We report the preparation method of and boron isotope effect for ${\mathrm{MgB}}_{2}$, a new binary intermetallic superconductor with a remarkably high superconducting transition temperature ${T}_{c}{(}^{10}\mathrm{B})\phantom{\rule{0ex}{0ex}}=\phantom{\rule{0ex}{0ex}}40.2\mathrm{K}$. Measurements of both temperature dependent magnetization and specific heat reveal a 1.0 K shift in ${T}_{c}$ between ${\mathrm{Mg}}^{11}{\mathrm{B}}_{2}$ and ${\mathrm{Mg}}^{10}{\mathrm{B}}_{2}$. Whereas such a high transition temperature might imply exotic coupling mechanisms, the boron isotope effect in ${\mathrm{MgB}}_{2}$ is consistent with the material being a phonon-mediated BCS superconductor.

Single crystalline samples of $\text{Ba}{({\text{Fe}}_{1\ensuremath{-}x}{\text{Co}}_{x})}_{2}{\text{As}}_{2}$ with $x<0.12$ have been grown and characterized via microscopic, thermodynamic, and transport measurements. With increasing Co substitution, the thermodynamic and transport signatures of the structural (high-temperature tetragonal to low-temperature orthorhombic) and magnetic (high-temperature nonmagnetic to low-temperature antiferromagnetic) transitions are suppressed at a rate of roughly 15 K/% Co. In addition, for $x\ensuremath{\ge}0.038$ superconductivity is stabilized, rising to a maximum ${T}_{c}$ of approximately 23 K for $x\ensuremath{\approx}0.07$ and decreasing for higher $x$ values. The $T\text{\ensuremath{-}}x$ phase diagram for $\text{Ba}{({\text{Fe}}_{1\ensuremath{-}x}{\text{Co}}_{x})}_{2}{\text{As}}_{2}$ indicates that either superconductivity can exist in both low-temperature crystallographic phases or that there is a structural phase separation. Anisotropic superconducting upper critical-field data $[{H}_{c2}(T)]$ show a significant and clear change in anisotropy between samples that have higher temperature structural phase transitions and those that do not. These data show that the superconductivity is sensitive to the suppression of the higher temperature phase transition.

CaFe2As2 has been found to be exceptionally sensitive to the application of hydrostatic pressure and can be tuned to reveal all the salient features associated with FeAs superconductivity without introducing any disorder. The ambient pressure, 170 K, structural/magnetic, first-order phase transition is suppressed to 128 K by 3.5 kbar. At 5.5 kbar a new transition is detected at 104 K, increasing to above 300 K by 19 kbar. A low temperature, superconducting dome (T(c) approximately 12 K) is centered around 5 kbar, extending down to 2.3 kbar and up to 8.6 kbar. This superconducting phase appears to exist when the low pressure transition is suppressed sufficiently, but before the high pressure transition has reduced the resistivity too dramatically.

${\mathrm{MgB}}_{2}$ becomes superconducting just below 40 K. Whereas porous polycrystalline samples of ${\mathrm{MgB}}_{2}$ can be synthesized from boron powders, in this Letter we demonstrate that dense wires of ${\mathrm{MgB}}_{2}$ can be prepared by exposing boron filaments to Mg vapor. The resulting wires have a diameter of $160\ensuremath{\mu}\mathrm{m}$, are better than $80%$ dense, and manifest the full $\ensuremath{\chi}\phantom{\rule{0ex}{0ex}}=\phantom{\rule{0ex}{0ex}}\ensuremath{-}1/4\ensuremath{\pi}$ shielding in the superconducting state. Temperature-dependent resistivity measurements indicate that ${\mathrm{MgB}}_{2}$ is a highly conducting metal in the normal state with $\ensuremath{\rho}(40\mathrm{K})\phantom{\rule{0ex}{0ex}}=\phantom{\rule{0ex}{0ex}}0.38\ensuremath{\mu}\ensuremath{\Omega}\mathrm{cm}$. By using this value, an electronic mean-free path, $l\ensuremath{\approx}600\AA{}$ can be estimated, indicating that ${\mathrm{MgB}}_{2}$ wires are well within the clean limit. ${T}_{c}$, ${H}_{c2}(\mathrm{T})$, and ${J}_{c}$ data indicate that ${\mathrm{MgB}}_{2}$ manifests comparable or better superconducting properties in dense wire form than it manifests as a sintered pellet.

The magnetic susceptibility ${\ensuremath{\chi}}^{*}(t)$ and specific heat $C(t)$ versus temperature t of the spin $S=1/2$ antiferromagnetic (AF) alternating-exchange ${(J}_{1}$ and ${J}_{2})$ Heisenberg chain are studied for the entire range $0<~\ensuremath{\alpha}<~1$ of the alternation parameter $\ensuremath{\alpha}\ensuremath{\equiv}{J}_{2}{/J}_{1}{(J}_{1},$ ${J}_{2}>~0,$ ${J}_{2}<~{J}_{1},$ ${t=k}_{\mathrm{B}}{T/J}_{1},$ ${\ensuremath{\chi}}^{*}=\ensuremath{\chi}{J}_{1}{/Ng}^{2}{\ensuremath{\mu}}_{B}^{2}).$ For the uniform chain $(\ensuremath{\alpha}=1),$ the high-accuracy ${\ensuremath{\chi}}^{*}(t)$ and $C(t)$ Bethe ansatz data of Kl\"umper and Johnston (unpublished) are shown to agree very well at low t with the respective exact theoretical low-$t$ logarithmic correction predictions of Lukyanov [Nucl. Phys. B $522,$ 533 (1998)]. Accurate $(\ensuremath{\sim}{10}^{\ensuremath{-}7})$ independent empirical fits to the respective data are obtained over t ranges spanning 25 orders of magnitude, $5\ifmmode\times\else\texttimes\fi{}{10}^{\ensuremath{-}25}<~t<~5,$ which contain extrapolations to the respective exact $t=0$ limits. The infinite temperature entropy calculated using our $C(t)$ fit function is within 8 parts in ${10}^{8}$ of the exact value $\mathrm{ln}2.$ Quantum Monte Carlo (QMC) simulations and transfer-matrix density-matrix renormalization group (TMRG) calculations of ${\ensuremath{\chi}}^{*}(\ensuremath{\alpha},t)$ are presented for $0.002<~t<~10$ and $0.05<~\ensuremath{\alpha}<~1,$ and an accurate $(2\ifmmode\times\else\texttimes\fi{}{10}^{\ensuremath{-}4})$ two-dimensional $(\ensuremath{\alpha},t)$ fit to the combined data is obtained for $0.01<~t<~10$ and $0<~\ensuremath{\alpha}<~1.$ From the low-$t$ TMRG data, the spin gap $\ensuremath{\Delta}(\ensuremath{\alpha})$ is extracted for $0.8<~\ensuremath{\alpha}<~0.995$ and compared with previous results, and a fit function is formulated for $0<~\ensuremath{\alpha}<~1$ by combining these data with literature data. We infer from our data that the asymptotic critical regime near the uniform chain limit is only entered for $\ensuremath{\alpha}\ensuremath{\gtrsim}0.99.$ We examine in detail the theoretical predictions of Bulaevskii [Sov. Phys. Solid State $11,$ 921 (1969)], for ${\ensuremath{\chi}}^{*}(\ensuremath{\alpha},t)$ and compare them with our results. To illustrate the application and utility of our theoretical results, we model our experimental $\ensuremath{\chi}(T)$ and specific heat ${C}_{\mathrm{p}}(T)$ data for ${\mathrm{NaV}}_{2}{\mathrm{O}}_{5}$ single crystals in detail. The $\ensuremath{\chi}(T)$ data above the spin dimerization temperature ${T}_{\mathrm{c}}\ensuremath{\approx}34\mathrm{K}$ are not in quantitative agreement with the prediction for the $S=1/2$ uniform Heisenberg chain, but can be explained if there is a moderate ferromagnetic interchain coupling and/or if J changes with T. Fitting the $\ensuremath{\chi}(T)$ data using our ${\ensuremath{\chi}}^{*}(\ensuremath{\alpha},t)$ fit function, we obtain the sample-dependent spin gap and range $\ensuremath{\Delta}{(T=0)/k}_{\mathrm{B}}=103(2)\mathrm{K},$ alternation parameter $\ensuremath{\delta}(0)\ensuremath{\equiv}(1\ensuremath{-}\ensuremath{\alpha})/(1+\ensuremath{\alpha})=0.034(6)$ and average exchange constant ${J(0)/k}_{\mathrm{B}}=640(80)\mathrm{K}.$ The $\ensuremath{\delta}(T)$ and $\ensuremath{\Delta}(T)$ are derived from the data. A spin pseudogap with magnitude $\ensuremath{\approx}0.4\ensuremath{\Delta}(0)$ is consistently found just above ${T}_{\mathrm{c}},$ which decreases with increasing temperature. From our ${C}_{\mathrm{p}}(T)$ measurements on two crystals, we infer that the magnetic specific heat at low temperatures $T\ensuremath{\lesssim}15\mathrm{K}$ is too small to be resolved experimentally, and that the spin entropy at ${T}_{\mathrm{c}}$ is too small to account for the entropy of the transition. A quantitative analysis indicates that at ${T}_{\mathrm{c}},$ at least 77% of the entropy change due to the transition at ${T}_{\mathrm{c}}$ and associated order parameter fluctuations arise from the lattice and/or charge degrees of freedom and less than 23% from the spin degrees of freedom.

Transport and thermodynamic properties of a sintered pellet of the newly discovered MgB2 superconductor have been measured to determine the characteristic critical magnetic fields and critical current densities. Both resistive transition and magnetization data give similar values of the upper critical field, Hc2, with magnetization data giving dHc2/dT = 0.44 T/K at the transition temperature of Tc = 40.2 K. Close to the transition temperature, magnetization curves are thermodynamically reversible, but at low temperatures the trapped flux can be on the order of 1 T. The value of dHc/dT at Tc is estimated to be about 12 mT/K, a value similar to classical superconductors like Sn. Hence, the Ginzburg-Landau parameter kappa approximately 26. Estimates of the critical supercurrent density, Jc, using hysteresis loops and the Bean model, give critical current densities on the order of 10(5) A/cm2. Hence the supercurrent coupling through the grain boundaries is comparable to intermetallics like Nb3Sn.

Nematic Electronic Order in Iron Superconductors The properties of many high-temperature superconductors vary strongly as the composition of a doping element changes, and at sufficient under- or overdoping, other phases with different types of electronic ordering can form. Chuang et al. (p. 181 ; see the Perspective by Fradkin and Kivelson ) use scanning tunneling microscopy techniques to probe the electronic structure of an underdoped compound in the iron superconductor family, Ca(Fe 1− x Co x ) 2 As 2 . They observed periodic nanostructures oriented along Fe–Fe bonds that exhibit an electronic ordering related to ordering seen in nematic liquid crystals.

Single crystals of ${\text{BaFe}}_{2}{\text{As}}_{2}$ and ${\text{Ba}}_{0.55}{\text{K}}_{0.45}{\text{Fe}}_{2}{\text{As}}_{2}$ have been grown out of excess Sn with 1% or less incorporation of solvent. The crystals are exceptionally micaceous, are easily exfoliated, and can have dimensions as large as $3\ifmmode\times\else\texttimes\fi{}3\ifmmode\times\else\texttimes\fi{}0.2\text{ }{\text{mm}}^{3}$. The ${\text{BaFe}}_{2}{\text{As}}_{2}$ single crystals manifest a structural phase transition from a high-temperature tetragonal phase to a low-temperature orthorhombic phase near 85 K and do not show any sign of superconductivity down to 1.8 K. This transition can be detected in the electrical resistivity, Hall resistivity, specific heat, and the anisotropic magnetic susceptibility. In the ${\text{Ba}}_{0.55}{\text{K}}_{0.45}{\text{Fe}}_{2}{\text{As}}_{2}$ single crystals this transition is suppressed and instead superconductivity occurs with a transition temperature near 30 K. Whereas the superconducting transition is easily detected in resistivity and magnetization measurements, the change in specific heat near ${T}_{c}$ is small, but resolvable, giving $\ensuremath{\Delta}{C}_{p}/\ensuremath{\gamma}{T}_{c}\ensuremath{\approx}1$. The application of a 140 kOe magnetic field suppresses ${T}_{c}$ by only $\ensuremath{\sim}4\text{ }\text{K}$ when applied along the $c$ axis and by $\ensuremath{\sim}2\text{ }\text{K}$ when applied perpendicular to the $c$ axis. The ratio of the anisotropic upper critical fields, $\ensuremath{\gamma}={H}_{c2}^{\ensuremath{\perp}c}/{H}_{c2}^{\ensuremath{\parallel}c}$, varies between 2.5 and 3.5 for temperatures down to $\ensuremath{\sim}2\text{ }\text{K}$ below ${T}_{c}$.

The recently discovered FeAs-based superconductors are a new, promising set of materials for both technological as well as basic research. They offer transition temperatures as high as 55 K as well as essentially isotropic and extremely large upper, superconducting critical fields in excess of 40 T at 20 K. In addition they may well provide insight into exotic superconductivity that extends beyond just FeAs-based superconductivity, perhaps even shedding light on the still perplexing CuO-based high-Tc materials. Whereas superconductivity can be induced in the RFeAsO (R = rare earth) and AEFe2As2 (AE = Ba, Sr, Ca)) families by a number of means, transition metal doping of BaFe2As2, e.g. Ba(Fe1-xTMx)2As2, offers the easiest experimental access to a wide set of materials. In this review we present an overview and summary of the effect of TM doping (TM = Co, Ni, Cu, Pd, and Rh) on BaFe2As2. The resulting phase diagrams reveal the nature of the interaction between the structural, magnetic and superconducting phase transitions in these compounds and delineate a region of phase space that allows for the stabilization of superconductivity.

The upper critical field, H(c2), of Mg(B1-xCx)(2) has been measured in order to probe the maximum magnetic field range for superconductivity that can be attained by C doping. Carbon doped MgB2 filaments were prepared, and for carbon levels below 4% the transition temperatures are depressed by about 1 K/% C and H(c2)(T=0) rises by about 5 T/% C. This means that 3.8% C substitution will depress T(c) from 39.2 to 36.2 K and raise H(c2)(T=0) from 16.0 to 32.5 T. These rises in H(c2) are accompanied by a rise in resistivity at 40 K from about 0.5 to about 10 microOmega cm.