1．はじめに
2008年に、鉄と砒茶を含む化合物LaFeAsO 1.xFxが32 K以下で超伝導を示すことが報告されて以来[1]、更に高いT。を持つ物質の探索が進められた結果、多くの新型鉄系超伝導体が発見され、T 。の最高値は56 Kまで上昇している。一方で、高温超伝導の発現機構に関しては未解明の点が数多く残っている。鉄系超伝導体の中でも、図1(a)に示したBa」,K,Fe2As2は比較的T。が高く、大型の単結晶試料が得られることから精力的に研究が行われてきた物質の一つである。この物質は、電荷供給層の役割を果たすBa/K層と、超伝導発現の舞台となる(FeAs),層が交互に積層した結晶構造をとっている。母物質(x＝0)であるBaFe₂As₂は~140 K以下で構造相転移を伴ってストライプ型の反強磁性磁気秩序[2]を示す[図1(b)]。K濃度(x)を増やすことで母物質にホールをドープしていくと、徐々に反強磁性秩序が弱まっていき、x～0.1で超伝導が発現した後、x ～ 0.4で最高値T。～ 38 Kに達する。その後Tは低下に転じx = 1では~3 Kとなる。このような電子相図[3]や二次元的な伝導面の存在は、銅酸化物高温超伝導体と類似しており、2つの高温超伝導体間での超伝導機構の関連についても興味が持たれている。超伝導機構を明らかにする上で重要となるのが、超伝導の発現に直接寄与するフェルミ準位近傍の電子状態である。角度分解光電子分光法(angle-resolved photoemission spectroscopy: ARPES)は、電子状態を波数とエネルギーに分解して直接親測できる強力な実験手法であり、銅酸化物高温超伝導体における dx2x2波超伝導ギャップ[4]や擬ギャップ[5]など、波数に依存した電子状態を解明する原動力となってきた。Ba 1.xK x Fe 2 As 2においても、最適ドープ組成のARPES測定が行われ、プリルアンゾーン中のΓ点にホール的なフェルミ面[図1(c)中のα、β]が存在し、M点には電子面(γ、 δ)が存在することが分かっている[6,7]。さらに超伝導ギャップの測定も行われ、図1(d)に示すように、各フェルミ面に沿ってノードの無い等方的な超伝導ギャップが開いているものの、フェルミ面間ではギャップの大きさが異なっており、多重ギャップs波超伝導が実現していることが示された[6,7]。母物質における反強磁性ベクトル(Qaf)でつながれるフェルミ面上で大きな超伝導ギャップが開くことから、反強磁性揺らぎが超伝導に重要な役割を果たす可能性が指摘されているが、最終的な結論は得られていない。反強磁性と超伝導の関係を解明するためには、広範なドープ領域に亘る電子状態の系統的な研究が重要である。本研究ノートでは、ARPESを用いてBa1.3K,Fe2As2における電子状態のドープ量依存性について研究を行った
2.実験方法
測定には自己フラックス法により作製した不足ドープBa0,75K025F02As2 (Tc = 26 K; x = 0.25)、最適ドープBa0,6K0,4F0,As2 (Tc = 37 K; x = 0.4)、過剰ドープBa03K07Fe2As2 (Tc = 22 K; x = 0.7)純良単結晶試料[10,11]を用いた。ARPES測定は東北大学の高分解能光電子分光装置を用いて行った。励起光にはHe Iα共鳴線(hv=21.218 eV)を用い、エネルギー、運動量分解能はそれぞれ3-12 meV、0.2°に設定した。 ARPES測定に必要な情浄試料表面は5×10 11 Torrの超高真空中で試料を劈開することによって得た。試料のフェルミ準位は、試料基板上に蒸着した金のフェルミ準位を参照して決定した。
3.結果と考察
図２に、実験的に決定したフェルミ面のドープ量依存性を示す。いずれのドープ量においてもΓ点にはホール面、M点には電子面が存在しており、フェルミ面のトポロジーは変化していないことを見出した。各フェルミ面の大きさに着目すると、 K濃度の増加に伴ってホール面は大きくなっているのに対して、電子面は小さくなっていることが分かる。このような変化はホールドーピングによって引き起こされる、リジッドバンド的な化学ポテンシャルの変化によって理解できる。超伝導ギャップのドープ量依存性を明らかにするため、各フェルミ面上でT以下に温度を下げて高分解能測定を行った結果を図2(a)、(b)に示す。測定した全ての組成で、β面に比べてα面の超伝導図３  超伝導状態において(a) α面、(b) β面上でギャップが大きくなっており、広いドープ領域に直って多重ギャップ超伝導が実現していることを見出した。また、図2(c)から分かるように、超伝導ギャップの大きさ自体はドープ量に依存して変化するものの、2D/kBT。の価はドープ量にあまり依存せず、α面では~7.5、β面では~3.5になっていることを明らかにした。この結果は、超伝導のペアリングの強さがT。を決定する重要な要因になっていることを示している。超伝導ギャップの異方性については、不足ドープ/過剰ドープ共に、最適ドープ組成と同様、各フェルミ面上でほぼ等方的でノードは存在しないことを見出した[8,9]。以上の結果は、超伝導ギャップ対称性がこれらの組成で共通することを示している。また、反強磁性ベクトルQafによるフェルミ面のネスティングを考えると、いずれの組成においてもβ面よりもα面のネスティング条件が良いことから、α面における大きな超伝導ギャップは反強磁性揺らぎによる超伝導機構を指示する結果と考えられる。事実、反強磁性相互作用によって引き起こされる超伝導状態で期待される超伝導ギャップ関数Δ(k) = Δ o cosk, • cosk,を用いて、今回親測した超伝導ギャップの波数・フェルミ面依存性を比較的良く再現することが可能である[9]。図3(a)のARPESスペクトルを良く見ると、x = 0.25では明瞭な超伝導準粒子ピークが存在しないことがわかる。より広いエネルギー範囲に亘って測定したARPESスペクトルを見てみると[図4(a)]、 10 meVより内側で開く超伝導ギャップに加えて、 18 meV程度に別のギャップ的な構造が存在することがわかる(図中矢印参照)。超伝導ギャップはT。以上で消失するのに対して、18 meVの構造はTs以上でも残っていることを見出した。より詳細な温度変化測定を行った結果、このギャップ構造は温度の上昇とともに徐々に埋まっていき、T*＝ 115-125 Kで消失することを明らかにした[図4(c)、 (d)]。このような振る舞いは、銅酸化物高温超伝導体の不足ドープ領域で見られる擬ギャップと良く似ていることから、以後、この18 meVのギャップ構造を擬ギャップと呼ぶ。この擬ギャップは超伝導ギャップと異なるエネルギースケールを持つことから、超伝導の前駆現象によるものでは無いと考えられる。また、x = 0.25ではT以上で長距雕磁気秩序が起こるという報告が無いため、磁気相転移に起因したギャップでも無い。そこで、擬ギャップの起源について知見を得るため、同様の測定をβ面上でも行った。その結果、図4(e)に示すように、β面上では波数によらず超伝導ピークが存在しており、擬ギャップの存在を示す証拠は観測されなかった。擬ギャップのフェルミ面依存性と、擬ギャップが不足ドープ試料でのみ観測されるという実験結果は、擬ギャップの形成が反強磁性的な相互作用と関係していることを示唆する。図4(f)に示すように、M点にある電子面をQ af = (π, 0)だけずらすと、図中で斜線を示した領域でホール面と重なることが分かる。この波数領域は擬ギャップが明確に親測された波数領域と良く対応している。ここでは示していないものの、電子面においてもα面と同様に超伝導ピークが抑制されており、フェルミ面のネスティング条件から予想される擬ギャップの波数依存性と矛盾しない[9]。今回親測した不足ドーピングに伴う超伝導ギャップサイズとT。の抑制、及びT以下における超伝導ギャップと擬ギャップの共存を併せて考えると、擬ギャップ状態は超伝導と競合する状態である可能性が考えら図4    (a) Ba0,75KxFe2As2 (Tc = 26 K)においてT。上下で測定したARPESスペクトル.測定は(b)中の赤い丸印上で行った[9].黒い点線と矢印は超伝導ギャップと擬ギャップの大きさに対応する. (c) (b)中の#1で測定したARPESスペクトルの温度依存性.赤で示した領域は擬ギャップによって失われたスペクトル強度を示している. (d)擬ギャップによるスペクトル強度損失の温度依存性. (c) β面上で測定した ARPES スペクトル. (f)実験的に決定したフェルミ面. 電子面はQarだけずらしてある.れる。このことは、反強磁性の揺らぎは超伝導対形成を媒介すると同時に、超伝導を阻害する場合もあることを示唆している。
5.まとめ
鉄系超伝導体Ba1,8K,Fe2As,の電子状態のドープ量依存性を測定し、0.25 ≤ x ≤ 0.7という広いドープ領域に亘って多重ギャップs波超伝導が実現していることを発見した。また、各フェルミ面上の超伝導ギャップの大きさが T。と比例関係にあることを明らかにした。これらの結果は反強磁性揺らぎによる超伝導機構によって説明できることを見出した。また、不足ドープ試料において、超伝導ギャップと異なるエネルギースケールを持つ擬ギャップを直接観測することに成功した。擬ギャップは、反強磁性ベクトルでつながれるフェルミ面上で大きくなることから、超伝導機構と同様、反強磁性揺らぎに起因している可能性が考えられる。以上の結果は、鉄系超伝導体の超伝導機構及び特異な電子相図の起源を理解する上で、反強磁性的な相互作用の影響を考慮することが重要であることを示唆している。ここで紹介した内容は、関場場一、川原卓磨、梅澤浩太郎(理学研究科)、相馬清吾(原子分子材料科学高等研究機構)、P. Richard、T. Qian、H. Ding、 N. L. Wang、Z. Fang、X. Dai(中国科学院)、Y.-M. Xu(バークレー国立研究所)、G. F. Chen(中国人民大)、H. H. Wen(南京大)、Z. Wang(ボストン大)の各氏との共同研究による成果である。ここに感謝申しあげます。 [1] Y. Kamihara et al., J. Am. Chem. Soc. 130, 3296 (2008). [2] Q. Huang et al., Phys. Rev. Lett. 101, 257003. (2008). [3] M. Rotter et al., Angew. Chem. Int. Ed. 47, 7947 (2008). [4] H. Ding et al., Phys. Rev. B 54, R9678 (1996). [5] H. Ding et al., Nature 382, 51 (1996). [6] H. Ding et al., Europhys. Lett. 83, 47001 (2008). [7] K. Nakayama et al., Europhys. Lett. 85, 67002 (2009). [8] K. Nakayama et al. , Phys. Rev. B 83, 020501(R) (2011). [9] Y.-M. Xu et al., Nature Commun. 2, 392 (2011). [10] S. W. Zhang et al., Phys. Rev. B 81, 012503 (2010). [11] G F. Chen et al., Phys. Rev. B 78, 224512 (2008).