高壓調(diào)控的磁性量子臨界點和非常規(guī)超導電性?

程金光

(中國科學院物理研究所,極端條件物理重點實驗室,北京 100190)(2016年11月2日收到;2016年11月19日收到修改稿)

專題:高壓下物質(zhì)的新結(jié)構(gòu)與新性質(zhì)研究進展

高壓調(diào)控的磁性量子臨界點和非常規(guī)超導電性?

程金光?

(中國科學院物理研究所,極端條件物理重點實驗室,北京 100190)(2016年11月2日收到;2016年11月19日收到修改稿)

通過化學摻雜或者施加高壓等調(diào)控手段抑制長程磁有序可以實現(xiàn)磁性量子臨界點,在其附近往往伴隨出現(xiàn)諸如非費米液體行為或者非常規(guī)超導電性等奇特物理現(xiàn)象.相比于化學摻雜,高壓調(diào)控具有不引入晶格無序和精細調(diào)控等優(yōu)點.利用能提供良好靜水壓環(huán)境的立方六面砧和活塞-圓筒高壓低溫測量裝置,首先系統(tǒng)研究了具有雙螺旋磁有序結(jié)構(gòu)的CrAs和MnP單晶的高壓電輸運行為,分別在Pc≈0.8 GPa和8 GPa實現(xiàn)了它們的磁性量子臨界點,并在Pc附近分別觀察到Tc=2 K和1 K的超導電性,相繼實現(xiàn)了鉻基和錳基化合物超導體零的突破;然后,詳細測量了FeSe單晶高壓下的電阻率和交流磁化率,繪制了詳盡的溫度-壓力相圖,揭示了電子向列序、長程反鐵磁序和超導相之間的相互競爭關(guān)系,特別是在接近磁有序消失的臨界點Pc≈6 GPa附近觀察到Tmaxc=38.5 K的高溫超導電性,表明臨界反鐵磁漲落對FeSe中的高溫超導電性起重要作用.

高壓調(diào)控,磁性量子臨界點,非常規(guī)超導,非費米液體行為

1 引 言

近年來,量子臨界性被認為是強關(guān)聯(lián)電子體系中許多反常物理現(xiàn)象的普適性特征而備受關(guān)注[1,2].對于目前已知的非常規(guī)超導體系[3?6],包括重費米子和有機化合物超導體、銅基和鐵基高溫超導體等,它們的超導相圖都可以在量子臨界的框架下得到統(tǒng)一的理解,即超導電性往往出現(xiàn)在反鐵磁序消失的臨界點附近.實驗上,利用化學摻雜或者施加高壓等調(diào)控手段,將發(fā)生在有限溫度的連續(xù)相變(通常為反鐵磁序)抑制到絕對零度附近,就可以實現(xiàn)量子臨界點,如圖1所示.雖然量子臨界點是發(fā)生在零溫的電子相變,但是與之相關(guān)的量子臨界漲落可以在非常大的溫度范圍內(nèi)影響物理性質(zhì),造成一系列奇特的物理現(xiàn)象.例如,描述正常金屬中低溫電子合作行為的朗道費米液體理論往往會失效,取而代之的是一系列反常的非費米液體行為和電子有效質(zhì)量的顯著增加[7],對這些反?，F(xiàn)象的描述超越了朗道費米液體理論框架.此外,由于量子臨界點附近的超導電性與長程反鐵磁序毗鄰,人們普遍認為反鐵磁臨界漲落是造成電子配對的重要機理,支持非常規(guī)超導[5].因此,探索并實現(xiàn)磁性量子臨界點不僅可以系統(tǒng)地揭示反常物理行為的規(guī)律,為發(fā)展新穎的理論框架提供機遇,而且還可能發(fā)現(xiàn)非常規(guī)超導電性,從而為探索新型的非常規(guī)超導體系提供重要的思路.

盡管化學摻雜是抑制長程磁有序進而誘導非常規(guī)超導電性常用的手段,然而高壓調(diào)控具有獨特的優(yōu)勢:一方面,施加物理壓力原則上不會引入晶格無序、造成相分離或者提供額外的電荷載流子,因此是一種相對“干凈”和“均勻”的調(diào)控手段,有利于揭示材料內(nèi)稟性質(zhì)的演化過程;另一方面,通過非常小步長的增加壓力還可以實現(xiàn)精確的物性調(diào)控,從而以“可控”的方式趨近量子臨界點并詳細研究臨界區(qū)域非常窄范圍內(nèi)的奇異物理性質(zhì),這一點在許多重費米子體系中尤為重要[3].

圖1 量子臨界點示意圖 通過化學摻雜x、施加高壓P或者磁場H等調(diào)控手段δ將發(fā)生在有限溫度TN的有序相變抑制到零溫附近,就可以實現(xiàn)量子臨界點(QCP),在臨界點δc附近往往發(fā)現(xiàn)奇特的物理現(xiàn)象,例如非費米液體行為、電子有效質(zhì)量m?/m0的顯著提高,甚至非常規(guī)超導電性Fig.1.Aschematic drawing of quantumcritical point(QCP),which arises when a continuous phase transition at TNis suppressed tooccur at zerotemperature by the application of ex ternal tuning parameterδ,such as the chemical doping x,pressure P,ormagnetic field H.Exotic phenomena such as the non-Fermi-liquid behaviors,a d ramatic enhancement of the eff ective mass m?/m0,and unconventional superconductivity are frequently observed near the QCP.

值得注意的是,近年來越來越多的高壓實驗研究表明,保持良好的靜水壓環(huán)境是高壓物性測量中獲得材料本征壓力效應的關(guān)鍵[8?10].很典型的一個例子是CaFe2As2,能否利用高壓誘導其出現(xiàn)超導電性完全取決于靜水壓的好壞[8].采用氣體或者液體傳壓介質(zhì)的高壓技術(shù)通常能提供相對較好的靜水壓環(huán)境.目前,在測量高壓下的電輸運性質(zhì)時,能提供較好靜水壓環(huán)境的高壓技術(shù)主要有活塞-圓筒[11]和立方六面砧壓腔[12].前者能提供約3 GPa的最高壓強,是目前已經(jīng)商業(yè)化的、應用較廣泛的高壓技術(shù),本文中將不再贅述;后者能實現(xiàn)高達16 GPa的壓強[13],樣品空間較大,操作相對簡易,在本文第二部分將詳細介紹.近年來,基于金剛石對頂砧[14]的高壓電輸運測量技術(shù)得到迅速推廣,其優(yōu)點是能實現(xiàn)100 GPa以上的超高壓,而且高壓裝置體積小,因而容易與商用恒溫器和磁體配合使用,但是由于樣品空間的制約通常采用固體傳壓介質(zhì),這不可避免地會造成較大的壓力不均勻性(例如,單軸壓力和切向應力等)[15].

本文概述近三年來我們利用活塞-圓筒和六面砧高壓技術(shù)探索壓力誘導的磁性量子臨界點和非常規(guī)超導電性方面的最新研究進展[16?18].第二部分介紹在中國科學院物理研究所建立的國內(nèi)第一臺基于立方六面砧壓腔的高壓低溫物性測量裝置;第三和第四部分分別介紹利用高壓抑制雙螺旋磁體CrAs和MnP的長程磁有序,并在它們的磁性量子臨界點附近首次發(fā)現(xiàn)超導電性;第五部分將給出FeSe單晶的完整溫度-壓力相圖,揭示電子向列序、反鐵磁序與高溫超導的相互競爭關(guān)系;第六部分是結(jié)論和展望.

2 立方六面砧高壓低溫物性測量裝置

基于立方六面砧壓腔的高壓-低溫物性測量技術(shù)起源于日本東京大學物性研究所,由Mori教授等[19]在20世紀90年代設(shè)計并逐步發(fā)展起來.如圖2(a)所示,其核心部件由六個壓砧構(gòu)成,通過一對對稱的具有45?斜面的導向塊將這六個壓砧向中心推動來同步擠壓固體密封塊,密封塊中心放置了聚四氟乙烯膠囊,樣品懸掛在充滿液體傳壓介質(zhì)的膠囊中.這種三軸加壓和樣品浸泡在液體傳壓介質(zhì)中的方式能保證良好的靜水壓環(huán)境,即壓力的各向同性和均勻性[12].然而由于高壓腔體積龐大,實現(xiàn)低溫時需要消耗大量的液氮和液氦低溫制冷劑(例如,從室溫降至2 K需30 L以上的液氦),這成為阻礙此技術(shù)推廣的一個重要原因.Mori教授的繼任者Uwatoko教授進一步發(fā)展了此技術(shù),在2008年設(shè)計了一種微型立方六面砧壓腔[20],在保持最高壓強不變的情況下大大縮小了高壓腔體的體積,不僅大大降低了低溫實驗成本,而且更容易與極低溫和強磁場等綜合極端條件相結(jié)合[21].

我們在2014年將此技術(shù)引進到中國科學院物理研究所極端條件物理重點實驗室,成功搭建了國內(nèi)第一套基于立方六面砧的大腔體高壓低溫物性測量裝置.如圖2(b)所示,此裝置將微型六面砧壓腔、交換氣體型恒溫器和室溫孔超導磁體集成在一起,實現(xiàn)了最高壓強Pmax=15 GPa、最低溫度Tmin=1.4 K和最高磁場Hmax=9 T等綜合極端條件下的物性測量,包括電阻率、磁阻、霍爾電阻、交流磁化率、交流比熱等.最近,我們與人民大學于偉強教授課題組合作,成功地將此裝置應用于高壓下的核磁共振測量,詳細研究了FeSe單晶在高達8 GPa下的微觀磁性,獲得了有意義的結(jié)果.因此,基于立方六面砧的高壓低溫物性測量裝置將成為獲得10 GPa量級靜水壓下高壓效應的重要研究手段.

圖2 (a)立方六面砧裝置的加壓示意圖,其中六個壓砧同步擠壓中心的立方密封塊,樣品放置在密封塊中心充滿液體傳壓介質(zhì)的聚四氟乙烯膠囊中;(b)中國科學院物理研究所搭建的基于立方六面砧壓腔的高壓低溫物性測量裝置,包括六面砧高壓腔、氣體交換腔恒溫器和超導磁體,可實現(xiàn)最高壓強Pmax=15 GPa、最低溫度Tmin=1.4 K和最高磁場Hmax=9 T的綜合極端條件Fig.2.(a)Aschematic d rawing of the cubic anvil cell(CAC)consisting of six anvils converging ontothe cubic gasket,in which the sample was suspended in a Tefl on cell fi lled with the liquid pressu re transmittingmed ium;(b)a picture of the CAC apparatus estab lished in the IOP CAS by integrating the CAC with the L-Heliumcryostat and a superconducting magnet.This systemenab les us tomeasure physical properties under mu ltiple ex treme conditions including the Pmax=15 GPa,Tmin=1.4 Kand Hmax=9 T.

3 CrAs中高壓誘導超導電性的發(fā)現(xiàn)[16]

在常溫常壓條件下,CrAs具有MnP型(B31)正交晶體結(jié)構(gòu),如圖3(a)插圖所示,晶格參數(shù)為a=5.649?,b=3.464?,c=6.2084?(空間群Pnma).常壓下隨著溫度降低,CrAs在TN≈265 K發(fā)生一級反鐵磁相變[22?24],中子粉末衍射表明其在TN以下具有雙螺旋型的反鐵磁結(jié)構(gòu),Cr離子的磁矩約為1.7μB,在ab平面內(nèi)旋轉(zhuǎn),螺旋傳播方向為c軸.很奇特的是,伴隨著反鐵磁轉(zhuǎn)變,其晶體結(jié)構(gòu)在TN處發(fā)生強烈的等結(jié)構(gòu)變化,特別是b軸突然膨脹約4%,而a和c軸分別突然縮短約0.3%和0.9%,造成體積膨脹約1%.雖然在鐵基超導體的母體化合物中,反鐵磁(自旋密度波)轉(zhuǎn)變的同時也伴隨著結(jié)構(gòu)相變,即從四方到正交晶體結(jié)構(gòu)的變化,不同的是CrAs在TN處發(fā)生的是等結(jié)構(gòu)變化,晶體結(jié)構(gòu)的對稱性并沒有降低.對高質(zhì)量CrAs單晶的電阻率測試表明[25],其在室溫以下的整個溫區(qū)表現(xiàn)出良好的金屬性電導,電阻率和磁化率在一級反鐵磁轉(zhuǎn)變處都呈現(xiàn)突然跳變,升降溫時TN存在約10 K的熱滯.通常情況下,這種與結(jié)構(gòu)變化緊密關(guān)聯(lián)的磁相變往往對壓力是非常敏感的.早期對CrAs多晶的高壓電阻率測試確實表明[26],TN隨著壓力的升高而逐漸降低,在約5 kbar(1 bar=105Pa)時就消失了,這意味著高壓可能在CrAs中誘導磁性量子臨界點.然而,早期的高壓研究并沒有關(guān)注臨界點附近的低溫物性.

從2013年6月開始,我們利用活塞-圓筒高壓腔對高質(zhì)量的CrAs單晶[25]開展了仔細的高壓電阻率和磁化率測試,最終在其磁有序被壓制的臨界點附近首次觀察到超導電性[16].圖3(a)顯示的是0≤P≤7 kbar范圍內(nèi)CrAs單晶在整個溫區(qū)的ρ(T)曲線.從圖3(a)可以清晰地看到:TN隨著壓力的增加逐漸向低溫移動,6.97 kbar時已降至約70 K;當P ＞ 7 kbar時,從ρ(T)曲線上已經(jīng)看不出明顯反常,這意味著高壓已經(jīng)完全抑制了反鐵磁序.值得注意的是,當P＜3 kbar時,ρ(T)表現(xiàn)出與常壓類似的強烈一級相變特征;而當P＞3 kbar時,ρ(T)在TN處則表現(xiàn)為相對平滑的拐點,而且隨著壓力的增加越來越弱,但是升、降溫時TN處仍然存在較大熱滯,表明其一級相變的特征仍然維持.上述結(jié)果與早期的高壓研究[26]類似,證實了高壓確實可以完全抑制長程磁有序.圖3(b)和圖3(c)顯示了不同壓力下的低溫ρ(T)數(shù)據(jù),證實了磁性量子臨界點附近確實出現(xiàn)了超導電性.可以看出,CrAs的ρ(T)在常壓下降到0.3 K也沒有任何超導跡象;在0＜ P ＜ 3 kbar區(qū)間,當高溫ρ(T)在TN處表現(xiàn)為突然跳變時,雖然低溫ρ(T)在T＜3 K出現(xiàn)多臺階的下降,但是并沒有達到零電阻;在3＜P＜7 kbar區(qū)間,當高溫ρ(T)在TN處表現(xiàn)為相對平滑的拐點時,低溫ρ(T)經(jīng)過多臺階的下降,最終在約1 K達到零電阻,表明實現(xiàn)了超導電性,而這種多臺階式的ρ(T)下降歸因于反鐵磁相與超導相的共存;當P＞7 kbar時,反鐵磁序完全消失,超導轉(zhuǎn)變表現(xiàn)為非常陡峭的下降,約11 kbar時的超導轉(zhuǎn)變溫度為Tc=1.5 K(本文中定義達到零電阻的溫度為超導轉(zhuǎn)變溫度);當P＞11 kbar時,Tc隨著壓力的增加而逐漸降低.我們還測試了高壓下的交流磁化率,進一步確認了P＞8 kbar以上的超導相占樣品體積的90%以上,證實為體超導.而且,在3＜P＜7 kbar之間超導體積因子逐漸增加,也印證了超導相與反鐵磁相是共存的,與ρ(T)中觀察到的多臺階下降一致.

根據(jù)上述測試結(jié)果,我們繪制了CrAs單晶的溫度-壓力相圖.如圖4(a)所示,隨著壓力升高,TN逐漸降低,外推至零溫的臨界壓強Pc≈8 kbar.如圖4(b)所示,在3 kbar＜P＜Pc區(qū)間,超導相與反鐵磁相共存,造成超導轉(zhuǎn)變溫度寬度?Tc(定義為電阻率下降10%和90%的溫度范圍)較大(約1 K),超導相的抗磁體積因子|4πχ|隨壓力的升高而逐漸增加;最終當P ＞ Pc時,|4πχ|超過90%且保持恒定,而且?Tc小于0.1 K,表明進入體超導態(tài);Tc在11 kbar附近呈現(xiàn)出較寬的極大值,然后隨壓力的升高逐漸緩慢降低.

圖3 (a)0≤P≤7 kbar范圍內(nèi)CrAs單晶在整個溫區(qū)的電阻率ρ(T)數(shù)據(jù),圖中數(shù)值表示壓強,單位為kbar,箭頭指示反鐵磁有序溫度TN,從中可以清晰地看出壓力逐漸抑制TN,插圖為CrAs的晶體結(jié)構(gòu);(b),(c)0≤P≤21 kbar范圍內(nèi)CrAs單晶在低溫區(qū)的ρ(T)數(shù)據(jù),從中可以看出超導轉(zhuǎn)變的演化過程[16]Fig.3.(a)Resistivityρ(T)of the C rAs single crystal under various hyd rostatic pressu res upto7 kbar in the whole temperatu re range high lighting the variation with pressu re of the antiferromagnetic transition temperature TNind icated by the arrows.Inset shows a schematic crystal structure of CrAs.(b)and(c)ρ(T)data at lowtemperatu res in the whole investigated pressu re range high lighting the evolu tion with pressu re of the superconducting transition[16].

圖4 (a)C rAs單晶的溫度壓力相圖,其中AF和SC分別代表雙螺旋反鐵磁序和超導相;(b)從交流磁化率數(shù)據(jù)估計的0.4 K時的超導抗磁體積因子|4πχ|T=0.4K和10%—90%超導轉(zhuǎn)變溫度寬度?Tc隨壓力的變化;(c)低溫正常態(tài)電阻率溫度指數(shù)n隨壓力的變化;(d)按照ρ-T1.5畫出的P=9.5 kbar的正常態(tài)ρ(T),可以看到很好的線性關(guān)系;(a)—(c)中紅色圓圈、藍色方塊和綠色三角符號分別代表三個不同樣品測試的結(jié)果[16]Fig.4. (a)Temperature-pressu re phase d iagramof CrAs crystal. AF and SC represent the antiferromagnetismand superconductivity,respectively.Tchas been scaled by a factor of 20 for clarity. (b)The superconducting shielding fraction at 0.4 K,|4πχ|T=0.4K,and the superconducting transition temperatu re wid th,?Tcas a function of pressu re.Here?Tcis defined as the 10%–90%superconducting transition wid th.(c)Pressure dependence of the low-temperature resistivity exponent,n,obtained fromthe power-lawfi tting tothe normal-state resistivity below10 K.(d)Aplot ofρversus T1.5for the normal-stateρ(T)cu rve at P=9.5 kbar.The symbols of circle(red),square(b lue),and triangle(green)in(a),(b),(c)represent three independent samples with residual resistivity ratio=240,327,and 250,respectively[16].

CrAs的超導相圖與前面提到的許多非常規(guī)超導體系的相圖非常類似,包括圓頂狀的Tc(P)曲線,這意味著近鄰反鐵磁序的臨界漲落可能是造成超導配對的重要媒介.通過對CrAs正常態(tài)的低溫電阻率擬合,即ρ(T)=ρ+ATn,發(fā)現(xiàn)電阻率的溫度指數(shù)在3–20 kbar很寬的壓力區(qū)間接近n=1.5±0.1,如圖4(c)和圖4(d)所示.這與三維反鐵磁體系中由于磁漲落對準粒子的非相干散射給出的理論值非常接近,表明在Pc附近的反鐵磁漲落對電輸運性質(zhì)具有重要影響.此外,Kotegawa等[27]對CrAs進行了高壓核四極矩共振研究,發(fā)現(xiàn)1/(T1T)在Tc處并沒有呈現(xiàn)出Bardeen-Cooper-Schrieff er常規(guī)超導體特有的Hebel-Slichter相干峰,進一步支持CrAs中觀察到的超導態(tài)具有非常規(guī)配對機理.由于電子能帶結(jié)構(gòu)計算表明CrAs中費米面附近的電子態(tài)密度主要來源于Cr-3d電子[28],因此CrAs成為第一個鉻基化合物超導體,從而啟發(fā)人們探索新型的鉻基非常規(guī)超導體.例如,浙江大學曹光旱教授課題組[29?31]合成了一類新型的準一維超導體A2Cr3As3(A=K,Rb,Cs),表現(xiàn)出反常高的上臨界磁場μ0Hc2,成為最近強關(guān)聯(lián)電子體系的一個研究熱點.

4 MnP中高壓誘導超導電性的發(fā)現(xiàn)[17]

在CrAs工作的基礎(chǔ)上,我們繼續(xù)對與CrAs具有相同晶體結(jié)構(gòu)和類似雙螺旋反鐵磁基態(tài)的MnP單晶開展了詳細的高壓研究.在展示高壓實驗結(jié)果之前,我們首先對常壓下的物理性質(zhì)做簡單介紹.在常溫常壓下,MnP也具有正交B31-型晶體結(jié)構(gòu),晶格常數(shù)為a=5.26?,b=3.17?,c=5.92?.在不加外磁場情況下降溫,MnP先后經(jīng)歷了兩個磁相變[32,33]:首先,在TC≈290 K附近發(fā)生順磁到鐵磁轉(zhuǎn)變,Mn3+磁矩沿著b軸平行排列,在低溫時飽和磁矩達到約1.3μB/Mn;然后在Ts≈50 K從鐵磁態(tài)轉(zhuǎn)變?yōu)殡p螺旋反鐵磁結(jié)構(gòu),類似于CrAs,Mn磁矩在ab平面內(nèi)旋轉(zhuǎn),螺旋傳播方向沿著c軸,但是螺旋的周期遠大于CrAs.MnP在整個溫區(qū)也具有金屬性電導,電阻率ρ(T)在TC處表現(xiàn)出明顯的拐點;而c-軸ρc(T)在Ts處出現(xiàn)臺階式躍變[34].因此,通過跟蹤高壓下電阻率曲線上的這些反常,我們就可以獲得TC和Ts隨壓力的變化關(guān)系,從而探索磁性量子臨界點和可能的超導電性.

圖5(a)給出了0≤P≤10.7 GPa范圍MnP單晶電阻率ρ(T).我們測量的MnP樣品是采用Sn助溶劑法生長的高質(zhì)量的針狀單晶,電流方向沿著最長的b軸方向.高壓電阻率測試采用的是立方六面砧壓腔.從圖5(a)可以清晰地看出,常壓下的ρ(T)在鐵磁相變TC=291 K具有明顯拐點,對應圖5(b)所示的dρ/d T曲線上的尖峰;當壓力升高到2.8 GPa時,ρ(T)形狀基本保持不變,只是TC降到約250 K;然而,當P=5.0 GPa時,ρ(T)和dρ/d T曲線都表現(xiàn)出顯著不同的行為,前者在約200 K出現(xiàn)拐點,對應在dρ/d T曲線上的上跳,正如后面交流磁化率所示,這些不同的電阻率特征是由于鐵磁相變在P＞3 GPa時變?yōu)榉磋F磁相變造成的.因此,我們將P＞3 GPa的磁有序轉(zhuǎn)變溫度定義為Tm.如圖5(a)和圖5(b)所示,隨著壓力的增加Tm逐漸降低,7.4 GPa時已降至約70 K.當P≥8.1 GPa時,ρ(T)上已經(jīng)不能看出任何明顯反常,這意味著高壓已經(jīng)完全抑制了長程磁有序.

值得一提的是,Banus[35]早在1972年就曾利用固體傳壓介質(zhì)(AgCl)對MnP單晶開展過高壓研究,發(fā)現(xiàn)其磁有序溫度在3–5 GPa時不但沒有降低反而隨壓力增加稍微升高,與我們看到的單調(diào)降低完全不同.這表明MnP磁有序相變的壓力響應對靜水壓環(huán)境是非常敏感的.早期實驗采用的固體傳壓介質(zhì)造成的非靜水壓環(huán)境不利于抑制磁有序,而只有在較好的靜水壓條件下才能實現(xiàn)磁性量子臨界點.通過這一對比可以凸顯立方六面砧壓腔的優(yōu)勢.

圖5 (a),(b)0≤P≤10.7 GPa范圍內(nèi)MnP單晶在整個溫區(qū)的電阻率ρ(T)和相應的溫度導數(shù)dρ/d T,圖中數(shù)值表示壓強,單位為GPa,從中可以清晰看出壓力逐漸抑制磁有序溫度(豎直箭頭指示);(c)0≤P≤1.07 GPa范圍內(nèi)的c-軸電阻率ρc(T),從中可以看出雙螺旋反鐵磁有序溫度Ts隨壓力的變化;(d)不同壓力下的交流磁化率χ′(T),從中可以看到新的反鐵磁轉(zhuǎn)變T?[17]Fig.5.(a)Resistivityρ(T)and(b)the temperature derivative dρ/d Tof the MnP single crystal under various pressu resupto10.7GPa high lighting the variation with pressure of themagnetic transition indicated by the vertical arrows;(c)the c-axisρc(T)data at lowtemperatu res high lighting the evolution with pressure of the doub le helical transition at Ts;(d)temperature dependence of the ac magnetic susceptibility χ′(T)measured under various pressu res,which evidences the appearance of a newmagnetic transition at T?[17].

為了跟蹤Ts隨壓力的演化關(guān)系,我們還利用活塞-圓筒壓腔測試了MnP單晶的c-軸ρc(T).如圖5(c)所示,常壓下ρc(T)在Ts處表現(xiàn)為小的臺階式跳躍;隨著壓力的升高Ts迅速向低溫移動,在約1 GPa時完全消失.圖5(d)顯示了MnP單晶不同壓力下的交流磁化率χ′(T),從中可以直接跟蹤TC和Ts隨壓力的變化.常壓下,χ′(T)分別在TC和Ts處出現(xiàn)上升和下降,中間的平臺即對應鐵磁有序區(qū);與圖5(a)中電阻率結(jié)果一致,TC和Ts均隨壓力的增加逐漸向低溫移動,Ts在約1.4 GPa時完全消失.出乎意料的是,在 P=1.8 GPa時χ′(T)重新在T?≈50 K出現(xiàn)下降,意味著出現(xiàn)了一個新的反鐵磁轉(zhuǎn)變,而且T?隨著壓力的增加迅速向高溫移動,最終在約3 GPa時與TC匯合,導致鐵磁相完全被壓制,取而代之的是新的反鐵磁序,對應于圖5(a)中P＞3 GPa電阻率曲線上的Tm.最新的高壓中子衍射[36]、核磁共振[37],μ子自旋旋轉(zhuǎn)(μSR)[38]和磁性X射線衍射[39]表明,高壓下出現(xiàn)的新的反鐵磁相仍然具有螺旋磁有序結(jié)構(gòu),不過與低壓時T＜Ts的螺旋磁有序結(jié)構(gòu)有差別.

通過上述詳細的高壓下電阻率和交流磁化率測量,我們可以看到高壓可以完全抑制MnP的長程磁有序,在Pc≈8 GPa實現(xiàn)磁性量子臨界點.為了詳細研究Pc附近的極低溫性質(zhì),我們采用體積較小的對頂砧式高壓腔與稀釋制冷機配合,并采用氬氣作為傳壓介質(zhì),盡量保證較好的靜水壓環(huán)境,同時測試了極低溫(T＜100mK)的電阻率ρ(T)和交流磁化率4πχ,如圖6所示.

圖6 臨界壓力Pc附近MnP單晶的極低溫(a)電阻率ρ(T)和(b)交流磁化率4πχ(T)[17]Fig.6.Temperatu re dependence of(a)the resistivityρ(T)and(b)the ac magnetic susceptibility 4πχ on MnP at lowtemperatures under various pressures near the critical pressure Pc[17]

從圖6(a)可以看出,在P=7.6 GPa時,ρ(T)在約1 K開始緩慢下降;當壓力升到7.8 GPa時,ρ(T)在約1 K出現(xiàn)陡降,表明可能發(fā)生了超導轉(zhuǎn)變;然而當繼續(xù)增加壓力時,此轉(zhuǎn)變往低溫移動,這意味著超導轉(zhuǎn)變只存在非常窄的壓力區(qū)間.遺憾的是,圖6(a)所示的ρ(T)并沒有達到零電阻,這可能是由于對頂砧式壓腔的單軸加壓方式和傳壓介質(zhì)在低溫固化造成高壓腔內(nèi)存在一定的壓力不均勻分布,而MnP超導轉(zhuǎn)變存在的壓力范圍又非常窄造成的.不過,圖6(b)所示的交流磁化率數(shù)據(jù)提供了MnP體超導的直接證據(jù).4πχ(T)在P=7.6 GPa時開始觀察到超導抗磁信號,當壓力升高到7.8 GPa時超導抗磁體積因子達到了95%,表明進入體超導態(tài);當繼續(xù)升高壓力到8.6 GPa時,超導抗磁體積因子保持不變,但是超導轉(zhuǎn)變溫度Tsc降至0.5 K以下.這些結(jié)果與圖6(a)中的電阻率數(shù)據(jù)完全符合,進一步證實了觀察到的電阻率陡降來源于超導轉(zhuǎn)變,而且超導只存在Pc附近非常窄的壓力區(qū)間,意味著超導電性的出現(xiàn)與磁性量子臨界點具有非常緊密的聯(lián)系.

圖7 (a)MnP單晶的溫度-壓強相圖,其中給出了磁有序溫度TC,Tm,T?,Ts和超導轉(zhuǎn)變溫度Tsc隨壓力的演化關(guān)系,高壓首先將鐵磁(FM)序壓制,然后在3—4 GPa將鐵磁序改變?yōu)榉磋F磁序(AFM),最后在Pc≈8 GPa將長程磁有序完全抑制,同時低溫出現(xiàn)超導電性(SC);(b),(c)通過對正常態(tài)電阻率在低溫極限下利用ρ(T)=ρ0+AT2擬合獲得的剩余電阻率ρ0和電阻率系數(shù)A隨壓力的變化,它們在Pc附近均表現(xiàn)出顯著增強;(a)中插圖為P=8.1 GPa的ρ(T)按照ρ-T1.5做圖,顯示出很好的線性關(guān)系[17]Fig.7.(a)Temperatu re-pressure phase diagramof MnP single crystal.Pressure dependences of themagnetic transition temperatures,TC,Tm,T?,Tsand the superconducting transition temperatu re Tsc;Tschas been scaled by a factor of 20 for clarity.(b),(c)Variation with pressu re of the residual resistivityρ0and the Acoeffi cient ex tracted froma linear fi tting tothe ρ(T2)curves at the low-temperatu re limit.Inset of(a)shows the low-temperatureρ(T)data at 8.1 GPa in the formofρversus T1.5[17].

根據(jù)以上數(shù)據(jù),我們繪制了MnP單晶的溫度-壓強相圖.如圖7(a)所示,外加高壓可以逐漸抑制雙螺旋反鐵磁序(Ts)和鐵磁序(TC),前者在約1.4GPa完全消失,后者在2–3GPa轉(zhuǎn)變?yōu)樾碌穆菪磋F磁序(Tm),直到Pc≈8 GPa時完全消失;同時,在Pc附近非常窄(約1GPa)的壓力區(qū)間觀察到Tsc=1 K的超導電性.同樣地,MnP的超導相圖與CrAs及前面提及的非常規(guī)超導體系非常相似,特別是超導存在的壓力區(qū)間很窄這一點與重費米子超導體,例如CeIn3和CePd2Si2相似[3].不同之處是,MnP的磁有序在高壓下表現(xiàn)出更豐富的變化,是目前研究的熱點[36?39].

不論MnP在高壓下螺旋反鐵磁序的具體形式如何,超導電性只出現(xiàn)在Pc附近很窄的壓力范圍表明反鐵磁臨界量子漲落與超導配對機理具有重要聯(lián)系.如圖7(a)的插圖所示,在Pc附近的正常態(tài)電阻率確實表現(xiàn)出ρ(T)∝T1.5的非費米液體行為,與三維反鐵磁量子臨界點附近準粒子的非相干散射給出的理論值符合[7].此外,根據(jù)費米液體理論對低溫正常態(tài)電阻率進行零溫極限的擬合分析,表明電子有效質(zhì)量m?/m0在Pc附近表現(xiàn)出非常顯著的增強,如圖7(b)和圖7(c)所示.由于在Pc附近觀察到的非費米液體行為和電子有效質(zhì)量的大幅度提高均是反鐵磁量子臨界點的典型特征,這些結(jié)果均表明MnP中高壓誘導的超導電性很可能是反鐵磁臨界漲落作為配對媒介的非常規(guī)機理.同樣,電子能帶結(jié)構(gòu)計算表明MnP費米面附近的電子態(tài)密度主要來源于Mn-3d電子[40],因此MnP成為第一個錳基化合物超導體,這將啟發(fā)人們?nèi)ヌ剿鞲嗟腻i基非常規(guī)超導體.

5 FeSe單晶的高壓研究[18]

在鐵基高溫超導體的母體化合物中,隨著溫度降低往往會發(fā)生四方-正交結(jié)構(gòu)相變,造成旋轉(zhuǎn)對稱性的破缺,形成電子向列序,而且在向列序發(fā)生的同時或者稍低溫度還會出現(xiàn)長程反鐵磁序.通過化學摻雜或者施加壓力等調(diào)控手段將反鐵磁序和電子向列序抑制掉會誘導高溫超導電性.因此,澄清向列序、磁有序和超導電性的相互關(guān)聯(lián)或競爭關(guān)系是理解鐵基非常規(guī)超導機理的關(guān)鍵[41].

FeSe是鐵基超導體系中晶體結(jié)構(gòu)最簡單的一員,但是卻表現(xiàn)出諸多奇特反常的物理性質(zhì),成為近年來的研究焦點.一方面,雖然FeSe在Ts≈90 K也發(fā)生四方-正交結(jié)構(gòu)相變[42],但是與其他鐵基超導體系截然不同的是,FeSe在向列相內(nèi)并沒有形成長程反鐵磁序[43].目前,對FeSe非磁基態(tài)的原因以及電子向列序到底是起源于自旋漲落還是軌道序仍存在較大爭議[44].另一方面,無需化學摻雜或施加高壓,FeSe在正交對稱性的向列相內(nèi)就可以出現(xiàn)Tc≈9 K的超導電性[45].通過對FeSe單晶進行堿金屬[46],有機分子或其他離子插層[47]、施加高壓[48]、電場調(diào)控[49]、或者在SrTiO3襯底上生長單層FeSe薄膜[50]等多種途徑,都可以大幅度提高其Tc至30–40 K以上,甚至達到液氮溫區(qū)[51],從而進入高溫超導行列.那么,FeSe是如何從低溫超導體轉(zhuǎn)變?yōu)楦邷爻瑢У哪?

通過對FeSe-基高溫超導體電子結(jié)構(gòu)的大量研究表明電子摻雜是實現(xiàn)高溫超導的關(guān)鍵[49,52].但是,目前已有的基于離子插層和摻雜、電場調(diào)控以及單層膜等調(diào)控手段得到的實驗結(jié)果并不能給出高溫超導與母體的電子向列序、甚至壓力下出現(xiàn)的磁有序之間的具體關(guān)系.對FeSe施加高壓并沒有引入額外的電荷載流子,仍然可以實現(xiàn)近40 K的高溫超導[48];而且,高壓μSR測試顯示[53,54],FeSe在約1 GPa下可以形成長程反鐵磁序,并且發(fā)現(xiàn)在P＜2.5 GPa時磁有序溫度Tm與超導轉(zhuǎn)變溫度Tc都隨壓力增加而升高,遺憾的是需要更高的壓力才能澄清Tm與Tc的具體關(guān)系[55].因此,我們利用活塞-圓筒和立方六面砧高壓低溫測量裝置,詳細測試了FeSe單晶高壓下的電阻率和交流磁化率,繪制了完整的溫度-壓力相圖,具體闡明了電子向列序、高壓誘導的磁有序和超導相之間的相互競爭關(guān)系,揭示了高溫超導是如何逐步實現(xiàn)的.

圖8(a)給出了利用活塞-圓筒壓腔測試的0≤P＜1.9 GPa范圍內(nèi)的電阻率ρ(T).常壓下,ρ(T)在電子向列序轉(zhuǎn)變溫度Ts≈90 K出現(xiàn)上翹(箭頭所示),然后在Tc=8.5 K實現(xiàn)零電阻超導.隨著壓力升高,Ts逐漸向低溫移動,P＞1.5 GPa時降至50 K以下;同時,ρ(T)在Tm≈ 20 K出現(xiàn)另一個上翹,與高壓μSR觀察到磁有序的溫度接近[53,54],并隨著壓力升高逐步向高溫移動.在此壓力區(qū)間,Tc呈現(xiàn)非單調(diào)變化,1.89 GPa時升至約15 K.這些結(jié)果與已經(jīng)報道的高壓下的μSR[53,54]、電阻率[55]等實驗結(jié)果一致.

圖8(b)顯示的是利用立方六面砧壓腔測試的1.8≤P≤8.8 GPa范圍內(nèi)的ρ(T),從中可以清晰地跟蹤Tm和Tc隨壓力完整的演化規(guī)律.如圖8(b)所示,P=1.8 GPa的ρ(T)數(shù)據(jù)與活塞-圓筒壓腔測試的結(jié)果類似,不過電阻率在Tm處的上翹更加顯著,這可能是由于六面砧壓腔能提供更好的靜水壓環(huán)境.隨著壓力升高,Tm繼續(xù)向高溫移動,不過電阻率在Tm處的上翹越來越弱,在P≥2.8 GPa時轉(zhuǎn)變?yōu)橄陆档墓拯c,而且下降的幅度越來越大,不過轉(zhuǎn)變溫度逐漸趨近飽和,P=4.8 GPa時達到45 K;在此壓力區(qū)間,Tc基本保持不變,維持在約20 K附近.然而,當壓力從4.8升至5.8 GPa時,ρ(T)表現(xiàn)出較復雜的特征,Tm降至約41 K,表現(xiàn)為電阻率突降之前的拐點(對應dρ/d T曲線上的小峰),Tc跳至約28 K;當P=6.3 GPa時,ρ(T)上只能觀察到超導轉(zhuǎn)變,達到38.5 K,然后隨著壓力升高緩慢降低,8.8 GPa時降至33.2 K.當繼續(xù)升高壓力至約12 GPa時,四方FeSe發(fā)生結(jié)構(gòu)相變,從層狀結(jié)構(gòu)轉(zhuǎn)變?yōu)槿S的正交結(jié)構(gòu)(空間群Pbnm).如圖8(c)所示,此高壓相不超導,ρ(T)表現(xiàn)出半導體型溫度依賴關(guān)系,且電阻率隨著壓力的增加而升高.另外,我們還利用日本東京大學的恒壓型立方六面砧高壓裝置對氣相傳輸法生長的FeSe單晶開展了高壓電阻率測試,得到非常一致的結(jié)果,如圖8(d)所示.

圖8 FeSe單晶高壓下的電阻率ρ(T) (a)采用活塞-圓筒壓腔測試到1.9 GPa;(b),(c)采用中國科學院物理研究所的微型立方六面砧壓腔測試到15 GPa;(d)采用日本東京大學的恒壓型立方六面砧壓腔測試到8 GPa;不同顏色的箭頭對應Ts,Tm和Tc[18]Fig.8.Temperature dependence of resistivity ρ(T)in FeSe single crystals under high pressure:(a)ρ(T)cu rves below100 Kat d iff erent pressures upto1.9 GPa measured in the self-clamped piston-cy linder cell;(b),(c)data upto8.8 GPa and 15 GPa measu red in the self-clamped cubic anvil cell in IOP CAS;(d)ρ(T)curves below200 Kupto8 GPa measured in the constant-loading cubic anvil cell in ISSP,Univ.Tokyo.Except for(c)the data are vertically shifted for clarity.The resistive anomalies at transition temperatures Ts,Tm,and Tcare ind icated by the arrows[18].

為了進一步證實圖8(b)中電阻率的上翹或下降對應于反鐵磁序,特別是2.8≤P≤4.8 GPa之間電阻率的下降不是超導相變的起始點,我們還在每個壓力下測試了不同磁場的ρ(T),如圖9所示.從P=1.8 GPa的ρ(T)曲線可以看出,隨著磁場的增加,Tm是不變的,而Tc逐漸向低溫移動.當P=2.8 GPa時,隨著磁場的增加,零場時Tm處的電阻率下降逐漸變?yōu)樯下N,而且Tm隨磁場不變,證實零場時觀察到的電阻率反常對應的是反鐵磁序而非超導轉(zhuǎn)變的起始.從P=5.8 GPa時不同磁場下的ρ(T)曲線上,我們也進一步確認電阻率在約38 K的突降對應于部分樣品的超導轉(zhuǎn)變,Tm對應于電阻突降之前的拐點,如圖9(d)中箭頭所示.通過施加磁場壓低Tc,我們在P=6.3GPa,H=9 T的ρ(T)曲線也可以看到反鐵磁序的特征,圖9(i)中箭頭所示,表明反鐵磁序已降至超導轉(zhuǎn)變以下.此外,我們還測試了高壓下的交流磁化率,超導抗磁信號出現(xiàn)的溫度與達到零電阻的溫度Tc非常一致[18].

根據(jù)上述測試結(jié)果,我們繪制了FeSe單晶目前最完整溫度-壓力相圖.如圖10所示,隨著壓力升高,電子向列序溫度Ts逐漸降低,1.5 GPa時降到50 K以下,同時在Tm≈20 K開始出現(xiàn)長程磁有序,這表明向列序和反鐵磁序之間存在競爭關(guān)系.隨著壓力的繼續(xù)增加,Ts外推至2 GPa時將完全消失,而Tm則逐漸升高,在約4.5 GPa時到達最高的45 K,之后又逐漸降低,呈現(xiàn)出圓頂狀Tm(P),其兩端分別外推至1 GPa和8 GPa附近.伴隨著壓力下電子向列序的消失和磁有序的出現(xiàn),超導轉(zhuǎn)變溫度Tc表現(xiàn)出一系列相應的特征變化:隨著Ts的降低Tc首先升高,在約1 GPa附近達到一個局域極大值,然后逐漸降低,這對應于Tm開始出現(xiàn)的下臨界壓力,意味著磁有序會抑制超導;當Ts在2 GPa完全消失時,Tc出現(xiàn)第一次臺階式跳躍,升至約20 K,表明電子向列序和超導之間也存在競爭關(guān)系;在Tm保持升高的2–5 GPa壓力區(qū)間,Tc幾乎保持不變,進一步表明反鐵磁序和超導之間存在競爭關(guān)系;當壓力升高到約6 GPa時,Tm開始降低,同時Tc出現(xiàn)第二次臺階式跳躍,實現(xiàn)最高的超導轉(zhuǎn)變;之后,Tc隨著壓力的增加而緩慢降低;最終,在約12 GPa時層狀FeSe發(fā)生結(jié)構(gòu)相變,轉(zhuǎn)變?yōu)榫哂腥S晶體結(jié)構(gòu)的非超導的六角FeSe.

圖10給出的溫度-壓力相圖詳細展示了FeSe單晶中電子向列序、磁有序和超導相之間的相互競爭關(guān)系,具體揭示了FeSe單晶中的高溫超導是通過依次抑制電子向列序和反鐵磁序而逐步實現(xiàn)的.特別是,高溫超導近鄰長程磁有序與其他鐵基超導體系類似,而且磁有序消失的臨界壓力附近的正常態(tài)電阻率表現(xiàn)出很好的線性溫度依賴關(guān)系,見圖8(b),表明臨界反鐵磁漲落可能對實現(xiàn)高溫超導起重要作用.值得注意的是,FeSe中磁有序溫度Tm和最高超導Tc非常接近,意味著磁有序和超導配對之間具有非常相近的能量尺度,這與其他鐵基超導體系是不同的.

圖9 FeSe單晶在高壓和不同磁場下的低溫ρ(T)數(shù)據(jù)((a)—(d),(i)—(l))和相應的H-T相圖((e)—(h),(m)—(p)),從圖中可以看出隨著磁場增加,磁有序溫度Tm保持不變,而超導轉(zhuǎn)變溫度Tc逐漸降低[18]Fig.9.E ff ects of magnetic fields on the magnetic and superconducting transitions under diff erent high pressu res.The magnetic transition temperatu re Tmis field independent and marked by the green arrow(a)–(d)[18].

圖10 FeSe單晶的溫度-壓力相圖,其中Ts,Tm,Tc分別代表電子向列序(nematic)、長程磁有序(SDW)和超導(SC)轉(zhuǎn)變溫度[18]Fig.10.Temperatu re–pressure phase diagramof bu lk FeSe,in which Ts,Tm,and Tcrepresent the transition temperatures for nematic order,long-range antiferromagnetic order and the superconductivity[18].

6 結(jié)論與展望

高壓調(diào)控是實現(xiàn)磁性量子臨界點、探索非常規(guī)超導電性非常有效的研究手段.為了能夠在較大的壓力范圍開展高壓研究,我們在中國科學院物理研究所建立了國內(nèi)第一臺基于立方六面砧的大腔體高壓低溫物性測量裝置,實現(xiàn)了多重極端條件(最高壓強15 GPa,最低溫度1.4 K和最強磁場9 T)下的電輸運和磁性測試,其三軸加壓和樣品浸泡在液體傳壓介質(zhì)中的方式能保證良好的靜水壓環(huán)境,有利于獲得材料本征的高壓效應.此外,由于樣品空間相對較大,開發(fā)更多能夠與立方六面砧高壓裝置配合使用的物性測量技術(shù),例如10 GPa以上的高壓核磁共振測量,是將來應著重發(fā)展的高壓技術(shù)方向.

借助于能提供較好靜水壓環(huán)境的立方六面砧和活塞-圓筒高壓低溫物性測量裝置,我們首先對具有雙螺旋反鐵磁序的巡游電子磁體CrAs和MnP開展了詳細的高壓物性調(diào)控研究,分別在Pc≈0.8 GPa和8.0 GPa抑制了它們的長程磁有序,并在Pc附近觀察到ρ∝T1.5的非費米液體行為和電子有效質(zhì)量的顯著提高,這些現(xiàn)象是反鐵磁量子臨界點的典型特征.最重要的是,我們還在Pc附近首次觀察到Tc=2 K(CrAs)和1 K(MnP)的超導電性,相繼實現(xiàn)了鉻基和錳基化合物超導體零的突破.這兩個發(fā)現(xiàn)打破了人們認為鉻基和錳基化合物不會出現(xiàn)超導這一普遍認識,從而啟發(fā)人們探索新型的鉻基和錳基非常規(guī)超導體.新型準一維超導體系A(chǔ)2Cr3As3(A=K,Rb,Cs)的發(fā)現(xiàn)也表明這一研究領(lǐng)域是很有潛力的.此外,這兩個工作也進一步印證了通過高壓實現(xiàn)磁性量子臨界點確實是探索非常規(guī)超導體非常有效的手段.因此,非常有必要對更多的巡游電子磁體開展系統(tǒng)深入的高壓調(diào)控研究,我們可以預期將會發(fā)現(xiàn)更多的有趣的物理現(xiàn)象.

此外,對FeSe單晶的高壓研究表明,高壓還可以大幅度提高非常規(guī)超導體的Tc,揭示多種電子序之間的相互競爭關(guān)系.通過繪制FeSe單晶完整的溫度-壓力相圖,具體闡明了電子向列序、磁有序和超導相之間的相互競爭關(guān)系,并揭示了FeSe單晶中的高Tc是通過依次抑制電子向列序和磁有序而逐步實現(xiàn)的.特別是FeSe的最高Tc出現(xiàn)在反鐵磁序消失的臨界壓力附近,且正常態(tài)電阻率呈現(xiàn)線性溫度依賴關(guān)系,表明臨界反鐵磁漲落與其高溫超導具有重要關(guān)聯(lián).這些現(xiàn)象與其他FeAs基高溫超導體系類似,有助于統(tǒng)一理解FeSe-和FeAs-基高溫超導的機理.

本文中的工作是作者在過去三年中與多位合作者共同完成的.感謝中國科學院物理研究所雒建林研究員和吳偉提出對CrAs進行高壓研究并提供了高質(zhì)量的CrAs和MnP單晶樣品;感謝中國科學院物理研究所的孫建平和葉光洲同學開展的大量高壓低溫物性測量工作,特別是孫建平同學在搭建立方六面砧裝置過程中付出了大量努力.感謝日本東京大學的Uwatoko教授在搭建立方六面砧高壓測量裝置方面給予的大力幫助、Matsubayashi博士在利用對頂砧壓腔和稀釋制冷機測量MnP極低溫物性方面的幫助、以及Matsuura和Shibauchi教授在利用恒壓型六面砧壓腔測量氣相傳輸FeSe單晶方面的合作.感謝美國橡樹嶺國家實驗室的閆加強博士和Sales博士提供了高質(zhì)量的FeSe單晶樣品.最后,感謝中國科學院物理研究所和中組部“青年千人計劃”在搭建高壓實驗室時給予的經(jīng)費支持.

[1]Coleman P,Schofield AJ 2005Nature433 226

[2]Sachdev S,Keimer B2011Phys.Today64 29

[3]Mathur N D,G rosche F M,Julian SR,W alker IR,Freye D M,Haselwimmer R KW,Lonzarich G G 1998Nature394 39

[4]Norman MR 2011Science332 196

[5]Monthoux P,Pines D,Lonzarich G G 2007Nature450 1177

[6]Gegenwart P,Si Q,Steglich F 2008Nat.Phys.4 186

[7]Lohneysen HV,Rosch A,Vojta M,W?lfl e P 2007Rev.Mod.Phys.79 1015

[8]Yu W,Aczel AA,W illiams TJ,Bud’koS L,Ni N,Can field P C,Luke G M2009Phys.Rev.B79 020511

[9]Matsubayashi K,Terai T,Zhou J S,UwatokoY 2014Rhys.Rev.B90 125126

[10]W ang BS,Matsubayashi K,Cheng J G,Terashima T,Kihou K,Ishida S,Lee C H,IyoA,Eisaki H,UwatokoY 2016Phys.Rev.B94 020502

[11]UwatokoY 2002Rev.High Pressure Sci.Technol.12 306

[12]Mori N,Takahashi H,Takeshita N 2004High Pressure Res.24 225

[13]Cheng J G,Matsubayashi K,Nagasaki S,Hisada A,Hirayama T,HedoM,Kagi H,UwatokoY 2014Rev.Sci.Instrum.85 093907

[14]MaoHK,Bell P M1981Rev.Sci.Instrum.52 615

[15]Rotundu C R,Cuk T,G reene R L,Shen Z X,Hemley R J,Struzhkin V V 2013Rev.Sci.Instrum.84 063903

[16]W u W,Cheng J G,Matsubayashi K,Kong P P,Lin F K,Jin C Q,W ang N L,UwatokoY,LuoJ L 2014Nat.Commun.5 5508

[17]Cheng J G,Matsubayashi K,W u W,Sun J P,Lin F K,LuoJ L,UwatokoY 2015Phys.Rev.Lett.114 117001

[18]Sun J P,Matsuu ra K,Ye G Z,Mizukami Y,Shimozawa M,Matsubayashi K,Yamashita M,W atashige T,Kasahara S,Matsuda Y,Yan J Q,Sales BC,UwatokoY,Cheng J G,Shibauchi T2016Nat.Commun.7 12146

[19]Mori N,Takahashi H,Miyane Y 1990Kotai Butsuri25 185

[20]UwatokoY,Matsubayashi K,AsoN,NishiM,Fu jiwara T,HedoM,Tabata S,Takagi K,TadoM,Kagi H2008Rev.High Pressure Sci.Technol.18 230

[21]Matsubayashi K,Hisada A,Kawae T,UwatokoY 2012Rev.High Pressure Sci.Technol.22 206

[22]Boller H,Kallel A1971Solid State Commun.9 1699

[23]Selte K,Kjekshus A,Jamison W E,And resen A,Engeb retsen J E 1971Acta Chem.Scand.25 1703

[24]W atanabe H,Kazama N,Yamaguichi Y,OhashiM1969J.Appl.Phys.40 1128

[25]W u W,Zhang X D,Y in Z H,Zheng P,W ang N L,LuoJ L 2010Sci.China:Phys.Mech.Astron.53 1207

[26]Zavadskii E A,Sibarova IA1980Sov.Phys.JETP51 542

[27]Kotegawa H,Nakahara S,Akamatsu R,Tou H,Sugawara H,Harima H2015Phys.Rev.Lett.114 117002

[28]ItoT,IdoH,Motizuki K2007J.Magn.Magn.Mater.310 558

[29]BaoJ K,Liu J Y,Ma C W,Meng Z H,Tang Z T,Sun Y L,Zhai HF,Jiang H,BaiH,Feng C M,Xu Z A,CaoG H2015Phys.Rev.X5 011013

[30]Tang Z T,BaoJ K,Liu Y,Sun Y L,Ab limit A,Zhai HF,Jiang H,Feng C M,Xu Z A,CaoG H2015Phys.Rev.B91 020506

[31]Tang Z T,BaoJ K,W ang Z,Bai H,Jiang H,Liu Y,Zhai HF,Feng C M,Xu Z A,CaoG H2015Sci.China:Mater.58 16

[32]Huber E E J,Ridgley HD 1964Phys.Rev.135 A1033

[33]Felcher G P 1966J.Appl.Phys.37 1056

[34]Takase A,Kasuya T1980J.Phys.Soc.Jpn.48 430

[35]Banus MD 1972J.Solid State Chem.4 391

[36]Matsuda M,Ye F,Dissanayake S E,Cheng J G,Chi S,Ma J,Zhou HD,Yan J Q,Kasamatsu S,SuginoO,KatoT,Matsubayashi K,Okada T,UwatokoY 2016Phys.Rev.B93 100405

[37]Fan G Z,ZhaoB,W u W,Zheng P,LuoJ L 2016Sci.China:Phys.Mech.Astron.59 657403

[38]Khasanov R,AmatoA,Bon fa P,Guguchia Z,Luetkens H,Morenzoni E,de Renzi R,Zhigad loN D 2016Phys.Rev.B93 180509

[39]W ang Y S,Feng Y J,Cheng J G,W u W,LuoJ L,RosenbaumTF 2016Nat.Commun.7 13037

[40]Yanase A,Hasegawa A1980J.Phys.C13 1989

[41]Davis J C,Lee D H2013Proc.Natl.Acad.Sci.USA110 17623

[42]McQueen TM,W illiams AJ,Stephens PW,TaoJ,Zhu Y,Ksenofontov V,Casper F,Felser C,Cava R J 2009Phys.Rev.Lett.103 057002

[43]Imai T,Ahilan K,N ing F L,McQueen TM,Cava R J 2009Phys.Rev.Lett.102 177005

[44]G lasb renner J K,Mazin II,Jeschke HO,Hirsch feld P J,Fernandes R M,Valenti R 2015Nat.Phys.11 953

[45]Hsu F C,LuoJ Y,Yeh KW,Chen TK,Huang TW,W u P M,Lee Y C,Huang Y L,Chu Y Y,Yan D C,Wu MK2008Proc.Natl.Acad.Sci.USA105 14262

[46]GuoJ G,Jin S F,W ang G,W ang S C,Zhu KX,Zhou TT,He M,Chen X L 2010Phys.Rev.B82 180520

[47]Burrard-Lucas M,Free D G,Sed lmaier S J,W right JD,Cassidy S J,Hara Y,Corkett AJ,Lancaster T,Baker P J,Blundell S J,C larke S J 2012Nat.Mater.12 15

[48]Medvedev S,McQueen TM,Troyan IA,Palasyuk T,Eremets MI,Cava R J,Naghavi S,Casper F,Ksenofontov V,W ortmann G,Felser C 2009Nat.Mater.8 630

[49]Lei B,Cui J H,X iang Z J,Shang C,Wang N Z,Ye G J,LuoX G,W u T,Sun Z,Chen X H2016Phys.Rev.Lett.116 077002

[50]W ang Q Y,Li Z,Zhang W H,Zhang Z C,Zhang J S,Li W,Ding H,Ou Y B,Deng P,Chang K,Wen J,Song C L,He K,Jia J F,Ji S H,W ang Y Y,W ang L L,Chen X,Ma X C,Xue Q K2012Chin.Phys.Lett.29 037402

[51]Ge J F,Liu Z L,Liu C H,GaoC L,Q ian D,Xue Q K,Liu Y,Jia J F 2014Nat.Mater.14 285

[52]Liu X,ZhaoL,He S L,He J F,Liu D F,Mou D X,Shen B,Hu Y,Huang J W,Zhou X J 2015J.Phys.:Condens.Mater.27 183201

[53]Bendele M,AmatoA,Conder K,E lender M,Keller H,Klauss HH,Luetkens H,Pomjakushina E,Raselli A,Khasanov R 2010Phys.Rev.Lett.104 087003

[54]BendeleM,IchsanowA,Pashkeich Yu,Keller L,Strassle T,Gusev A,Pomjakushina E,Conder K,Khasanov R,Keller H2012Phys.Rev.B85 064517

[55]TerashiamT,Kikugawa N,Kasahara S,W atashige T,Shibauchi T,Matsuda Y,W olf T,Bohmer AE,Hardy F,Meingast C,Lohneysen HV,Uji S 2015J.Phys.Soc.Jpn.84 063701

PACS:74.40.Kb,74.25.Dw,74.62.Fj,74.70.XaDOI:10.7498/aps.66.037401

P ressu re-tuned magnetic quantumcritical point and unconventional superconductiv ity?

Cheng Jin-Guang?

(Key Laboratory of Ex treme Cond itions Physcis,Institute of Physics,Chinese Academy of Sciences,Beijing 100190,China)(Received 2 November 2016;revised manuscript received 19 November 2016)

Magnetic quantumcritical point(QCP)arises when a long-rangemagnetic order occurring at finite temperature can be suppressed toabsolute zerotemperature by using chemical substitutions or exerting high pressure.Exotic phenomena such as the non-Fermi-liquid behaviors or the unconventional superconductivity are frequently observed near themagnetic QCP.In comparison with chemical substitutions,the application of high pressure has some advantages in the sense that it introduces nochemical disorder and can approach the QCP in a very precisemanner.In this article,our recent progress in exploring the unconventional superconductors in the vicinity of pressure-induced magnetic QCP is reviewed.By utilizing the piston-cy linder and cubic-anvil-cell apparatus that can maintain a relatively good hyd rostatic pressure condition,we fi rst investigated systematically the eff ect of pressure on the electrical transport properties of the helimagnetic CrAs and MnP.We discovered for the fi rst time the emergence of superconductivity belowTc=2 Kand 1 Knear their pressure-induced magnetic QCPs at Pc≈0.8GPa and 8 GPa for CrAs and MnP,respectively.They represent the fi rst superconductor among the Cr-and Mn-based compounds,and thus open a newavenue tosearching novel superconductors in the Cr-and Mn-based systems.Then,we constructed themost comprehensive temperature-pressure phase diagramof FeSe single crystal based on detailed measurements of high-pressure resistivity and alternating current magnetic susceptibility.We uncovered a dome-shaped magnetic phase superseding the nematic order,and observed the sudden enhancement of superconductivity withKaccompanied with the suppression ofmagnetic order.Our resu lts revealed explicitly the competing nature of nematic order,antiferromagnetic order,and superconductivity,and howthe high-Tcsuperconductivity is achieved by suppressing the long-range antiferromagnetic order,suggesting the important role of antiferromagnetic spin fluctuations for the Cooper paring.These aforementioned results demonstrated that high pressure is an eff ective approach toexploring or investigating the anomalous phenomena of strongly correlated electronic systems by finely tuning the competing electronic orders.

high-pressuremeasurements,magnetic quantumcritical point,unconventional superconductivity,non-Fermi-liquid behaviors

10.7498/aps.66.037401

?國家自然科學基金(批準號:11574377)、國家重點基礎(chǔ)研究發(fā)展計劃(批準號:2014CB921500)和中國科學院先導B項目(批準號:XDB07020100)資助的課題.

?通信作者.E-mail:jgcheng@iphy.ac.cn

*Project supported by the National Natu ral Science Foundation of China(G rant No.11574377),the National Basic Research Programof China(G rant No.2014CB921500),and the Strategic Priority Research Program(B)of the Chinese Academy of Sciences(G rant No.XDB07020100).

?Corresponding author.E-mail:jgcheng@iphy.ac.cn