1 1.1 hν A(k,ε)[ k ρ(ω)] [1] A(k,ε) ε k μ f(ε) 1/[1 + exp( ε μ k B T )] A(k,ε)f(ε) ρ(ε)f(ε) A(k,ε)(1 f(ε)) ρ(ε)(1 f(ε)) A(k,ε) σ(ω) χ(q,ω) k B T ev k
全文
図
![図 5: ε = ε k + ReΣ( k, ε)（式 (5)）の作図による解法。 光電子・逆光電子スペクトルを与えるスペクトル関数は、 A( k, ε) = i |Ψ N −1i |c k |Ψ Ng | 2 δ(ε + E i N −1 − E g N ) + i |Ψ N +1i |c † k |Ψ Ng | 2 δ(ε − E Ni +1 + E g N ), (6) で与えられる [8] 。ここで、 Ψ N i −1 は N − 1- 電子系の、 Ψ Ni +1 は N + 1-](https://thumb-ap.123doks.com/thumbv2/123deta/5729186.522037/7.918.340.555.90.285/Σによる光電子スペクトル与えるスペクトルΨΨられる.webp)
![図 8: ２次元電子系のバンド構造 ε = ε k 、運動量分布関数 n( k)、フェルミ面 μ = ε k 、k F はフェ ルミ波数、v F はフェルミ速度（フェルミ準位 E F における電子の群速度）[9]。(a) 相互作用のない 場合。(b) 電子相関のある場合．z（＜１）は繰り込み因子。グレイ・スケールの濃淡はスペクト ル関数 A( k, ε) の強度分布を表す。 と呼ばれ、一般の自己エネルギーに対して、 z k ≡ 1 − ∂ReΣ( k, ε) ∂ε −1 k=k F ,ε](https://thumb-ap.123doks.com/thumbv2/123deta/5729186.522037/11.918.208.679.75.484/フェルミフェルミにおける繰り込みグレイスケールエネルギー.webp)
![図 14: バンド幅制御型金属 → 絶縁体転移にともなう電子状態の変化 [20]。電子構造モデルとして はハバード・モデルに基き、p バンドは無視している。破線は動的平均場理論の予言 [10]（図 10）。 バードバンドの間に Δ − W 程度の大きさのバンド・ギャップをもち、電荷移動型絶縁体 と呼ばれる。現在までに、さまざまな遷移金属化合物の電子構造パラメータが光電子分光 により見積もられてきた。 Δ 、 U を縦軸、横軸にさまざまな物質をプロットしたもの（図 13(b) ） [21] は Zaanen-](https://thumb-ap.123doks.com/thumbv2/123deta/5729186.522037/17.918.241.655.78.368/ハバードモデルバードバンドバンドギャップさまざまなパラメータ.webp)
![図 15: 最適ドープからアンダードープ領域における銅酸化物高温超伝導体の常伝導状態のフェル ミ面 [3]。二次元運動量（ k）空間の第１ブリルアン域におけるフェルミ・アークの形成。(a1) ホー ルドープ型で第二近接 Cu 間の移動積分 t が大きい場合 [4]。(a2) t が小さい場合。(b) 電子ドー プ型。破線は反強磁性ブリルアン域。 2.4 高温超伝導体の擬ギャップ ホールドープ型銅酸化物高温超伝導体の不足ドープ領域に見られる擬ギャップ現象とは、 図 2 に示したバンド構造の k = (](https://thumb-ap.123doks.com/thumbv2/123deta/5729186.522037/21.918.251.646.82.495/アンダードープブリルアンフェルミアークブリルアンホールドープ.webp)
![図 17: La 2−x Sr x CuO 4 （LSCO）[35] および Bi 2 Sr 2 CaCu 2 O 8+δ （Bi2212）[36, 37] における擬ギャッ プ・エネルギー Δ ∗ 、擬ギャップ温度 T ∗ 、超伝導ギャップ・エネルギー Δ sc 、超伝導転移温度 T c 、 ノード付近から外挿した超伝導ギャップの最大振幅 Δ 0 のホール濃度依存性 [9]。超伝導ギャップは 両系で大きく異なるが、擬ギャップは両系で近い値を取る。](https://thumb-ap.123doks.com/thumbv2/123deta/5729186.522037/22.918.168.722.627.881/プエネルギー擬ギャップギャップエネルギーギャップギャップ.webp)
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