&#x4F4E;&#x6E29;&#x5EA6;&#x7684;&#x975E;&#x5355;&#x8C03;&#x548C;&#x5B83;&#x901A;&#x8FC7;&#x6392;&#x9664;&#x8D39;&#x7C73;&#x8868;&#x9762;&#x7684;&#x5D4C;&#x5957;&#x7684;&#x90E8;&#x5206;&#x4ECE;&#x53C2;&#x4E0E;&#x4E2D;&#x8D85;&#x5BFC;&#x975E;&#x62A2;&#x5148;&#x8D85;&#x5BFC;&#x7684;&#x5DEE;&#x8DDD;&#x3002;

&#x4E24;&#x4E2A;&#x80FD;&#x6E90;&#x5DEE;&#x8DDD;&#x548C;&#x8D39;&#x7C73;&#x8868;&#x9762; NbSe2 &#x4E2D;&#x7684;&quot;&#x5F27;&quot;&#x3002;

Using angle-resolved photoemission spectroscopy, we report on the direct observation of the energy gap in 2H-NbSe2 caused by the charge-density waves (CDW). The gap opens in the regions of the momentum space connected by the CDW vectors, which implies a nesting mechanism of CDW formation. In remarkable analogy with the pseudogap in cuprates, the detected energy gap also exists in the normal state (T>T0) where it breaks the Fermi surface into "arcs," it is nonmonotonic as a function of temperature with a local minimum at the CDW transition temperature (T0), and it forestalls the superconducting gap by excluding the nested portions of the Fermi surface from participating in superconductivity.

Two energy gaps and Fermi-surface "arcs" in NbSe2.

En utilisant la spectroscopie de photo&eacute;mission r&eacute;solue en angle, nous rapportons l&#39;observation directe de la bande interdite en 2 H-NbSe2 caus&eacute;es par les ondes de densit&eacute; de charge (CEP). L&#39;&eacute;cart s&#39;ouvre dans les r&eacute;gions de l&#39;espace des impulsions reli&eacute;es par les vecteurs CDW, qui implique un m&eacute;canisme de nidification de la formation de CEP. Dans une analogie remarquable avec le pseudogap dans les cuprates, l&#39;&eacute;cart d&#39;&eacute;nergie d&eacute;tect&eacute;es existe aussi dans un &eacute;tat normal (T &gt; T0) lorsqu&#39;il brise &agrave; la surface de Fermi en &laquo; arcs &raquo;, c&#39;est non-monotones en fonction de la temp&eacute;rature avec un minimum local &agrave; la temp&eacute;rature de transition de CDW (T0), et il pr&eacute;vient l&#39;&eacute;cart supraconducteur en excluant les parties imbriqu&eacute;es de la surface de Fermi du participant &agrave; la supraconductivit&eacute;.

Deux lacunes &eacute;nergie et surface de Fermi &laquo; arcs &raquo; dans NbSe2.

Mit Winkel-resolved Photoemission Spektroskopie, berichten wir &uuml;ber die direkte Beobachtung &uuml;ber die Energie-Gap in 2 H-NbSe2 durch die Ladungsdichte Wellen (CDW) verursacht. Die L&uuml;cke wird in den Regionen der Momentum-Space durch die CDW-Vektoren verbunden einen Verschachtelung Mechanismus CDW-Formation geh&ouml;rt ge&ouml;ffnet. Bemerkenswerte Analogie mit der Pseudogap in Cupraten, die erkannten Energie-L&uuml;cke existiert auch im normalen Zustand (T &gt; T0) wo es die Fermi-Fl&auml;che in &quot;B&ouml;gen&quot; bricht, ist es nichtmonotone als Funktion der Temperatur mit einem lokalen Minimum bei der CDW &Uuml;bergang Temperatur (T0), und es vorweg die Supraleitende L&uuml;cke durch die geschachtelte Teile der Fermi-Fl&auml;che von der Teilnahme an Supraleitung ausschlie&szlig;en.

Zwei Energiel&uuml;cken und Fermi-Fl&auml;che &quot;B&ouml;gen&quot; in NbSe2.

Utilizzando la spettroscopia di fotoemissione risolta angolo, segnaliamo sull&#39;osservazione diretta del gap energetico in 2 H-NbSe2 causato dalle onde di densit&agrave; di carica (CDW). Il divario si apre nelle regioni dello spazio slancio collegato tramite i vettori CDW, che comporta un meccanismo di nidificazione della formazione di CDW. In notevole analogia con il pseudogap in cuprati, il gap di energia rilevato esiste anche nello stato normale (T &amp;gt; T0) dove si rompe la superficie di Fermi in &quot;archi&quot;, &egrave; nonmonotonic in funzione della temperatura con un minimo locale alla temperatura di transizione CDW (T0), e anticipa il divario superconduttore escludendo le porzioni della superficie di Fermi nidificate dalla partecipazione alla superconduttivit&agrave;.

Due lacune energia e superficie di Fermi &quot;archi&quot; in NbSe2.

&#x89D2;&#x5EA6;&#x5206;&#x89E3;&#x5149;&#x96FB;&#x5B50;&#x5206;&#x5149;&#x6CD5;&#x3092;&#x7528;&#x3044;&#x305F;&#x3001;&#x96FB;&#x8377;&#x5BC6;&#x5EA6;&#x6CE2; (CDW) &#x306B;&#x3088;&#x3063;&#x3066;&#x5F15;&#x304D;&#x8D77;&#x3053;&#x3055;&#x308C;&#x308B; 2 H NbSe2 &#x306B;&#x304A;&#x3051;&#x308B;&#x30A8;&#x30CD;&#x30EB;&#x30AE;&#x30FC; &#x30AE;&#x30E3;&#x30C3;&#x30D7;&#x306E;&#x76F4;&#x63A5;&#x89B3;&#x6E2C;&#x5831;&#x544A;&#x3057;&#x307E;&#x3059;&#x3002;&#x30AE;&#x30E3;&#x30C3;&#x30D7;&#x306E; CDW &#x5F62;&#x6210;&#x30CD;&#x30B9;&#x30C8; &#x30E1;&#x30AB;&#x30CB;&#x30BA;&#x30E0;&#x3092;&#x610F;&#x5473; CDW &#x30D9;&#x30AF;&#x30C8;&#x30EB;&#x306B;&#x3088;&#x3063;&#x3066;&#x63A5;&#x7D9A;&#x3055;&#x308C;&#x3066;&#x3044;&#x308B;&#x904B;&#x52D5;&#x91CF;&#x7A7A;&#x9593;&#x306E;&#x9818;&#x57DF;&#x3067;&#x958B;&#x304D;&#x307E;&#x3059;&#x3002;&#x9285;&#x9178;&#x5316;&#x7269;&#x306B;&#x304A;&#x3051;&#x308B;&#x64EC;&#x30AE;&#x30E3;&#x30C3;&#x30D7;&#x3068;&#x9855;&#x8457;&#x306A;&#x30A2;&#x30CA;&#x30ED;&#x30B8;&#x30FC;&#x3067;&#x306F;&#x3001;&#x691C;&#x51FA;&#x3055;&#x308C;&#x305F;&#x30A8;&#x30CD;&#x30EB;&#x30AE;&#x30FC; &#x30AE;&#x30E3;&#x30C3;&#x30D7;&#x3082;&#x901A;&#x5E38;&#x306E;&#x72B6;&#x614B;&#x306E;&#x5B58;&#x5728; (T &#x76EE; T0) &#x30D5;&#x30A7;&#x30EB;&#x30DF;&#x9762;&#x300C;&#x5186;&#x5F27;&#x300D;&#x306B;&#x6539;&#x3001;CDW &#x8EE2;&#x79FB;&#x6E29;&#x5EA6; (T0)&#x3001;&#x30ED;&#x30FC;&#x30AB;&#x30EB;&#x5C11;&#x306A;&#x304F;&#x3068;&#x3082;&#x3092;&#x6E29;&#x5EA6;&#x95A2;&#x6570;&#x3068;&#x3057;&#x3066;&#x5358;&#x8ABF;&#x3067;&#x3059;&#x3068;&#x305D;&#x308C;&#x306E;&#x8D85;&#x4F1D;&#x5C0E;&#x306E;&#x53C2;&#x52A0;&#x304B;&#x3089;&#x30D5;&#x30A7;&#x30EB;&#x30DF;&#x9762;&#x5165;&#x308C;&#x5B50;&#x306B;&#x306A;&#x3063;&#x305F;&#x90E8;&#x5206;&#x3092;&#x9664;&#x5916;&#x3059;&#x308B;&#x3053;&#x3068;&#x3067;&#x8D85;&#x4F1D;&#x5C0E;&#x30AE;&#x30E3;&#x30C3;&#x30D7;&#x3092;&#x5148;&#x56DE;&#x308A;&#x3002;

2 &#x3064;&#x306E;&#x30A8;&#x30CD;&#x30EB;&#x30AE;&#x30FC; &#x30AE;&#x30E3;&#x30C3;&#x30D7;&#x3068;&#x30D5;&#x30A7;&#x30EB;&#x30DF;&#x9762; NbSe2 &#x306E;&#x300C;&#x5186;&#x5F27;&#x300D;&#x3002;

&#xAC01;&#xB3C4; &#xD574;&#xACB0; photoemission &#xBD84;&#xAD11;&#xD559;&#xC744; &#xC0AC;&#xC6A9; &#xD558; &#xC5EC;, 2 H-NbSe2 &#xC804; &#xD558; &#xBC00;&#xB3C4; &#xD30C; (CDW)&#xC73C;&#xB85C; &#xC778; &#xD55C; &#xC5D0;&#xB108;&#xC9C0; &#xAC2D;&#xC758; &#xC9C1;&#xC811; &#xAD00;&#xCC30;&#xC5D0; &#xC54C;&#xB824;&#xB4DC;&#xB9BD;&#xB2C8;&#xB2E4;. &#xACA9;&#xCC28;&#xAC00; &#xC911;&#xCCA9; CDW &#xD615;&#xC131; &#xBA54;&#xCEE4;&#xB2C8;&#xC998;&#xC744; &#xC758;&#xBBF8; &#xD558;&#xB294; &#xBAA8;&#xBA58;&#xD140; &#xACF5;&#xAC04; CDW &#xBCA1;&#xD130;&#xC5D0; &#xC758;&#xD574; &#xC5F0;&#xACB0; &#xB41C; &#xC601;&#xC5ED;&#xC5D0;&#xC11C; &#xC5F4;&#xB9BD;&#xB2C8;&#xB2E4;. Cuprates&#xC5D0;&#xC11C; pseudogap&#xC640; &#xB180;&#xB77C;&#xC6B4; &#xBE44;&#xC720; &#xAC80;&#xC0C9; &#xB41C; &#xC5D0;&#xB108;&#xC9C0; &#xAC04;&#xACA9; &#xB610;&#xD55C; &#xC815;&#xC0C1; &#xC0C1;&#xD0DC;&#xC5D0; &#xC874;&#xC7AC; (T &amp;gt; t 0) &quot;&#xD638;&quot;&#xC5D0; &#xD398;&#xB974;&#xBBF8; &#xD45C;&#xBA74; &#xD734;&#xC2DD;, nonmonotonic &#xC628;&#xB3C4; CDW &#xC804;&#xD658; &#xC628;&#xB3C4; (T0)&#xC5D0;&#xC11C; &#xB85C;&#xCEEC; &#xCD5C;&#xC18C;&#xD55C;&#xC758; &#xAE30;&#xB2A5;&#xC73C;&#xB85C;&#xB294; &#xADF8;&#xB9AC;&#xACE0; &#xCD08;&#xC804;&#xB3C4;&#xC5D0; &#xCC38;&#xC5EC;&#xC5D0;&#xC11C; &#xD398;&#xB974;&#xBBF8; &#xD45C;&#xBA74;&#xC758; &#xC911;&#xCCA9;&#xB41C; &#xBD80;&#xBD84;&#xC744; &#xC81C;&#xC678; &#xD558; &#xC5EC; &#xCD08;&#xC804;&#xB3C4; &#xAC2D;&#xC744; forestalls.

&#xB450; &#xC5D0;&#xB108;&#xC9C0; &#xAC04;&#xACA9;&#xACFC; &#xD398;&#xB974;&#xBBF8; &#xD45C;&#xBA74; &quot;&#xD638;&quot; NbSe2.

Usando la espectroscopia de fotoemisi&oacute;n resuelta en &aacute;ngulo, Divulgamos sobre la observaci&oacute;n directa de la brecha de energ&iacute;a en 2 H-NbSe2 causada por las ondas de la densidad de la carga (CDW). La brecha se abre en las regiones del espacio impulso conectado por los vectores CDW, que implica un mecanismo de anidaci&oacute;n de formaci&oacute;n CDW. En notable analog&iacute;a con el pseudogap en cupratos, la brecha de energ&iacute;a detectado tambi&eacute;n existe en estado normal (T &gt; T0) donde se rompe la superficie de Fermi en &quot;arcos&quot;, es son en funci&oacute;n de la temperatura con un m&iacute;nimo local en la temperatura de transici&oacute;n de CDW (T0), y previene la brecha superconductora excluyendo las porciones anidadas de la superficie de Fermi de participar en la superconductividad.

Dos brechas de energ&iacute;a y superficie de Fermi &quot;arcos&quot; en NbSe2.

We investigate the low energy electronic structure of Ba1-xKxFe2As2 (x=0; 0.3, T_{c}=32 K) single crystals by angle-resolved photoemission spectroscopy with a focus on the renormalization of the dispersion. A kink feature is detected at E approximately 25 meV for the doped compound which vanishes at T=200 K but stays virtually constant when T_{c} is crossed. Our experimental findings rule out the magnetic resonance mode as the origin of the kink and render conventional electron-phonon coupling unlikely. They put stringent restrictions on the dominant source of the electronic interaction channel.

Temperature and doping-dependent renormalization effects of the low energy electronic structure of Ba1-xKxFe2As2 single crystals.

&#x6211;&#x4EEC;&#x8C03;&#x67E5;&#x7684;&#x4F4E;&#x80FD;&#x91CF;&#x7535;&#x5B50;&#x7ED3;&#x6784; Ba1 xKxFe2As2 (x = 0; 0.3&#xFF0C;{c} t_ = 32 K&#xFF09; &#x5355;&#x6676;&#x7684;&#x91CD;&#x70B9;&#x653E;&#x5728;&#x5206;&#x6563;&#x7684;&#x91CD;&#x6574;&#x89D2;&#x5206;&#x8FA8;&#x5149;&#x7535;&#x5B50;&#x80FD;&#x8C31;&#x3002;&#x626D;&#x7ED3;&#x529F;&#x80FD;&#x68C0;&#x6D4B;&#x5230; e &#x5927;&#x7EA6; 25 meV &#x7684;&#x6D88;&#x5931;&#x5728; T = 200 K&#xFF0C;&#x4F46; t_ {c} &#x8D8A;&#x8FC7;&#x65F6;&#x4ECD;&#x4FDD;&#x6301;&#x51E0;&#x4E4E;&#x4E0D;&#x65AD;&#x7684;&#x63BA;&#x6742;&#x5316;&#x5408;&#x7269;&#x3002;&#x6211;&#x4EEC;&#x7684;&#x5B9E;&#x9A8C;&#x7ED3;&#x679C;&#x6392;&#x9664;&#x78C1;&#x5171;&#x632F;&#x6A21;&#x5F0F;&#x4F5C;&#x4E3A;&#x626D;&#x7ED3;&#x7684;&#x8D77;&#x6E90;&#x548C;&#x5448;&#x73B0;&#x4F20;&#x7EDF;&#x7535;&#x5B50;-&#x58F0;&#x5B50;&#x8026;&#x5408;&#x4E0D;&#x592A;&#x53EF;&#x80FD;&#x3002;&#x4ED6;&#x4EEC;&#x4E25;&#x683C;&#x9650;&#x5236;&#x653E;&#x7535;&#x5B50;&#x4E92;&#x52A8;&#x9891;&#x9053;&#x7684;&#x4E3B;&#x8981;&#x6765;&#x6E90;&#x3002;

&#x6E29;&#x5EA6;&#x548C;&#x5174;&#x594B;&#x5242;&#x4F9D;&#x8D56;&#x91CD;&#x6574; Ba1 xKxFe2As2 &#x5355;&#x6676;&#x7684;&#x4F4E;&#x80FD;&#x91CF;&#x7535;&#x5B50;&#x7ED3;&#x6784;&#x7684;&#x5F71;&#x54CD;&#x3002;

Nous &eacute;tudions la structure &eacute;lectronique de basse &eacute;nergie de Ba1-xKxFe2As2 (x = 0; 0,3, T_ {c} = 32 K) cristaux uniques par spectroscopie de photo&eacute;mission r&eacute;solue en angle en mettant l&#39;accent sur la renormalisation de la dispersion. Une fonctionnalit&eacute; de kink est d&eacute;tect&eacute;e &agrave; E environ 25 meV pour le compos&eacute; dop&eacute; qui dispara&icirc;t &agrave; T = 200 K, mais reste pratiquement constante lorsque le T_ {c} est d&eacute;pass&eacute;. Nos r&eacute;sultats exp&eacute;rimentaux r&egrave;gnent le mode de r&eacute;sonance magn&eacute;tique comme origine du coude et rendent classique &eacute;lectron-phonon de couplage improbable. Ils ont mis des restrictions s&eacute;v&egrave;res sur la source dominante de la cha&icirc;ne de l&#39;interaction &eacute;lectronique.

Temp&eacute;rature et les effets de la renormalisation de dopage-d&eacute;pendante de la structure &eacute;lectronique de basse &eacute;nergie de monocristaux de Ba1-xKxFe2As2.

Wir untersuchen die niederenergetischen elektronische Struktur der Ba1-xKxFe2As2 (X = 0; 0,3, T_ {c} = 32 K) single Kristalle von Winkel-resolved Photoemission Spektroskopie mit Fokus auf die Renormalization der Dispersion. Ein Knick-Feature zur E erkannt wird etwa 25 meV f&uuml;r dotiertes Verbindung, die bei T = 200 K verschwindet, sondern bleibt nahezu konstant, wenn T_ {c} &uuml;berschritten wird. Unsere Experimentelle Befunde der Magnetresonanz-Modus als der Ursprung der Knick ausschlie&szlig;en und konventionelle Elektron-Phonon-Kopplung unwahrscheinlich machen. Sie setzen strenge Beschr&auml;nkungen auf wichtigste Quelle f&uuml;r die elektronische Interaktion-Kanal.

Temperatur und doping-abh&auml;ngige Renormalization Effekte der niedrigen Energie elektronischen Struktur von Ba1-xKxFe2As2-Einkristallen.

Indaghiamo la struttura elettronica a bassa energia di Ba1-xKxFe2As2 (x = 0; 0,3, t _ {c} = 32 K) singoli cristalli di spettroscopia di fotoemissione angolo-risolto con un focus sulla rinormalizzazione della dispersione. Una caratteristica di kink &egrave; rilevata e circa 25 meV per il composto drogato che svanisce a T = 200 K ma rimane praticamente costante quando t _ {c} &egrave; attraversata. I nostri risultati sperimentali escludono la modalit&agrave; di risonanza magnetica come l&#39;origine del capriccio e rendono improbabile convenzionale elettrone-fonone di accoppiamento. Hanno messo restrizioni severe sulla fonte dominante del canale interazione elettronica.

Temperatura e gli effetti del doping-dipendente rinormalizzazione della struttura dei cristalli singoli Ba1-xKxFe2As2 elettronici a basso consumo energetico.

Ba1 xKxFe2As2 &#x306E;&#x4F4E;&#x30A8;&#x30CD;&#x30EB;&#x30AE;&#x30FC;&#x96FB;&#x5B50;&#x69CB;&#x9020;&#x3092;&#x8ABF;&#x67FB; (x = 0; 0.3, t _ {c} = 32 K) &#x5358;&#x4E00;&#x306E;&#x7D50;&#x6676;&#x306E;&#x5206;&#x6563;&#x306E;&#x7E70;&#x308A;&#x8FBC;&#x307F;&#x7126;&#x70B9;&#x3068;&#x89D2;&#x5EA6;&#x5206;&#x89E3;&#x5149;&#x96FB;&#x5B50;&#x5206;&#x5149;&#x306B;&#x3088;&#x308B;&#x3002;&#x30AD;&#x30F3;&#x30AF;&#x6A5F;&#x80FD; E &#x3067;&#x691C;&#x51FA;&#x3055;&#x308C;&#x305F;&#x7D04; 25 meV T = 200 K &#x3067;&#x6D88;&#x3048;&#x308B;&#x304C;&#x3001;t _ {c} &#x3092;&#x8D85;&#x3048;&#x305F;&#x3068;&#x304D;&#x306F;&#x4E8B;&#x5B9F;&#x4E0A;&#x4E00;&#x5B9A;&#x30C9;&#x30FC;&#x30D7;&#x5316;&#x5408;&#x7269;&#x3002;&#x5B9F;&#x9A13;&#x7D50;&#x679C;&#x306F;&#x30AD;&#x30F3;&#x30AF;&#x306E;&#x8D77;&#x6E90;&#x3068;&#x3057;&#x3066;&#x306E;&#x3046;&#x3061;&#x78C1;&#x6C17;&#x5171;&#x9CF4;&#x30E2;&#x30FC;&#x30C9;&#x306E;&#x30EB;&#x30FC;&#x30EB;&#x3057;&#x3001;&#x5F93;&#x6765;&#x306E;&#x96FB;&#x5B50;-&#x30D5;&#x30A9;&#x30CE;&#x30F3;&#x7D50;&#x5408;&#x304C;&#x4F4E;&#x3044;&#x30EC;&#x30F3;&#x30C0;&#x30EA;&#x30F3;&#x30B0;&#x3057;&#x307E;&#x3059;&#x3002;&#x5F7C;&#x3089;&#x306F;&#x96FB;&#x5B50;&#x7684;&#x76F8;&#x4E92;&#x4F5C;&#x7528;&#x306E;&#x30C1;&#x30E3;&#x30CD;&#x30EB;&#x306E;&#x652F;&#x914D;&#x7684;&#x306A;&#x30BD;&#x30FC;&#x30B9;&#x306B;&#x53B3;&#x3057;&#x3044;&#x5236;&#x9650;&#x3092;&#x7F6E;&#x304D;&#x307E;&#x3059;&#x3002;

&#x6E29;&#x5EA6;&#x304A;&#x3088;&#x3073; Ba1 xKxFe2As2 &#x5358;&#x7D50;&#x6676;&#x306E;&#x4F4E;&#x30A8;&#x30CD;&#x30EB;&#x30AE;&#x30FC;&#x96FB;&#x5B50;&#x69CB;&#x9020;&#x306E;&#x30C9;&#x30FC;&#x30D4;&#x30F3;&#x30B0;&#x4F9D;&#x5B58;&#x304F;&#x308A;&#x3053;&#x307F;&#x52B9;&#x679C;&#x3002;

Ba1-Xkxfe2as2&#xC758; &#xC800; &#xC5D0;&#xB108;&#xC9C0; &#xC804;&#xC790; &#xAD6C;&#xC870; &#xC870;&#xC0AC; (x = 0; 0.3, T_ {c} = 32 K) &#xBD84;&#xC0B0;&#xC758; &#xC7AC; &#xADDC;&#xACA9;&#xD654;&#xC5D0; &#xCD08;&#xC810;&#xC744; &#xB9DE;&#xCD98; &#xAC01;&#xB3C4; &#xD574;&#xACB0; photoemission &#xBD84;&#xAD11;&#xD559;&#xC5D0; &#xC758;&#xD574; &#xACB0;&#xC815;&#xC744; &#xB2E8;&#xC77C;. &#xAF2C;&#xC784; &#xAE30;&#xB2A5; &#xC804;&#xC790; &#xBC1C;&#xACAC; &#xB418; &#xBA74; &#xC57D; 25 meV T K = 200&#xC5D0;&#xC11C; &#xC5C6;&#xC5B4;&#xC9C4;&#xB2E4; &#xD558;&#xC9C0;&#xB9CC; T_ {c} &#xB118;&#xC5B4; &#xAC70;&#xC758; &#xC77C;&#xC815; &#xD558; &#xAC8C; &#xC720;&#xC9C0; &#xD558;&#xB294; &#xD551;&#xB41C; &#xD654;&#xD569;&#xBB3C;&#xC5D0; &#xB300; &#xD55C;. &#xC6B0;&#xB9AC;&#xC758; &#xC2E4;&#xD5D8; &#xACB0;&#xACFC; &#xAF2C;&#xC784;&#xC758; &#xC6D0;&#xC810;&#xC73C;&#xB85C; &#xC790;&#xAE30; &#xACF5;&#xBA85; &#xBAA8;&#xB4DC;&#xB97C; &#xBC30;&#xC81C; &#xD558; &#xACE0; &#xAE30;&#xC874;&#xC758; &#xC804;&#xC790; phonon &#xCEE4;&#xD50C;&#xB9C1; &#xAC00;&#xB2A5;&#xC131; &#xB80C;&#xB354;&#xB9C1;. &#xADF8;&#xB4E4;&#xC740; &#xC804;&#xC790; &#xC0C1;&#xD638; &#xC791;&#xC6A9; &#xCC44;&#xB110;&#xC758; &#xC9C0;&#xBC30;&#xC801;&#xC778; &#xC18C;&#xC2A4;&#xC5D0; &#xC5C4;&#xACA9;&#xD55C; &#xC81C;&#xD55C;&#xC744; &#xB123;&#xC5B4;.

&#xC628;&#xB3C4; &#xC800; &#xC5D0;&#xB108;&#xC9C0; &#xC804;&#xC790; &#xAD6C;&#xC870; Ba1 xKxFe2As2 &#xB2E8;&#xC77C; &#xACB0;&#xC815;&#xC758;&#xB3C4; &#xD551; &#xC885;&#xC18D; &#xC7AC; &#xADDC;&#xACA9;&#xD654; &#xD6A8;&#xACFC;.

Investigamos la estructura electr&oacute;nica de bajo consumo de energ&iacute;a de Ba1-xKxFe2As2 (x = 0; 0,3, T_ {c} = 32 K) single cristales de espectroscopia de fotoemisi&oacute;n resuelta en el &aacute;ngulo con un enfoque en la renormalizaci&oacute;n de la dispersi&oacute;n. Una caracter&iacute;stica de la torcedura es detectada en E aproximadamente 25 meV para el compuesto dopado que se desvanece a T = 200 K pero permanece pr&aacute;cticamente constante cuando se cruza T_ {c}. Nuestros resultados experimentales descartan el modo de resonancia magn&eacute;tica como el origen de la torcedura y procesamiento convencional electron-phonon acoplamiento improbable. Ponen restricciones estrictas sobre la fuente dominante de la canal de interacci&oacute;n electr&oacute;nica.

Temperatura y efectos de la renormalizaci&oacute;n de dopaje-dependiente de la estructura electr&oacute;nica de bajo consumo de energ&iacute;a de monocristales de Ba1-xKxFe2As2.

&#x6211;&#x4EEC;&#x8C03;&#x67E5;&#x78C1;&#x573A;&#x7A7F;&#x900F;&#x6DF1;&#x5EA6; lambda &#x4E2D;&#x8D85;&#x5BFC; Ba1-xKxFe2As2 (Tc &#x5927;&#x7EA6; 32 K) &#x4E0E; &mu; &#x4ECB;&#x5B50;&#x65CB;&#x8F6C;&#x65CB;&#x8F6C; (microSR) &#x548C;&#x89D2;&#x5206;&#x8FA8;&#x5149;&#x7535;&#x5B50;&#x80FD;&#x8C31; &#xFF08;ARPES&#xFF09;&#x3002;&#x4F7F;&#x7528; microSR&#xFF0C;&#x6211;&#x4EEC;&#x627E;&#x5230;&#x7A7F;&#x900F;&#x6DF1;&#x5EA6;&#x5404;&#x5411;&#x5F02;&#x6027;&#x4F3D;&#x739B; lambda = lambda c/lambda ab &#x548C;&#x7B2C;&#x4E8C;&#x4E2A;&#x5173;&#x952E;&#x9886;&#x57DF;&#x5404;&#x5411;&#x5F02;&#x6027; gammaHc2 &#x663E;&#x793A;&#x4F4E;&#x4E8E; Tc &#x5BF9;&#x9762; T &#x6F14;&#x53D8;&#x3002;&#x8FD9;&#x79CD;&#x4E8C;&#x5206;&#x6CD5;&#x7C7B;&#x4F3C;&#x4E8E;&#x4E24;&#x7F3A;&#x53E3;&#x8D85;&#x5BFC; MgB2 &#x7684;&#x60C5;&#x51B5;&#x3002;&#x4E24;&#x7F3A;&#x53E3;&#x65B9;&#x6848;&#x4E2D;&#x8FD8;&#x63D0;&#x51FA;&#x5728;&#x5E73;&#x9762;&#x4E2D;&#x6E17;&#x900F;&#x6DF1;&#x5EA6; lambda ab &#x7EA6; 7 K.&#x7684;&#x8F6C;&#x6369;&#x70B9;MicroSR &#x548C; ARPES &#x7684;&#x4E92;&#x8865;&#x6027;&#x5141;&#x8BB8;&#x6211;&#x4EEC;&#x4EE5;&#x7CBE;&#x786E;&#x5B9A;&#x4F4D;&#x7684;&#x503C;&#x7684;&#x4E24;&#x4E2A;&#x65B9;&#x9762;&#x7684;&#x5DEE;&#x8DDD;&#xFF0C;&#x5E76;&#x5145;&#x5206; T &#x7684;&#x6F14;&#x53D8; lambdaab &#x8FD9;&#x4E24;&#x79CD;&#x6280;&#x672F;&#x4E4B;&#x95F4;&#x5230;&#x8FBE;&#x975E;&#x51E1;&#x7684;&#x534F;&#x5B9A; &#x300B;&#x3002;&#x8FD9;&#x5BF9;&#x4E8E;&#x6240;&#x63CF;&#x8FF0;&#x7684;&#x65B9;&#x6848;&#x63D0;&#x4F9B;&#x8FDB;&#x4E00;&#x6B65;&#x7684;&#x652F;&#x6301;&#xFF0C;&#x5E76;&#x5EFA;&#x7ACB; ARPES &#x4F5C;&#x4E3A;&#x4E00;&#x79CD;&#x5DE5;&#x5177;&#x6765;&#x8BC4;&#x4F30;&#x5B8F;&#x89C2;&#x6027;&#x80FD;&#x7684;&#x8D85;&#x5BFC;&#x51DD;&#x6790;&#x6CB9;&#x3002;

Ba1 xKxFe2As2 &#x4E24;&#x7F3A;&#x53E3;&#x8D85;&#x5BFC;&#x7535;&#x6027;&#xFF1A; &#x4E92;&#x8865;&#x7684;&#x78C1;&#x573A;&#x7A7F;&#x900F;&#x6DF1;&#x5EA6;&#x7684; &mu; &#x4ECB;&#x5B50;&#x65CB;&#x8F6C;&#x65CB;&#x8F6C;&#x548C;&#x89D2;&#x5206;&#x8FA8;&#x5149;&#x7535;&#x5B50;&#x80FD;&#x8C31;&#x7814;&#x7A76;&#x3002;

We investigate the magnetic penetration depth lambda in superconducting Ba1-xKxFe2As2 (Tc approximately 32 K) with muon-spin rotation (microSR) and angle-resolved photoemission (ARPES). Using microSR, we find the penetration-depth anisotropy gamma lambda=lambda c/lambda ab and the second-critical-field anisotropy gammaHc2 to show an opposite T evolution below Tc. This dichotomy resembles the situation in the two-gap superconductor MgB2. A two-gap scenario is also suggested by an inflection point in the in-plane penetration depth lambda ab around 7 K. The complementarity of microSR and ARPES allows us to pinpoint the values of the two gaps and to arrive to a remarkable agreement between the two techniques concerning the full T evolution of lambdaab. This provides further support for the described scenario and establishes ARPES as a tool to assess macroscopic properties of the superconducting condensate.

Two-gap superconductivity in Ba1-xKxFe2As2: a complementary study of the magnetic penetration depth by muon-spin rotation and angle-resolved photoemission.

Nous &eacute;tudions le lambda de profondeur de p&eacute;n&eacute;tration magn&eacute;tique dans les supraconducteurs Ba1-xKxFe2As2 (environ 32 K Tc) avec rotation de muon-spin (microSR) et de photo&eacute;mission r&eacute;solue en angle (ARPES). &Agrave; l&#39;aide de microSR, nous trouvons le lambda profondeur de p&eacute;n&eacute;tration de gamma anisotropie = ab c/lambda lambda et le gammaHc2 de seconde-critique-champ anisotropie de montrer une &eacute;volution oppos&eacute;e de T au-dessous de Tc. Cette dichotomie ressemble &agrave; la situation dans le deux-gap supraconducteur MgB2. Un sc&eacute;nario de deux &eacute;cart est &eacute;galement sugg&eacute;r&eacute; par un point d&#39;inflexion &agrave; l&#39;ab de lambda de profondeur de p&eacute;n&eacute;tration dans le plan autour de 7 K. La compl&eacute;mentarit&eacute; des microSR et ARPES nous permet de rep&eacute;rer les valeurs des deux &eacute;carts et pour arriver &agrave; un accord remarquable entre les deux techniques concernant l&#39;&eacute;volution de T pleine de lambdaab. Cela fournit un soutien suppl&eacute;mentaire pour le sc&eacute;nario d&eacute;crit et &eacute;tablit ARPES comme un outil pour &eacute;valuer les propri&eacute;t&eacute;s macroscopiques du condensat supraconducteur.

Supraconductivit&eacute; deux-gap en Ba1-xKxFe2As2 : une &eacute;tude compl&eacute;mentaire de la profondeur de p&eacute;n&eacute;tration magn&eacute;tique par rotation de muon-spin et de photo&eacute;mission r&eacute;solue en angle.

Wir untersuchen die magnetische Durchdringung Tiefe Lambda in supraleitenden Ba1-xKxFe2As2 (Tc ca. 32 K) mit Myon-Spin-Rotation (MicroSR) und Winkel-resolved Photoemission (ARPES). Mit MicroSR, finden wir die Eindringtiefe Anisotropie Gamma-Lambda = Lambda-c/Lambda Ab und die Sekunde-kritische-Feld Anisotropie-gammaHc2, eine entgegengesetzte Entwicklung T unten Tc aufzuzeigen. Diese Dichotomie &auml;hnelt die Situation in der zwei-Spalt-Supraleiter MgB2. Ein zwei-Spalt-Szenario wird auch vorgeschlagen, durch einen Wendepunkt in der Durchdringung in der Ebene Tiefe Lambda-Ab ca. 7 K. Die Komplementarit&auml;t der MicroSR und ARPES erm&ouml;glicht uns die Werte der zwei L&uuml;cken zu lokalisieren und zu kommen, um eine bemerkenswerte Vereinbarung zwischen den beiden Techniken bez&uuml;glich der vollst&auml;ndigen T-Entwicklungdes der Lambdaab. Dies bietet weiteren Unterst&uuml;tzung f&uuml;r das beschriebene Szenario und legt ARPES als ein Instrument zur Pr&uuml;fung der makroskopischer Eigenschaftendes der supraleitenden Kondensat.

Zwei-Spalt-Supraleitende Ba1-xKxFe2As2: eine erg&auml;nzende Studie &uuml;ber die magnetische Eindringtiefe von Myon-Spin Rotation und Winkel-resolved Photoemission.

Indaghiamo la lambda profondit&agrave; magnetico penetrazione nei superconduttori Ba1-xKxFe2As2 (Tc circa 32 K) con rotazione muone-spin (microSR) e angolo-risolto fotoemissione (ARPES). Utilizzando microSR, troviamo la lambda gamma di profondit&agrave; di penetrazione anisotropia = lambda c/lambda ab e il secondo campo critico anisotropia gammaHc2 per mostrare un&#39;evoluzione di T opposta sotto Tc. Questa dicotomia &egrave; simile la situazione in due-gap superconductor MgB2. Uno scenario di due gap &egrave; suggerito anche da un punto di flesso in ab di lambda profondit&agrave; di penetrazione nel piano circa 7 K. La complementarit&agrave; dei microSR e ARPES ci permette di individuare i valori delle due lacune e arrivare a un notevole accordo tra le due tecniche riguardanti l&#39;evoluzione completa T di lambdaab. Questo fornisce un ulteriore sostegno per lo scenario descritto e stabilisce ARPES come uno strumento per valutare le propriet&agrave; macroscopiche della condensa superconduttore.

Superconduttivit&agrave; a due gap in Ba1-xKxFe2As2: uno studio complementare della profondit&agrave; di penetrazione magnetico di rotazione muone-spin e fotoemissione angolo-risolto.

&#x8D85;&#x4F1D;&#x5C0E; Ba1-xKxFe2As2 (Tc &#x7D04; 32 K) &#x30DF;&#x30E5;&#x30AA;&#x30F3; &#x30B9;&#x30D4;&#x30F3;&#x56DE;&#x8EE2; (microSR) &#x3068;&#x89D2;&#x5EA6;&#x5206;&#x89E3;&#x5149;&#x96FB;&#x5B50;&#x5206;&#x5149; (arpes &#x306B;&#x3088;&#x308B;) &#x78C1;&#x5834;&#x4FB5;&#x5165;&#x6DF1;&#x3055;&#x30E9;&#x30E0;&#x30C0;&#x3092;&#x8ABF;&#x67FB;&#x3057;&#x307E;&#x3059;&#x3002;MicroSR &#x3092;&#x4F7F;&#x7528;&#x3057;&#x3066;&#x3001;&#x4FB5;&#x5165;&#x6DF1;&#x3055;&#x7570;&#x65B9;&#x6027;&#x30AC;&#x30F3;&#x30DE; &#x30E9;&#x30E0;&#x30C0;&#x3092;&#x898B;&#x3064;&#x3051;&#x308B; = &#x30E9;&#x30E0;&#x30C0; c/&#x30E9;&#x30E0;&#x30C0; ab &#x3068;&#x53CD;&#x5BFE;&#x306E; T &#x9032;&#x5316; Tc &#x306E;&#x4E0B;&#x3092;&#x8868;&#x793A;&#x3059;&#x308B;&#x7B2C;&#x4E8C;&#x81E8;&#x754C;&#x78C1;&#x5834;&#x7570;&#x65B9;&#x6027; gammaHc2&#x3002;&#x3053;&#x306E;&#x4E8C;&#x5206;&#x6CD5; 2-&#x30AE;&#x30E3;&#x30C3;&#x30D7;&#x8D85;&#x4F1D;&#x5C0E;&#x4F53; MgB2 &#x306E;&#x72B6;&#x6CC1;&#x306B;&#x4F3C;&#x3066;&#x3044;&#x307E;&#x3059;&#x3002;2 &#x30AE;&#x30E3;&#x30C3;&#x30D7; &#x30B7;&#x30CA;&#x30EA;&#x30AA;&#x306F;&#x307E;&#x305F;&#x98DB;&#x884C;&#x6A5F;&#x3067;&#x6D78;&#x900F;&#x6DF1;&#x3055;&#x30E9;&#x30E0;&#x30C0; ab &#x7D04; 7 k. &#x306F;&#x5909;&#x66F2;&#x70B9;&#x3067;&#x793A;&#x5506;&#x3055;&#x308C;&#x307E;&#x3057;&#x305F;&#x3002;MicroSR &#x3068;&#x89D2;&#x5EA6;&#x5206;&#x89E3;&#x5149;&#x96FB;&#x5B50;&#x5206;&#x5149;&#x306E;&#x76F8;&#x88DC;&#x6027;&#x306E; 2 &#x3064;&#x306E;&#x30AE;&#x30E3;&#x30C3;&#x30D7;&#x306E;&#x5024;&#x3092;&#x7279;&#x5B9A;&#x3057;&#x3066;&#x9A5A;&#x304F;&#x307B;&#x3069;&#x4E00;&#x81F4;&#x3059;&#x308B; lambdaab &#x306E;&#x5B8C;&#x5168; T &#x767A;&#x5C55;&#x306B;&#x95A2;&#x3059;&#x308B; 2 &#x3064;&#x306E;&#x624B;&#x6CD5;&#x306E;&#x9593;&#x306B;&#x5230;&#x7740;&#x3059;&#x308B;&#x3053;&#x3068;&#x304C;&#x3067;&#x304D;&#x307E;&#x3059;&#x3002;&#x3053;&#x308C;&#x306F;&#x8AAC;&#x660E;&#x3057;&#x305F;&#x30B7;&#x30CA;&#x30EA;&#x30AA;&#x3092;&#x3055;&#x3089;&#x306B;&#x30B5;&#x30DD;&#x30FC;&#x30C8;&#x3092;&#x63D0;&#x4F9B;&#x3057;&#x3001;ARPES &#x8D85;&#x4F1D;&#x5C0E;&#x51DD;&#x7E2E;&#x4F53;&#x306E;&#x5DE8;&#x8996;&#x7684;&#x306A;&#x6027;&#x8CEA;&#x3092;&#x8A55;&#x4FA1;&#x3059;&#x308B;&#x305F;&#x3081;&#x306E;&#x30C4;&#x30FC;&#x30EB;&#x3068;&#x3057;&#x3066;&#x78BA;&#x7ACB;&#x3057;&#x307E;&#x3059;&#x3002;

Ba1 xKxFe2As2 2-&#x30AE;&#x30E3;&#x30C3;&#x30D7;&#x8D85;&#x4F1D;&#x5C0E;: &#x30DF;&#x30E5;&#x30AA;&#x30F3; &#x30B9;&#x30D4;&#x30F3;&#x56DE;&#x8EE2;&#x3068;&#x306E;&#x89D2;&#x5EA6;&#x5206;&#x89E3;&#x5149;&#x96FB;&#x5B50;&#x5206;&#x5149;&#x306B;&#x3088;&#x308B;&#x78C1;&#x6C17;&#x6EB6;&#x8FBC;&#x307F;&#x6DF1;&#x3055;&#x306E;&#x76F8;&#x88DC;&#x7684;&#x306A;&#x7814;&#x7A76;&#x3002;

&#xC6B0;&#xB9AC; &#xC870;&#xC0AC; &#xCD08;&#xC804;&#xB3C4; Ba1-xKxFe2As2 (&#xC57D; 32 K Tc) muon &#xC2A4;&#xD540; &#xD68C;&#xC804; (microSR)&#xC640; &#xAC01;&#xB3C4; &#xD574;&#xACB0; &#xD558;&#xB294; photoemission (ARPES)&#xC5D0; &#xC790;&#xC11D; &#xCE68;&#xD22C; &#xAE4A;&#xC774; &#xB78C;&#xB2E4;. &#xC6B0;&#xB9AC;&#xB294; &#xCE68;&#xD22C; &#xAE4A;&#xC774; &#xC774;&#xBC29;&#xC131; &#xAC10;&#xB9C8; &#xB78C;&#xB2E4;&#xB97C; &#xCC3E;&#xC744; Microsr&#xB97C; &#xC0AC;&#xC6A9; &#xD558; &#xC5EC; &#xB78C;&#xB2E4; c/&#xB78C;&#xB2E4; ab&#xC640; Tc &#xC544;&#xB798; &#xBC18;&#xB300; T &#xC9C4;&#xD654;&#xB97C; &#xBCF4;&#xC5EC; &#xB450; &#xBC88;&#xC9F8; &#xC911;&#xC694; &#xD55C; &#xD544;&#xB4DC; &#xC774;&#xBC29;&#xC131; gammaHc2 =. &#xC774; &#xC774;&#xBD84;&#xBC95; &#xC720;&#xC0AC;&#xD55C; &#xB450; &#xAC2D; &#xCD08;&#xC804;&#xB3C4; &#xBB34;&#xAD81;&#xD654; &#xD640; 2&#xC758; &#xC0C1;&#xD669;. 2 &#xAC2D; &#xC2DC;&#xB098;&#xB9AC;&#xC624; &#xB610;&#xD55C; &#xBE44;&#xD589;&#xAE30;&#xC5D0; &#xCE68;&#xD22C; &#xAE4A;&#xC774; &#xB78C;&#xB2E4; ab 7 K. &#xC8FC;&#xC704;&#xC5D0; &#xAD74;&#xC808; &#xC9C0;&#xC810;&#xC5D0;&#xC11C; &#xC81C;&#xC548; &#xD588;&#xB2E4; MicroSR &#xBC0F; ARPES complementarity &#xB450; &#xAC04;&#xACA9;&#xC758; &#xAC12;&#xC744; &#xC815;&#xD655; &#xD558; &#xAC8C; &#xD558; &#xACE0; lambdaab&#xC758; &#xC804;&#xCCB4; T &#xC9C4;&#xD654;&#xC5D0; &#xAD00;&#xD55C; &#xB450; &#xAE30;&#xC220; &#xC0AC;&#xC774;&#xC758; &#xB180;&#xB77C;&#xC6B4; &#xACC4;&#xC57D;&#xC5D0; &#xB3C4;&#xCC29;&#xD560; &#xC218; &#xC788;&#xC2B5;&#xB2C8;&#xB2E4;. &#xC774; &#xC124;&#xBA85; &#xB41C; &#xC2DC;&#xB098;&#xB9AC;&#xC624;&#xC5D0; &#xB300; &#xD55C; &#xCD94;&#xAC00; &#xC9C0;&#xC6D0;&#xC744; &#xC81C;&#xACF5; &#xD558; &#xACE0; ARPES &#xCD08;&#xC804;&#xB3C4; &#xC751;&#xCD95;&#xC758; &#xAC70;&#xC2DC;&#xC801;&#xC778; &#xC18D;&#xC131;&#xC744; &#xD3C9;&#xAC00; &#xD558;&#xB294; &#xB3C4;&#xAD6C;&#xB85C; &#xC11C; &#xC124;&#xC815;.

Ba1-Xkxfe2as2&#xC5D0; 2 &#xACA9;&#xCC28; &#xCD08;&#xC804;&#xB3C4;: muon &#xC2A4;&#xD540; &#xD68C;&#xC804; &#xBC0F; &#xAC01;&#xB3C4; &#xD655;&#xC778; photoemission &#xC790;&#xC11D; &#xCE68;&#xD22C; &#xAE4A;&#xC774;&#xC758; &#xC0C1;&#xD638; &#xBCF4;&#xC644;&#xC801;&#xC778; &#xC5F0;&#xAD6C;.

Investigamos la lambda de la profundidad de penetraci&oacute;n magn&eacute;tico en superconductores Ba1-xKxFe2As2 (Tc aproximadamente 32 K) con rotaci&oacute;n de muones-spin (microSR) y resuelta en el &aacute;ngulo fotoemisi&oacute;n (ARPES). Usando microSR, nos encontramos con la lambda gamma de profundidad de la penetraci&oacute;n anisotrop&iacute;a = lambda c/lambda ab y la anisotrop&iacute;a de segunda-cr&iacute;tica-campo gammaHc2 para mostrar una evoluci&oacute;n T opuesta por debajo de Tc. Esta dicotom&iacute;a se asemeja a la situaci&oacute;n en el espacio dos superconductor MgB2. Un escenario de dos-brecha tambi&eacute;n es sugerido por un punto de inflexi&oacute;n en la ab de lambda de profundidad de penetraci&oacute;n en el plano alrededor de 7 K. La complementariedad de microSR y ARPES nos permite identificar los valores de las dos brechas y llegar a un acuerdo notable entre las dos t&eacute;cnicas relativas a la evoluci&oacute;n de T completa de lambdaab. Esto proporciona ayuda adicional para el escenario descrito y ARPES establece como una herramienta para evaluar las propiedades macrosc&oacute;picas del condensado superconductor.

Dos-gap superconductividad en Ba1-xKxFe2As2: un estudio complementario de la profundidad de penetraci&oacute;n magn&eacute;tico por rotaci&oacute;n de muones-spin y resuelta en el &aacute;ngulo de la fotoemisi&oacute;n.

&#x6211;&#x4EEC;&#x62A5;&#x544A;&#x7684;&#x8BA1;&#x91CF; LiFeAs &#x8D85;&#x5BFC; (SC) &#x5C5E;&#x6027; (T (c) = 17 K&#xFF09; &#x7531;&#x5C0F;&#x89D2;&#x4E2D;&#x5B50;&#x6563;&#x5C04; (SAN) &#x548C;&#x89D2;&#x5206;&#x8FA8;&#x5149;&#x7535;&#x5B50;&#x80FD;&#x8C31; &#xFF08;ARPES&#xFF09; &#x7814;&#x7A76;&#x3002;&#x867D;&#x7136;&#x78C1;&#x901A;&#x5C55;&#x54C1;&#x4E0D;&#x8FDC;&#x8DDD;&#x79BB;&#x987A;&#x5E8F;&#xFF0C;&#x660E;&#x786E; SAN &#x6447;&#x6446;&#x66F2;&#x7EBF;&#x663E;&#x793A;&#x66F4;&#x597D;&#x8BA2;&#x8D2D;&#x6BD4;&#x5316;&#x5B66;&#x63BA;&#x6742; 122 &#x5316;&#x5408;&#x7269;&#x3002;&#x4F26;&#x6566;&#x7A7F;&#x900F;&#x6DF1;&#x5EA6; lambda(ab) (0) = 210 + /-20 nm&#xFF0C;&#x786E;&#x5B9A;&#x4ECE;&#x78C1;&#x573A;&#x4F9D;&#x8D56;&#x7684;&#x5F62;&#x5F0F;&#x56E0;&#x7D20;&#xFF0C;&#x6BD4;&#x8F83;&#x7684;&#x8BA1;&#x7B97;&#x4ECE; ARPES &#x5E26;&#x4E0D;&#x5E26;&#x53EF;&#x8C03;&#x53C2;&#x6570;&#x7684;&#x7ED3;&#x6784;&#x3002;Lambda(ab) &#x7684;&#x6E29;&#x5EA6;&#x6700;&#x597D;&#x7531;&#x5355;&#x4E00;&#x7684;&#x5404;&#x5411;&#x540C;&#x6027; SC &#x5DEE;&#x8DDD; (0) &#x4E09;&#x89D2;&#x6D32;&#x63CF;&#x8FF0; = 3.0 + /-0.2 meV&#xFF0C;&#x540C;&#x610F;&#x7684; Delta(0) (ARPES) &#x7684; ARPES &#x503C; = + /-0.3 meV 3.1 &#x548C;&#x5BF9;&#x5E94;&#x6BD4;&#x7387; 2Delta k (B) (c) T = 4.1 + /-0.3&#xFF0C;&#x63A5;&#x8FD1; BCS &#x7406;&#x8BBA;&#x6240;&#x9884;&#x6D4B;&#x7684;&#x5F31;&#x8026;&#x5408;&#x9650;&#x5236;&#x3002;&#x8FD9;&#x5206;&#x7C7B; LiFeAs &#x4F5C;&#x4E3A;&#x5F31;&#x8026;&#x5408;&#x5355;&#x5DEE;&#x8DDD;&#x8D85;&#x5BFC;&#x4F53;&#x3002;

&#x5F31;&#x8D85;&#x5BFC;&#x914D;&#x5BF9;&#x4E0E;&#x5316;&#x5B66;&#x8BA1;&#x91CF; LiFeAs &#x5355;&#x7684;&#x5404;&#x5411;&#x540C;&#x6027;&#x9699;&#x3002;

We report superconducting (SC) properties of stoichiometric LiFeAs (T(c)=17 K) studied by small-angle neutron scattering (SANS) and angle-resolved photoemission (ARPES). Although the vortex lattice exhibits no long-range order, well-defined SANS rocking curves indicate better ordering than in chemically doped 122 compounds. The London penetration depth lambda(ab)(0)=210+/-20 nm, determined from the magnetic field dependence of the form factor, is compared to that calculated from the ARPES band structure with no adjustable parameters. The temperature dependence of lambda(ab) is best described by a single isotropic SC gap Delta(0)=3.0+/-0.2 meV, which agrees with the ARPES value of Delta(0)(ARPES)=3.1+/-0.3 meV and corresponds to the ratio 2Delta/k(B)T(c)=4.1+/-0.3, approaching the weak-coupling limit predicted by the BCS theory. This classifies LiFeAs as a weakly coupled single-gap superconductor.

Weak superconducting pairing and a single isotropic energy gap in stoichiometric LiFeAs.

Nous rapportons des propri&eacute;t&eacute;s supraconductrices de (SC) de LiFeAs stoechiom&eacute;trique (T (c) = 17 K) &eacute;tudi&eacute;s par diffusion des neutrons de petits angles (San) et de photo&eacute;mission r&eacute;solue en angle (ARPES). Bien que le treillis de vortex expose pas &agrave; long terme ordre, bien d&eacute;fini SANS bascule courbes indiquent mieux commander que dans chimiquement dop&eacute; 122 compos&eacute;s. Le lambda(ab) de profondeur de p&eacute;n&eacute;tration de Londres (0) = 210 +/-20 nm, d&eacute;termin&eacute;e &agrave; partir de la d&eacute;pendance du champ magn&eacute;tique du facteur de forme, est compar&eacute;e &agrave; celle calcul&eacute;e &agrave; partir de l&#39;ARPES bande structure sans param&egrave;tres r&eacute;glables. La d&eacute;pendance en temp&eacute;rature du lambda(ab) est mieux d&eacute;crit par un seul espace isotrope de SC Delta (0) = 3, 0 +/-0.2 meV, ce qui concorde avec la valeur ARPES de Delta(0) (ARPES) = 3,1 +/-0,3 meV et correspond au ratio 2Delta/k (B) T (c) = 4.1 +/-0,3, approche de la limite de couplage faible pr&eacute;vue par la th&eacute;orie BCS. Cette classe LiFeAs comme un faiblement coupl&eacute; simple-gap supraconducteur.

Pass&eacute; l&#39;appariement supraconducteur faible et isotrope unique de l&#39;&eacute;nergie LiFeAs stoechiom&eacute;trique.

Wir berichten Supraleitende (SC) Eigenschaften der st&ouml;chiometrischen LiFeAs (T (c) = 17 K) von Small-Angle Neutronenstreuung (SANS) und Winkel-resolved Photoemission (ARPES) studiert. Obwohl das Vortex Lattice keine Langstrecken Exponate SANS rockt Kurven genau definierte Reihenfolge anzugeben, dass besser bestellen als in chemisch gedopt 122 Verbindungen. Die London Durchdringung Tiefe lambda(ab) (0) = 210 +/-20 nm, bestimmt von der Magnetfeld-Abh&auml;ngigkeit von der Form-Faktor, ist im Vergleich zu, berechnet aus den ARPES-Band Struktur ohne einstellbare Parameter. Beschreibt die Temperaturabh&auml;ngigkeit des lambda(ab) am besten durch einen einzigen isotrop SC Spalt Delta (0) = 3,0 +/-0,2 meV, die sich bereit mit dem ARPES-Wert des Delta(0) (ARPES erkl&auml;rt) = 3,1 +/-0,3 meV und entspricht dem Verh&auml;ltnis 2Delta/k (B) (c) T = 4,1 +/-0.3, Ann&auml;herung an die schwachen-Kupplung-Limit von der BCS-Theorie vorhergesagt. Dies klassifiziert LiFeAs, wie ein schwach Einzel-L&uuml;cke Supraleiter gekoppelt.

Schwache supraleitenden Paarung und eine isotrope Energie-L&uuml;cke im st&ouml;chiometrischen LiFeAs.

Riportiamo superconduttore Propriet&agrave; (SC) del rapporto stechiometrico LiFeAs (T (c) = 17 K) studiato da scattering di neutroni small-angle (SANS) e angolo-risolto fotoemissione (ARPES). Anche se il reticolo vortice esibisce a lungo raggio non ordine, ben SANS dondolo curve indicano meglio ordinare rispetto a chimicamente drogato 122 composti. Il lambda(ab) di profondit&agrave; di penetrazione Londra (0) = 210 + /-20 nm, determinato dalla dipendenza del fattore di forma, campo magnetico &egrave; rispetto a quello calcolato dall&#39;ARPES band struttura senza parametri regolabili. La dipendenza dalla temperatura di lambda(ab) &egrave; meglio descritta da un singolo spacco SC isotropo Delta (0) = 3.0 + /-0,2 meV, che concorda con il valore ARPES di Delta(0) (ARPES) = 3.1 + /-0,3 meV e corrisponde al rapporto 2Delta/k (B) T (c) = 4,1 + /-0,3, avvicinando l&#39;accoppiamento debole limite predetto dalla teoria BCS. Questa classifica LiFeAs come un debolmente accoppiato single-gap superconduttore.

Superconduttori di accoppiamento debole e un divario singola energia isotropo in LiFeAs stechiometrico.

&#x5316;&#x5B66;&#x91CF;&#x8AD6;&#x7684; LiFeAs &#x306E;&#x8D85;&#x4F1D;&#x5C0E; (SC) &#x7279;&#x6027;&#x3092;&#x5831;&#x544A; (T (c) = 17 K) &#x4E2D;&#x6027;&#x5B50;&#x5C0F;&#x89D2;&#x6563;&#x4E71; (SAN) &#x3068;&#x89D2;&#x5EA6;&#x5206;&#x89E3;&#x5149;&#x96FB;&#x5B50;&#x5206;&#x5149; (ARPES) &#x306B;&#x3088;&#x308B;&#x7814;&#x7A76;&#x3057;&#x307E;&#x3059;&#x3002;&#x6E26;&#x7CF8;&#x683C;&#x5B50;&#x306E;&#x3044;&#x3044;&#x3048;&#x9577;&#x8DDD;&#x96E2;&#x5C55;&#x793A;&#x304C;&#x66F2;&#x7DDA;&#x3092;&#x30ED;&#x30C3;&#x30AD;&#x30F3;&#x30B0; &#x30B5;&#x30F3;&#x30BB;&#x30EA;&#x30D5;&#x660E;&#x78BA;&#x306B;&#x5B9A;&#x7FA9;&#x3055;&#x308C;&#x305F;&#x9806;&#x5E8F;&#x3092;&#x793A;&#x3059;&#x3088;&#x308A;&#x826F;&#x3044;&#x3088;&#x308A;&#x3082;&#x6CE8;&#x6587; &#xFF08;&#x5316;&#x5B66;&#x7684;&#x306B; 122 &#x5316;&#x5408;&#x7269;&#x3092;&#x6DFB;&#x52A0;&#x3057;&#x307E;&#x3057;&#x305F;&#x3002;&#x30ED;&#x30F3;&#x30C9;&#x30F3;&#x6D78;&#x900F;&#x6DF1;&#x3055; lambda(ab) (0) = 210 +/-20 nm &#x306E;&#x30D5;&#x30A9;&#x30FC;&#x30E0; &#x30D5;&#x30A1;&#x30AF;&#x30BF;&#x30FC;&#x306E;&#x78C1;&#x5834;&#x4F9D;&#x5B58;&#x304B;&#x3089;&#x6C7A;&#x5B9A;, &#x6BD4;&#x8F03;&#x30D0;&#x30F3;&#x30C9;&#x69CB;&#x9020;&#x8ABF;&#x6574;&#x53EF;&#x80FD;&#x306A;&#x30D1;&#x30E9;&#x30E1;&#x30FC;&#x30BF;&#x30FC;&#x306A;&#x3057;&#x306E;&#x89D2;&#x5EA6;&#x5206;&#x89E3;&#x5149;&#x96FB;&#x5B50;&#x5206;&#x5149;&#x304B;&#x3089;&#x8A08;&#x7B97;&#x3057;&#x307E;&#x3059;&#x3002;Lambda(ab) &#x306E;&#x6E29;&#x5EA6;&#x4F9D;&#x5B58;&#x6027;&#x306F;&#x3001;&#x5358;&#x306B;&#x7B49;&#x65B9;&#x6027; SC &#x9699;&#x9593;&#x30C7;&#x30EB;&#x30BF; (0) &#x6700;&#x3082;&#x3088;&#x304F;&#x8A18;&#x8FF0;&#x3055;&#x308C;&#x308B; = 3.0 ARPES &#x5024; Delta(0) &#x5206;&#x5149; &#xFF08;ARPES&#xFF09; &#x3067;&#x540C;&#x610F; 0.2 meV &plusmn; 0.3 meV &plusmn; 3.1 &#x3092; = &#x3057;&#x3001;&#x6BD4; 2Delta/k (B) T (c) &#x306B;&#x5BFE;&#x5FDC;&#x3059;&#x308B; BCS &#x7406;&#x8AD6;&#x306B;&#x3088;&#x3063;&#x3066;&#x4E88;&#x6E2C;&#x5F31;&#x7D50;&#x5408;&#x5236;&#x9650;&#x306B;&#x8FD1;&#x3065;&#x3044;&#x3066; 0.3 &plusmn; 4.1 =&#x3002;&#x30B7;&#x30F3;&#x30B0;&#x30EB; &#x30AE;&#x30E3;&#x30C3;&#x30D7;&#x8D85;&#x4F1D;&#x5C0E;&#x5F31;&#x7D50;&#x5408;&#x3068;&#x3057;&#x3066; LiFeAs &#x304C;&#x5206;&#x985E;&#x3055;&#x308C;&#x307E;&#x3059;&#x3002;

&#x5316;&#x5B66;&#x91CF;&#x8AD6;&#x7684; LiFeAs &#x306E;&#x5358;&#x4E00;&#x306E;&#x7B49;&#x65B9;&#x6027;&#x30A8;&#x30CD;&#x30EB;&#x30AE;&#x30FC; &#x30AE;&#x30E3;&#x30C3;&#x30D7;&#x5F31;&#x3044;&#x8D85;&#x4F1D;&#x5C0E;&#x30DA;&#x30A2;&#x30EA;&#x30F3;&#x30B0;&#x3068;&#x3002;

&#xC6B0;&#xB9AC; &#xBCF4;&#xACE0;&#xC11C; stoichiometric Lifeas&#xC758; &#xCD08;&#xC804;&#xB3C4; (SC) &#xC18D;&#xC131; (T (c) = 17 K) &#xC791;&#xC740; &#xAC01;&#xB3C4;&#xB85C; &#xC911;&#xC131;&#xC790; &#xC0B0;&#xB780; (SANS) &#xBC0F; &#xAC01;&#xB3C4; &#xD655;&#xC778; photoemission (ARPES) &#xD558; &#xC5EC; &#xACF5;&#xBD80; &#xD588;&#xB2E4;. &#xBE44;&#xB85D; &#xC18C;&#xC6A9;&#xB3CC;&#xC774; &#xACA9;&#xC790; &#xC804;&#xC2DC; &#xC544;&#xB2C8; &#xC7A5;&#xAC70;&#xB9AC; &#xC21C;&#xC11C;, &#xC798; &#xC815;&#xC758; &#xB41C; &#xACE1;&#xC120; &#xB77D; &#xC0B0; &#xC138; 122 &#xD654;&#xD569;&#xBB3C;&#xC744; &#xC2E4;&#xC218;&#xB85C; &#xB354; &#xC8FC;&#xBB38;&#xC5D0; &#xBE44;&#xD574; &#xD654;&#xD559;&#xC801;&#xC73C;&#xB85C; &#xB098;&#xD0C0;&#xB0C5;&#xB2C8;&#xB2E4;. &#xB7F0;&#xB358; &#xCE68;&#xD22C; &#xAE4A;&#xC774; lambda(ab) (0) = 20 + 210 nm, &#xD3FC; &#xC694;&#xC18C;&#xC758; &#xC790;&#xAE30;&#xC7A5; &#xC758;&#xC874;&#xC131;&#xC5D0;&#xC11C; &#xACB0;&#xC815; &#xBE44;&#xAD50;&#xB294; ARPES&#xC5D0;&#xC11C; &#xACC4;&#xC0B0;&#xC744; &#xAD6C;&#xC870; &#xC870;&#xC815; &#xAC00;&#xB2A5;&#xD55C; &#xB9E4;&#xAC1C; &#xBCC0;&#xC218;&#xAC00; &#xC5C6;&#xB294; &#xBC34;&#xB4DC;. Lambda(ab)&#xC758; &#xC628;&#xB3C4; &#xC758;&#xC874;&#xC131;&#xC740; &#xCD5C;&#xACE0;&#xC758; &#xB2E8;&#xC77C; &#xB4F1;&#xBC29;&#xC131; SC &#xAC2D; &#xB378;&#xD0C0; (0)&#xC5D0; &#xC758;&#xD574; &#xC124;&#xBA85; ARPES &#xAC12; Delta(0) (ARPES) &#xB3D9;&#xC758; 0.2 meV + 3.0 = = 0.3 meV &plusmn; 3.1 &#xBC0F; &#xBE44;&#xC728;/k 2Delta (B) T (c)&#xC5D0; &#xD574;&#xB2F9; = 4.1 &plusmn; 0.3, BCS &#xC774;&#xB860;&#xC5D0; &#xC758;&#xD574; &#xC608;&#xCE21; &#xD558;&#xB294; &#xC57D;&#xD55C; &#xACB0;&#xD569; &#xC81C;&#xD55C;&#xC5D0; &#xB3C4;&#xB2EC;. &#xC774; &#xC57D;&#xD558;&#xAC8C; &#xACB0;&#xD569; &#xB2E8;&#xC77C; &#xAC04;&#xACA9; &#xCD08;&#xC804;&#xB3C4; LiFeAs &#xBD84;&#xB958; &#xD569;&#xB2C8;&#xB2E4;.

&#xC57D;&#xD55C; &#xCD08;&#xC804;&#xB3C4; &#xD398;&#xC5B4;&#xB9C1; &#xBC0F; stoichiometric Lifeas&#xC5D0;&#xC11C; &#xB2E8;&#xC77C; &#xB4F1;&#xBC29;&#xC131; &#xC5D0;&#xB108;&#xC9C0; &#xAC2D;.

Divulgamos superconductores propiedades (SC) de LiFeAs estequiom&eacute;trica (T (c) = 17 K) estudiados por la dispersi&oacute;n de neutrones de &aacute;ngulo peque&ntilde;o (SANS) y resuelta en el &aacute;ngulo fotoemisi&oacute;n (ARPES). Aunque el enrejado del v&oacute;rtice exhibe no largo alcance orden, bien definido sin balanceo curvas indican ordenar mejor que en qu&iacute;micamente dopado 122 compuestos. El lambda(ab) de profundidad de penetraci&oacute;n de Londres (0) = 210 + /-20 nm, determinado de la dependencia del campo magn&eacute;tico del factor de forma, se compara a la calculada a partir de la ARPES banda estructura sin par&aacute;metros ajustables. La dependencia de la temperatura de lambda(ab) es mejor descrita por un solo espacio de SC isotr&oacute;pico Delta (0) = 3.0 +/-0,2 meV, lo cual coincide con el valor ARPES de Delta(0) (ARPES) = 3.1 +/-0,3 meV y corresponde a la relaci&oacute;n 2Delta/k (B) T (c) = 4.1 +/-0.3, acercando al l&iacute;mite de acoplamiento d&eacute;bil predicho por la teor&iacute;a BCS. Esto clasifica LiFeAs como un d&eacute;bil junto solo-gap superconductor.

Asociaci&oacute;n superconductores d&eacute;bil y un espacio isotr&oacute;pico &uacute;nico de la energ&iacute;a en LiFeAs estequiom&eacute;trica.

Wir haben die elektronische Struktur der der unmagnetisch LiFeAs (T (c) &sim;18 K)-Supraleiter mit Winkel-resolved Photoemission-Spektroskopie untersucht. Wir finden eine bemerkenswerte Abwesenheit der Fermi Oberfl&auml;che Verschachtelung, starke Renormalization der W&auml;rmeleitung Bands um den Faktor 3, hoher Dichte der Staaten auf der Fermi-Ebene durch eine van Hove-Singularit&auml;t und kein Anzeichen f&uuml;r eine statische oder eine schwankende Reihenfolge ausgenommen Supraleitung mit Energiel&uuml;cken in der Ebene isotrope verursacht. Unsere Beobachtungen legen nahe, dass diese elektronischen Eigenschaften die meisten Zutaten f&uuml;r die Supraleitung in Eisen Pnictides erfassen.

Supraleitung ohne Schachtelung im LiFeAs.

Abbiamo studiato la struttura elettronica del superconductor amagnetico LiFeAs (T (c) &sim;18 K) utilizzando la spettroscopia di fotoemissione angolo-risolto. Troviamo una notevole assenza di superficie di Fermi nidificazione, rinormalizzazione forte delle bande di conduzione di un fattore 3, ad alta densit&agrave; degli Stati a livello di Fermi causati da una singolarit&agrave; di van Hove e nessuna prova per una statica o un ordine fluttuante tranne superconduttivit&agrave; con lacune nel piano energetico isotropo. Le nostre osservazioni suggeriscono che queste propriet&agrave; elettroniche di catturare la maggior parte degli ingredienti necessari per la superconduttivit&agrave; in ferro pnictides.

Superconduttivit&agrave; senza annidamento in LiFeAs.

&#x6211;&#x4EEC;&#x7814;&#x7A76;&#x4E86;&#x4F7F;&#x7528;&#x89D2;&#x5206;&#x8FA8;&#x5149;&#x7535;&#x5B50;&#x80FD;&#x8C31;&#x7684;&#x975E;&#x78C1;&#x6027; LiFeAs (T (c) &sim;18 K) &#x8D85;&#x5BFC;&#x4F53;&#x7684;&#x7535;&#x5B50;&#x7ED3;&#x6784;&#x3002;&#x6211;&#x4EEC;&#x627E;&#x5230;&#x8D39;&#x7C73;&#x8868;&#x9762;&#x5D4C;&#x5957;&#xFF0C;&#x4E58;&#x4EE5; 3&#xFF0C;&#x5BC6;&#x5EA6;&#x9AD8;&#x7684;&#x56FD;&#x5BB6;&#x81F4;&#x8303;&#x970D;&#x592B;&#x5947;&#x70B9;&#xFF0C;&#x4E5F;&#x6CA1;&#x6709;&#x8BC1;&#x636E;&#x4E3A;&#x9759;&#x6001;&#x6216;&#x6CE2;&#x52A8;&#x7684;&#x987A;&#x5E8F;&#xFF0C;&#x9664;&#x5177;&#x6709;&#x5E73;&#x9762;&#x4E2D;&#x5404;&#x5411;&#x540C;&#x6027;&#x80FD;&#x6E90;&#x7F3A;&#x53E3;&#x8D85;&#x5BFC;&#x7535;&#x6027;&#x7684;&#x8D39;&#x7C73;&#x7EA7;&#x7684;&#x4F20;&#x5BFC;&#x5E26;&#x7684;&#x5F3A;&#x91CD;&#x6574;&#x663E;&#x8457;&#x5730;&#x7684;&#x7F3A;&#x4E4F;&#x3002;&#x6211;&#x4EEC;&#x7684;&#x89C2;&#x5BDF;&#x8FD9;&#x4E9B;&#x7535;&#x5B50;&#x5C5E;&#x6027;&#x6355;&#x83B7;&#x4E86;&#x5927;&#x591A;&#x6570;&#x4E2D;&#x94C1; pnictides &#x8D85;&#x5BFC;&#x7684;&#x5FC5;&#x5907;&#x8981;&#x7D20;&#x3002;

&#x6CA1;&#x6709;&#x5D4C;&#x5957;&#x5728; LiFeAs &#x7684;&#x8D85;&#x5BFC;&#x7535;&#x6027;&#x3002;

We have studied the electronic structure of the nonmagnetic LiFeAs (T(c)âˆ¼18â€‰â€‰K) superconductor using angle-resolved photoemission spectroscopy. We find a notable absence of the Fermi surface nesting, strong renormalization of the conduction bands by a factor of 3, high density of states at the Fermi level caused by a van Hove singularity, and no evidence for either a static or a fluctuating order except superconductivity with in-plane isotropic energy gaps. Our observations suggest that these electronic properties capture the majority of ingredients necessary for the superconductivity in iron pnictides.

Superconductivity without nesting in LiFeAs.

Nous avons &eacute;tudi&eacute; la structure &eacute;lectronique du LiFeAs (T (c) &sim;18 K) non magn&eacute;tique supraconducteur en utilisant la spectroscopie de photo&eacute;mission r&eacute;solue en angle. Nous trouvons une absence notable de la surface de Fermi, imbrication, forte renormalisation des bandes conduction par un facteur de 3, &agrave; forte densit&eacute; d&#39;&Eacute;tats au niveau de Fermi, caus&eacute;e par une singularit&eacute; de van Hove et aucun &eacute;l&eacute;ment de preuve pour un statique ou un ordre fluctuant sauf supraconductivit&eacute; avec des &eacute;carts d&#39;&eacute;nergie isotrope dans le plan. Nos observations sugg&egrave;rent que ces propri&eacute;t&eacute;s &eacute;lectroniques capturent la plupart des ingr&eacute;dients n&eacute;cessaires &agrave; la supraconductivit&eacute; dans les pnictures de fer.

Supraconductivit&eacute; sans imbrication dans LiFeAs.

&#x89D2;&#x5EA6;&#x5206;&#x89E3;&#x5149;&#x96FB;&#x5B50;&#x5206;&#x5149;&#x6CD5;&#x306B;&#x3088;&#x308B;&#x975E;&#x78C1;&#x6027;&#x306E; LiFeAs &#xFF08;T (c) &sim;18 K&#xFF09; &#x306E;&#x8D85;&#x4F1D;&#x5C0E;&#x4F53;&#x306E;&#x96FB;&#x5B50;&#x69CB;&#x9020;&#x3092;&#x7814;&#x7A76;&#x3057;&#x3066;&#x3044;&#x307E;&#x3059;&#x3002;&#x30CD;&#x30B9;&#x30C8;&#x3001;&#x30D5;&#x30A7;&#x30EB;&#x30DF;&#x9762;&#x306E;&#x8981;&#x56E0;&#x306B;&#x3088;&#x3063;&#x3066;&#x4F1D;&#x5C0E;&#x30D0;&#x30F3;&#x30C9;&#x72B6;&#x614B;&#x30FB; &#x30F4;&#x30A1;&#x30F3; &#x30FB; &#x30DB;&#x30FC;&#x30F4;&#x306E;&#x7279;&#x7570;&#x70B9;&#x3068;&#x9759;&#x7684;&#x307E;&#x305F;&#x306F;&#x5909;&#x52D5;&#x9806;&#x5E8F;&#x9762;&#x5185;&#x7B49;&#x65B9;&#x6027;&#x30A8;&#x30CD;&#x30EB;&#x30AE;&#x30FC; &#x30AE;&#x30E3;&#x30C3;&#x30D7;&#x3068;&#x8D85;&#x4F1D;&#x5C0E;&#x4EE5;&#x5916;&#x306E;&#x8A3C;&#x62E0;&#x306B;&#x3088;&#x308B;&#x30D5;&#x30A7;&#x30EB;&#x30DF; &#x30EC;&#x30D9;&#x30EB; 3&#x3001;&#x9AD8;&#x5BC6;&#x5EA6;&#x306E;&#x5F37;&#x3044;&#x7E70;&#x308A;&#x8FBC;&#x307F;&#x306E;&#x9855;&#x8457;&#x306A;&#x6B20;&#x5982;&#x3092;&#x898B;&#x3064;&#x3051;&#x307E;&#x3059;&#x3002;&#x6211;&#x3005; &#x306E;&#x89B3;&#x6E2C;&#x306F;&#x3053;&#x308C;&#x3089;&#x96FB;&#x5B50;&#x7269;&#x6027;&#x9244;&#x30D7;&#x30CB;&#x30AF;&#x30BF;&#x30A4;&#x30C9;&#x306B;&#x304A;&#x3051;&#x308B;&#x8D85;&#x4F1D;&#x5C0E;&#x306B;&#x5FC5;&#x8981;&#x306A;&#x6210;&#x5206;&#x306E;&#x5927;&#x90E8;&#x5206;&#x3092;&#x30AD;&#x30E3;&#x30D7;&#x30C1;&#x30E3;&#x3059;&#x308B;&#x3053;&#x3068;&#x3092;&#x304A;&#x52E7;&#x3081;&#x3057;&#x307E;&#x3059;&#x3002;

&#x8D85;&#x4F1D;&#x5C0E; LiFeAs &#x3067;&#x5165;&#x308C;&#x5B50;&#x306B;&#x3057;&#x306A;&#x3044;&#x3067;&#x3002;

&#xC6B0;&#xB9AC; photoemission &#xAC01;&#xB3C4; &#xD574;&#xACB0; &#xBD84;&#xAD11;&#xD559;&#xC744; &#xC0AC;&#xC6A9; &#xD558; &#xC5EC; &#xC131;&#xCCB4; LiFeAs (T (c) &sim;18 K) &#xCD08;&#xC804;&#xB3C4;&#xC758; &#xC804;&#xC790; &#xAD6C;&#xC870;&#xB97C; &#xACF5;&#xBD80; &#xD588;&#xB2E4;. &#xC911;&#xCCA9;, &#xD398;&#xB974;&#xBBF8; &#xD45C;&#xBA74; &#xC0C1;&#xD0DC; &#xBC34; &#xD638; &#xBE0C; &#xD2B9;&#xC774;&#xC810; &#xBC0F; &#xC815;&#xC801; &#xB610;&#xB294; &#xBE44;&#xD589;&#xAE30;&#xC5D0;&#xC11C; &#xB4F1;&#xBC29;&#xC131; &#xC5D0;&#xB108;&#xC9C0; &#xAC04;&#xACA9;&#xC73C;&#xB85C; &#xCD08;&#xC804;&#xB3C4; &#xC81C;&#xC678; &#xD558; &#xACE0; &#xBCC0;&#xB3D9; &#xC21C;&#xC11C;&#xC5D0; &#xB300; &#xD55C; &#xC99D;&#xAC70;&#xC5D0; &#xC758;&#xD574; &#xBC1C;&#xC0DD; &#xD558;&#xB294; &#xD398;&#xB974;&#xBBF8; &#xB808;&#xBCA8;&#xC5D0;&#xC11C;&#xC758; 3 &#xC77C;, &#xB192;&#xC740; &#xBC00;&#xB3C4;&#xC758; &#xC694;&#xC778;&#xC5D0; &#xC758;&#xD574; &#xC804;&#xB3C4; &#xBC34;&#xB4DC;&#xC758; &#xAC15;&#xD55C; &#xC7AC; &#xADDC;&#xACA9;&#xD654;&#xC758; &#xC8FC;&#xBAA9;&#xD560; &#xB9CC;&#xD55C; &#xBD80;&#xC7AC;&#xB97C; &#xCC3E;&#xC744; &#xC218; &#xC788;&#xC2B5;&#xB2C8;&#xB2E4;. &#xC6B0;&#xB9AC;&#xC758; &#xAD00;&#xCE21; &#xC774;&#xB7EC;&#xD55C; &#xC804;&#xC790; &#xC18D;&#xC131; &#xCCA0; pnictides&#xC5D0;&#xC11C; &#xCD08;&#xC804;&#xB3C4; &#xB300; &#xD55C; &#xD544;&#xC694;&#xD55C; &#xC131;&#xBD84;&#xC758; &#xB300;&#xBD80;&#xBD84;&#xC744; &#xCEA1;&#xCC98; &#xAC83;&#xC774; &#xC88B;&#xC2B5;&#xB2C8;&#xB2E4;.

Lifeas&#xC5D0;&#xC11C; &#xC911;&#xCCA9; &#xC5C6;&#xC774; &#xCD08;&#xC804;&#xB3C4;.

Hemos estudiado la estructura electr&oacute;nica del superconductor no magn&eacute;tico de LiFeAs (T (c) &sim;18 K) usando la espectroscopia de fotoemisi&oacute;n resuelta en el &aacute;ngulo. Encontramos una ausencia notable de la superficie de Fermi de anidaci&oacute;n, fuerte renormalizaci&oacute;n de las bandas de conducci&oacute;n por un factor de 3, de alta densidad de Estados en el nivel de Fermi causada por una singularidad van Hove y ninguna evidencia de una est&aacute;tica o una orden fluctuante excepto superconductividad con boquetes en el plano de energ&iacute;a isotr&oacute;pico. Nuestras observaciones sugieren que estas propiedades electr&oacute;nicas capturan a la mayor&iacute;a de los ingredientes necesarios para la superconductividad en hierro pnictides.

Superconductividad sin anidar en LiFeAs.

Die einschichtige halb-dotiertes Manganit La (0,5) Sr (1,5) MnO&#x2084; (LSMO), wurde durch die Winkel-resolved Photoemission-Spektroskopie (ARPES), scanning tunneling Mikroskopie (STM) und Widerstandskraft Messungen untersucht. STM offenbart eine glatte Wiederaufbau-freie Oberfl&auml;che; die Zustandsdichte, extrahiert aus Photoemission und tunneling-Spektroskopie, stimmt dem Transport Messungen. Die abgeleitete von ARPES Fermi Verschachtelung Oberfl&auml;cheneigenschaften (FS) entsprechen der bekannten Muster von der kostenlos-Orbital Sortierung (COO), die was, dass FS-Instabilit&auml;t impliziert bezieht sich auf die Neigung zum COO Bundesstaat LSMO bilden.

&Uuml;berbr&uuml;ckung kostenlos-Orbital Bestell- und Fermi Oberfl&auml;che Instabilit&auml;ten in halb-dotiertes einlagiges Manganit La (0,5) Sr (1,5) MnO&#x2084;.

Il monostrato mezzo drogato manganite La (0,5) Sr (1.5) MnO&#x2084; (LSMO), &egrave; stato studiato mediante la spettroscopia di fotoemissione angolo-risolto (ARPES), scanning tunneling microscopy (STM) e resistivit&agrave; misurazioni. STM ha rivelato una superficie liscia senza ricostruzione; la densit&agrave; degli Stati, estratti da fotoemissione e tunneling spectroscopy, &egrave; d&#39;accordo con le misure di trasporto. Derivata da Fermi ARPES Propriet&agrave; nidificazione della superficie (FS) corrispondono al noto modello del carica-orbitale ordinazione (COO), che implica tale instabilit&agrave; FS &egrave; imparentata con la propensione a formare uno stato COO in LSMO.

Ponte di carica-orbital ordering e instabilit&agrave; superficie Fermi in mezzo drogato monostrato manganite La (0,5) MnO&#x2084; Sr (1.5).

&#x9530;&#x5355;&#x5C42;&#x534A;&#x63BA;&#x6742;&#x6C27;&#x5316;&#x7269; La (0.5) Sr (1.5) MnO&#x2084; (LSMO) &#x7528;&#x626B;&#x63CF;&#x96A7;&#x9053;&#x663E;&#x5FAE;&#x955C; (STM) &#x548C;&#x7535;&#x963B;&#x7387;&#x6D4B;&#x91CF;&#x7684;&#x89D2;&#x5206;&#x8FA8;&#x5149;&#x7535;&#x5B50;&#x80FD;&#x8C31; &#xFF08;ARPES&#xFF09; &#x8FDB;&#x884C;&#x4E86;&#x7814;&#x7A76;&#x3002;STM &#x900F;&#x9732;&#x91CD;&#x5EFA;&#x81EA;&#x7531;&#x8868;&#x9762;&#x5149;&#x6ED1; &#xFF1B;&#x4E0E;&#x8FD0;&#x8F93;&#x6D4B;&#x91CF;&#x5BC6;&#x5EA6;&#x7684;&#x56FD;&#x5BB6;&#xFF0C;&#x4ECE;&#x5149;&#x7535;&#x5B50;&#x80FD;&#x8C31;&#x548C;&#x96A7;&#x9053;&#x8C31;&#x4E2D;&#x63D0;&#x53D6;&#x3002;&#x6D3E;&#x751F;&#x4ECE; ARPES &#x8D39;&#x7C73;&#x8868;&#x9762; (FS) &#x5D4C;&#x5957;&#x5C5E;&#x6027;&#x5BF9;&#x5E94;&#x4E8E;&#x5DF2;&#x77E5;&#x7684;&#x6A21;&#x5F0F;&#x7684;&#x7535;&#x8377;&#x8F68;&#x9053;&#x8BA2;&#x8D2D; (COO)&#xFF0C;&#x8FD9;&#x610F;&#x5473;&#x7740;&#xFF0C;&#x8D22;&#x653F;&#x53F8;&#x53F8;&#x957F;&#x4E0D;&#x7A33;&#x5B9A;&#x503E;&#x5411;&#x5F62;&#x6210;&#x4E2D; LSMO &#x7684;&#x9996;&#x5E2D;&#x8FD0;&#x8425;&#x5B98;&#x72B6;&#x6001;&#x6709;&#x5173;&#x3002;

&#x6865;&#x63A5;&#x5145;&#x7535;&#x8F68;&#x9053;&#x8BA2;&#x8D2D;&#x548C;&#x9530;&#x63BA;&#x6742;&#x534A;&#x5355;&#x56FE;&#x5C42;&#x6C27;&#x5316;&#x7269; La (0.5) Sr (1.5) MnO&#x2084; &#x8D39;&#x7C73;&#x8868;&#x9762;&#x4E0D;&#x7A33;&#x5B9A;&#x60C5;&#x51B5;&#x3002;

The single-layered half-doped manganite La(0.5)Sr(1.5)MnOâ‚„ (LSMO), was studied by means of the angle-resolved photoemission spectroscopy (ARPES), scanning tunneling microscopy (STM), and resistivity measurements. STM revealed a smooth reconstruction-free surface; the density of states, extracted from photoemission and tunneling spectroscopy, is in agreement with transport measurements. The derived from ARPES Fermi surface (FS) nesting properties correspond to the known pattern of the charge-orbital ordering (COO), which implies that FS instability is related to the propensity to form a COO state in LSMO.

Bridging charge-orbital ordering and Fermi surface instabilities in half-doped single-layered manganite La(0.5)Sr(1.5)MnOâ‚„.

La seule couche dop&eacute;e &agrave; moiti&eacute; manganite MnO&#x2084; de Sr (1.5) de La (0,5) (LSMO), a &eacute;t&eacute; &eacute;tudi&eacute;e au moyen de la spectroscopie de photo&eacute;mission r&eacute;solue en angle (ARPES), scanning tunneling microscope (STM) et la r&eacute;sistivit&eacute; des mesures. STM ont r&eacute;v&eacute;l&eacute; une surface lisse exempt de reconstruction ; la densit&eacute; d&#39;&Eacute;tats, extraites de photo&eacute;mission et spectroscopie tunnel, est en accord avec les mesures de transport. La d&eacute;riv&eacute;e de Fermi ARPES nidification propri&eacute;t&eacute;s de surface (FS) correspondent au mod&egrave;le connu de la commande frais-orbital (COO), ce qui implique que l&#39;instabilit&eacute; FS est li&eacute;e &agrave; la propension &agrave; former un &Eacute;tat COO dans LSMO.

Pont de commande orbitale frais et instabilit&eacute;s de surfaces de Fermi dans dop&eacute;e &agrave; moiti&eacute; seule couche manganite MnO&#x2084; Sr (1.5) de La (0,5).

&#x8D70;&#x67FB;&#x30C8;&#x30F3;&#x30CD;&#x30EB;&#x9855;&#x5FAE;&#x93E1; (STM) &#x304A;&#x3088;&#x3073;&#x6BD4;&#x62B5;&#x6297;&#x6E2C;&#x5B9A;&#x89D2;&#x5EA6;&#x5206;&#x89E3;&#x5149;&#x96FB;&#x5B50;&#x5206;&#x5149; (ARPES) &#x306B;&#x3088;&#x308B;&#x5358;&#x5C64;&#x534A;&#x5206;&#x3092;&#x30C9;&#x30FC;&#x30D7;&#x3057;&#x305F;&#x30DE;&#x30F3;&#x30AC;&#x30F3; &#x30E9; (0.5) Sr (1.5) MnO&#x2084; (LSMO) &#x3092;&#x8ABF;&#x3079;&#x305F;&#x3002;STM &#x3067;&#x306F;&#x7121;&#x6599;&#x306E;&#x5FA9;&#x8208;&#x306E;&#x6ED1;&#x3089;&#x304B;&#x306A;&#x8868;&#x9762;&#x3092;&#x660E;&#x3089;&#x304B;&#x306B;&#x3057;&#x305F;;&#x5149;&#x96FB;&#x5B50;&#x304A;&#x3088;&#x3073;&#x30C8;&#x30F3;&#x30CD;&#x30EB;&#x5206;&#x5149;&#x304B;&#x3089;&#x62BD;&#x51FA;&#x3057;&#x305F;&#x72B6;&#x614B;&#x5BC6;&#x5EA6;&#x306E;&#x4F1D;&#x5C0E;&#x6E2C;&#x5B9A;&#x3068;&#x306E;&#x5951;&#x7D04;&#x3067;&#x3059;&#x3002;&#x89D2;&#x5EA6;&#x5206;&#x89E3;&#x5149;&#x96FB;&#x5B50;&#x5206;&#x5149;&#x306E;&#x8868;&#x9762; (FS) &#x30CD;&#x30B9;&#x30C8; &#x30D7;&#x30ED;&#x30D1;&#x30C6;&#x30A3;&#x3001;FS &#x4E0D;&#x5B89;&#x5B9A;&#x6027;&#x3092;&#x610F;&#x5473;&#x3059;&#x308B;&#x96FB;&#x8377;&#x8ECC;&#x9053;&#x6CE8;&#x6587; &#xFF08;COO&#xFF09; &#x306E;&#x65E2;&#x77E5;&#x306E;&#x30D1;&#x30BF;&#x30FC;&#x30F3;&#x306B;&#x5BFE;&#x5FDC;&#x3059;&#x308B;&#x30D5;&#x30A7;&#x30EB;&#x30DF;&#x304B;&#x3089;&#x6D3E;&#x751F;&#x3057;&#x305F; LSMO &#x306E; COO &#x72B6;&#x614B;&#x3092;&#x5F62;&#x6210;&#x3059;&#x308B;&#x50BE;&#x5411;&#x306B;&#x95A2;&#x9023;&#x3067;&#x3059;&#x3002;

&#x96FB;&#x8377;&#x8ECC;&#x9053;&#x79E9;&#x5E8F;&#x3068;&#x30D5;&#x30A7;&#x30EB;&#x30DF;&#x306E;&#x8868;&#x9762;&#x4E0D;&#x5B89;&#x5B9A;&#x6027;&#x304C;&#x534A;&#x5206;&#x3092;&#x30C9;&#x30FC;&#x30D7;&#x3057;&#x305F;&#x5358;&#x5C64;&#x30DE;&#x30F3;&#x30AC;&#x30F3; &#x30E9; (0.5) Sr &#xFF08;1.5&#xFF09; MnO&#x2084; &#x30D6;&#x30EA;&#x30C3;&#x30B8;&#x3002;

&#xB2E8;&#xC77C; &#xB808;&#xC774;&#xC5B4; &#xBC18; &#xC2E4;&#xC218;&#xB85C; manganite &#xB77C; (0.5) Sr (1.5) MnO&#x2084; (LSMO) &#xD130;&#xB110;&#xB9C1; &#xD604;&#xBBF8;&#xACBD; (STM) &#xBC0F; &#xC800;&#xD56D; &#xCE21;&#xC815; &#xC2A4;&#xCE90;&#xB2DD; &#xAC01;&#xB3C4; &#xD574;&#xACB0; photoemission &#xBD84;&#xAD11;&#xD559; (ARPES)&#xB97C; &#xD1B5;&#xD574; &#xC5F0;&#xAD6C; &#xD588;&#xB2E4;. STM &#xBC1D;&#xD600; &#xBD80;&#xB4DC;&#xB7EC;&#xC6B4; &#xC7AC;&#xAD6C;&#xC131; &#xC5C6;&#xB294; &#xD45C;&#xBA74;; photoemission &#xBC0F; &#xD130;&#xB110;&#xB9C1; &#xBD84;&#xAD11;&#xD559;&#xC5D0;&#xC11C; &#xCD94;&#xCD9C; &#xB41C; &#xC0C1;&#xD0DC;&#xC758; &#xBC00;&#xB3C4; &#xC804;&#xC1A1; &#xCE21;&#xC815; &#xACC4;&#xC57D;. LSMO&#xC5D0;&#xC11C; COO &#xC0C1;&#xD0DC; &#xD615;&#xC131; &#xC131;&#xD5A5; ARPES &#xD398;&#xB974;&#xBBF8;&#xB294; FS &#xBD88;&#xC548;&#xC815;&#xC744; &#xC758;&#xBBF8; &#xD558;&#xB294; &#xCDA9;&#xC804; &#xADA4;&#xB3C4; &#xC8FC;&#xBB38; (COO)&#xC758; &#xC54C;&#xB824;&#xC9C4;&#xB41C; &#xD328;&#xD134;&#xC5D0; &#xD574;&#xB2F9; &#xD558;&#xB294; &#xD45C;&#xBA74; (FS) &#xC911;&#xCCA9; &#xC18D;&#xC131;&#xC5D0;&#xC11C; &#xD30C;&#xC0DD; &#xB41C; &#xAD00;&#xB828; &#xB418;&#xC5B4; &#xC788;&#xC2B5;&#xB2C8;&#xB2E4;.

&#xBE0C;&#xB9AC;&#xC9C0; &#xCDA9;&#xC804; &#xADA4;&#xB3C4; &#xC21C;&#xC11C; &#xBC0F; &#xB2E8;&#xC77C; &#xB808;&#xC774;&#xC5B4; manganite &#xBC18; &#xC2E4;&#xC218;&#xB85C; &#xB77C; (0.5) Sr (1.5) Mno&#x2084;&#xC5D0;&#xC11C;&#xC5D0;&#xC11C; &#xD398;&#xB974;&#xBBF8; &#xD45C;&#xBA74; &#xBD88;&#xC548;.

La sola capa media dopada Manganita La (0.5) Sr (1.5) MnO&#x2084; (LSMO), fue estudiada por medio de la espectroscopia de fotoemisi&oacute;n resuelta en &aacute;ngulo (ARPES), an&aacute;lisis de mediciones t&uacute;nel de microscop&iacute;a (STM) y resistividad. STM revel&oacute; una superficie libre de reconstrucci&oacute;n; la densidad de Estados, extra&iacute;dos de fotoemisi&oacute;n y espectroscopia t&uacute;nel, concuerda con las mediciones de transporte. Derivado de Fermi ARPES anidaci&oacute;n propiedades de superficie (FS) corresponden al patr&oacute;n conocido del carga-orbital pedido (COO), lo que implica que la inestabilidad FS est&aacute; relacionado con la propensi&oacute;n a formar un estado COO en LSMO.

Tender un puente sobre pedido de carga-orbital e inestabilidades superficies de Fermi en Manganita sola capa media dopada La (0.5) Sr (1.5) MnO&#x2084;.

Article	Year
Pseudogap-driven sign reversal of the Hall effect. Physical review letters\| PubMed ID: 18643525	2008
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Electronic structure and nesting-driven enhancement of the RKKY interaction at the magnetic ordering propagation vector in Gd2PdSi3 and Tb2PdSi3. Physical review letters\| PubMed ID: 19257445	2009
Two energy gaps and Fermi-surface "arcs" in NbSe2. Physical review letters\| PubMed ID: 19518731	2009
Temperature and doping-dependent renormalization effects of the low energy electronic structure of Ba1-xKxFe2As2 single crystals. Physical review letters\| PubMed ID: 19518744	2009
Two-gap superconductivity in Ba1-xKxFe2As2: a complementary study of the magnetic penetration depth by muon-spin rotation and angle-resolved photoemission. Physical review letters\| PubMed ID: 19518904	2009
Weak superconducting pairing and a single isotropic energy gap in stoichiometric LiFeAs. Physical review letters\| PubMed ID: 20482200	2010
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Bridging charge-orbital ordering and Fermi surface instabilities in half-doped single-layered manganite La(0.5)Sr(1.5)MnOâ‚„. Physical review letters\| PubMed ID: 21230862	2010

Danil V. Evtushinsky

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