Вход

Сплавы магнитных переходных металлов

Реферат по физике
Дата добавления: 11 мая 2002
Язык реферата: Русский
Word, rtf, 669 кб
Реферат можно скачать бесплатно
Скачать
Данная работа не подходит - план Б:
Создаете заказ
Выбираете исполнителя
Готовый результат
Исполнители предлагают свои условия
Автор работает
Заказать
Не подходит данная работа?
Вы можете заказать написание любой учебной работы на любую тему.
Заказать новую работу
Сплавы магнитных переходных металлов В последние годы интенсивно изу чали электронную структуру и разнообразие физических свойств сплавов переходных металл ов . Для изучения магнитных свойств сплавов переходных металлов очень полезным оказался метод рассеяния медленных нейтронов . Исследован ие упругого и неупругого рассеяния м едленных нейтронов в сплавах позволяет получить уникальную информацию о магнитных моментах и форм-факторах , а также об изм енении спин-волновой жесткости. Небходимо отметить , что нейтронные исслед ования распределения магнитного момента в маг нитных сплавах и изменение спин-волновой жесткости во многом стимулировали развитие современных методов расчета электронной структ уры неупорядоченных сплавов , которые чрезвычайно полезны для решения многих задач физики твердого тела . К ним относят широко т еперь известный метод когерентного по тенциала [160]. Модель Хаббарда окозалась очень полезной для описания многих электронных и ных свойств сплавов переходных металлов и успешно применяется в большом количестве р абот . При описании неупорядоченных сплавов с помощью м одели Хаббарда вводятся слу чайные параметры , поэтому говорят о модели Хаббарда со случайными параметрами . Перейдем к ее описанию . Предполагается , что взаимодействие электронов в бинарном н еупорядоченном сплаве из двух магнитных компо нент описывается следу ющим модельным гами льтонианом : (69) Здесь , как и в (11), , - операторы уничтожения и рождения электронов Ванье в узле i со спином . Считается , что интеграл ы перескока одинаковы для обоих сортов атомов А и В , т.е . ; зонная структура чистых компонен т А и В в отс утствие кулоновского взаимодействия одинаковая . В еличины и - одночастичный по тенциал и внутриатомное кулоновское взаимодейств ие соответственно : (70) Для неупорядоченног о сплава величины и принимают случай ные значения в зависимости от того , заполн ен ли узел атомом А или В. Гамильтониан (69 ) исследовали многие авт оры в различных предельных случаях . Если п редположим , что какая-либо из компонент сплава (например , В ) состоит из немагнитных атомо в , то можно положить параметр . Этот случай соответствует модели Вольфа [161, 162]. Если положим в (69), получим м одельный гамильтониан , который рядом авторов [16 3, 164] был использован для теоретического о писания сплава Pd - Ni . Случай , ко гда , рассмотрен Лютер ом и Фульде [165] для анализа рассеяния парам агнонов на прим есях ; Ямада и Шимицу [166] рассчитали спин-волновой спектр . Мория 167] детал ьно исследовал электронную структуру вблизи м агнитной примеси ( ) в немагнитной ма трице ( ) и рассчитал целый ряд физических характеристик примесной системы . Взаимодействие между примесями было рассмотрено в [168]. Все упомянутые работы [161- 168] ограничены приближением сильно разбавленного сплава . Метод когерентного потенциала [160] позволяет рассматривать сплав с конечной концентрацией примесей . Можно выделить два направления ра бот , использующих метод когерентного потенциала для описания не упорядоченных сплавов. Начало первому направлению положила работ а [169]. В ней была дана теоретическая интерпр етация зависимости от концентрации средней на магниченности , атомных моментов компонент и э лектронной теплоемкости для сплава Ni c Fe 1- c . К этому нап равлени ю примыкают работы [170-174]. Подход Хасегава и Канамори (ХК ) основа н на использовании приближения Хартри-Фока дл я описания внутриатомной кулоновской корреляции . В этом случае гамильтониан (69) записывался в следующем виде [169]: (71) где (71а ) таким образом , н еупорядоченность , описываемая в рамках приближе ния когерентного потенциала , характеризуется двумя параметрами и . Средние числа заполнения в (71а ), которые различаются для разных компонент сплава ( или , i A , или В ), должно определяться самосогласо ванным образом . Последнее обстоятельство приводит к тому , что не каждая элементарная ячейка является э лектрононейтральной и может иметь место перен ос конечного заряда. Для одночастичного гамильтониана (71) применима стандартная схема метода когерентного по тенциала , которую здесь опишем , следуя обозначениям работы [160]. В методе когерентного п отенциала (СРА ) рассматривается одноэлектронный га мильтониан следующего вида : (72) Здесь W – периодическая часть ; D – сумма случайных вкладов , каждый из кото рых связан с одним узлом . Одноэлектронные свойства сплава вычисляются как средние по ансамблю по всем возможным конфигурациям а томов в решетке . Обычно рассматривают уср едненную подобным образом одноэлектронную функцию Грина G ( z ): (73) Определим Т-матрицу для данной конфигурации сплава с помощью уравнения (74) Тогда функционально е уравнение для определения неизвестного опер атора будет задаваться условием (75) Уравнение (75) является самосогласованным определением оператора . Полагая , что (76) можно ввести ло кальный оператор рассеяния (77) С помощью опера тора T n эффективная среда , характеризуемая оператором , заменяется рассеянием на реальном атом е в данном узле n . В методе когерентного потенциала общее условие самосогласования (75) заменяется его одноузельным приближением (78) таким образом , п ри этом подходе примесь считается находящейся в эффективной среде , функция Грина которо й подбирается так , чтобы Т-матрица рассеяния на примеси в среднем была равна нулю . При этом будем пренебрегать рассеянием па рами атомов и более крупными кластера ми . Метод когерентного потенциала точен в атомном пределе , когда перескоки электронов с узла на узел очень маловероятны . Сравнени е приближений виртуального кристалла , средней Т-матрицы и когерентного потенциала , провед е нное в [175], показало , что метод когерентного потенциала не хуже аппроксимации виртуального кристалла. В методе когерентного потенциала усреднен ная функция Грина неупорядоченной системы < G ( E )> получается из функции Грина для идеальной решетки заменой энер гии на комплексную величину . Аналитически е свойства величин , вычисляемых в одноузельно м приближении когерентного потенциала , нетривиаль ны ; функция Грина < G ( z )> а налитична всюду , кроме линий разрезов , соответ ствующих примесной зоне и зоне основного кристалл а . Существенно , что в методе когерентного потенциала эффект рассеяния электронов вследст вие неупорядоченности описывается комплексной ве личиной , а именно когерентным потенциалом . С точки зрения квантовой механики в этом нет ничего необычного . Напомним , чт о п ри многократном рассеянии волны на произвольн ом ансамбле рассеивателей вводится усредненная по ансамблю волновая функция , а потенциал в уравнении Шредингера становится комплексным [176]. Мнимая часть потенциала описывает поглощен ие вследствие рассеяни я . Основная характеристика спектра возбуждений системы есть плотность состояний на един ицу энергии D ( ). Она определяется мнимой частью функции Грина < G ( z )>= G CPA . На основе одночастичной плотности состояний с помощью метода ко герентного потенциала можно хорошо описать поведение параметра асферичности для сплавов Ni , Fe и Co [177]. Параметр асферичности является в ажной характеристикой , экспериментально измеряемой с помощью рассеяния медленных нейт роно в и определяется следующим соотношением : g / (79) где eg - магнитный элемент , определ яе мый электронами в состояниях e g - типа , - полный спиновый магнитный момент. Эксперименты по рассеянию нейтронов показ ывают , что измеряемые значения в зависимости от очень точно укладываются на прямую линию практически д ля всех сплавов Ni , Fe и Co . Т . е . = а + b (80) Только для чист ого Ni это не выполняется ; Ni значит ельно меньше величины , следующей из (80). Возможной причиной такого отклонения для чистого Ni может быть либо влияние корреляции электронов , либо спец ифика одно-частичного поведения системы . В [177] бы ли рассмотрены только одно-частичные свойства системы в подходе Хасегава и Канамори (71) и показано , что для расчета параметра асферичности влияние корреляции не очень суще ственно . Как и в [169], рассматривалась область концентраций сплава при 0 ≤ с ≤ 0,5. Хасегава и Канамори с помощью метода когерентного потенциала вычислили магнитный момент и локальные моменты ( Ni ) и ( Fe ). Их результаты хорошо согласуются с экспериментом . Однако , надо заметить , чт о они использовали не реальную плотность состояний , а сильно идеализированн ую функ цию и проблема решалась с использованием многих свободных параметров. В [177] впервые была использована реальная теоретическая плотность состояний [51, 178] для расче та параметра асферичности Для точного расчета необходимо было отдельно учесть e g - и t 2 g – состояния . Получить такие раздельные плотности весьма сложно из-за сильной гибридизации этих сост ояний . В [177] использовано то обстоятельство , что в точках и на линиях высокой симме трии , где гибридизация отсутствует , волнов ые функции можно отождествить с e g - и t 2 g – состояниями . Предполагалось , что количественно поведение волновых функций не сильно измен яется при переходе к другим точкам . Исполь зуемая теоретическая плотность состояни й состоит из шести подзон , две из них св язаны с s -эл ектронами , а остальные четыре имеют в указ анных точках и на линиях высокой симметри и поведение плотности состояний электронов в t 2 g и e g -состояниях . Поэтому можно предположить пр иближённое разделение плот ности состояний на составляющие для t 2 g и e g - – электронов . В методе когерентного потенциала , выражен ие для плотности состояний в сплаве имеет вид [177] ( е ) = - Im ( е ), (81) где = ; (82) У i – когерентный потенциал , определяемый из уравнения У i = х Д + У i (Д - У i ) (е ) (83) Д о писывает сдвиг между атомными ур овнями Fe b Ni . В [169] это т параметр очень сильно зависит от спина ( Д /Д =5,6) и от кон центрации . В [177], напротив , предполагалось , чт о Д практически не зависит от этих величин , чтобы после довательно провести учёт одно-частичных свойств модели . Решение задачи удаётся провести без использования свободных параметров . Были выч ислены плотность состояний (е ) и локальные плотности и для i = t 2 g и различных концентраций . Получ енный на основе этих результатов для пара метр асферичности г показан на рис . 11. согласие с экперим ентом хорошее. Интересно отмет ить , что результаты для вычисленных Эл ьком значений м , м ( Ni ) и м ( Fe ) оказываются хуже , чем в работе Хасегава и Канамори . Возможной пр ичиной этого может быть влияние корреляций на значение м , для описания которой в [169] использовали допо лнительные свобод ные параметры . В то ж е время , как видно на рисунке 11 поведение параметра асферичности хорошо объясняется уже на основе одно-частичной плотности состояний оптимально приближённой к реальной . Дальнейш ее обсуждение подхода Хасагава – Канамори дан о в [179]. Д ругое направление описания неупорядо ченных сплавов с помощью гамильтониана (69) разв ивалось в [180-181]; конкретно [180] рассматривался сплав Pd - Ni . Подробно проанализировал различие этих двух подходов Фукуяма . [162, 174]. Он показал , что в подходе Харрис а-Цукермана [180] основное внимание сосредотачивается на дин амических эффектах кулоновского взаимодействия , а пространственным изменением потенциала пренебре гается . Поэтому такие одно-частичные величины , как локальная плотность состояний , являются п ростр а нственно однородными , за исключ ением возможного существования виртуально связан ных состояний . Схема является самосогласованной , если имеет место равенство … .. в управле нии (69); в этом случае возможно , в отличие от (71) учесть некоторые процессы элекрон-д ы рочного рассеяния более высокого порядка . Различие между подходами Хосегава-Канамори [169, 173, 179] и Харриса-Цукермана [180] наиболее заметно проя вляется при рассмотрении коллективных эффектов , в частности , при вычислении спиновой воспри имчивости . Это связанно с тем , что пр и построении теории электронных и магнитных свойств неупорядоченных сплавов описывающихся гамильтонианом (69), необходимо учитывать случайное расположение атомов компонент на решётке и влияния кулоновской корреляции электронов на эле к тронную структуру и физическ ие свойства . Если , как мы видели выше , одно-частичные характеристики сплавов (например , па раметр асферичности г ) слабо зависит от корреляционных эффект ов . То , для коллективных свойств правильный учёт корреляции более существен.
© Рефератбанк, 2002 - 2017