WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

На правах рукописи

Нечаев Илья Александрович

Исследование динамики квазичастиц в трех- и двумерных электронных системах в рамках многочастичной теории возмущений

Специальность 01.04.07 – Физика конденсированного состояния

АВТОРЕФЕРАТ

диссертации на соискание ученой степени доктора физико-математических наук

Томск – 2012

Работа выполнена в ФГБОУ ВПО «Национальный исследовательский Томский государственный университет».

Научный консультант:

доктор физико-математических наук Чулков Евгений Владимирович

Официальные оппоненты:

Успенский Юрий Алексеевич, доктор физико-математических наук, ФГБУН «Физический институт им. П. Н. Лебедева Российской академии наук», глав­ ный научный сотрудник;

Тютерев Валерий Григорьевич, доктор физико-математических наук, профессор, ФГБОУ ВПО «Томский государственный педагогический университет», зав. кафедрой общей физики;

Килин Виктор Андреевич, доктор физико-математических наук, доцент, ФГБОУ ВПО «Национальный исследовательский Томский политехнический универси­ тет», профессор кафедры высшей математики.

Ведущая организация:

ФГБУН «Институт физики прочности и материаловедения Сибирского отделения Рос­ сийской академии наук»

Защита состоится «15» ноября 2012 г. в 1430 часов на заседании диссертационного совета Д 212.267.07 в ФГБОУ ВПО «Национальный исследовательский Томский государствен­ ный университет» по адресу: 634050, г. Томск, пр. Ленина, 36.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке ФГБОУ ВПО «Национальный исследо­ вательский Томский государственный университет».

Автореферат разослан « » 2012 г.

Ученый секретарь диссертационного совета, д.ф.-м.н., ст. науч. сотр. Ивонин И. В.

Общая характеристика работы

Актуальность работы. За последнее десятилетие значительно повысился интерес, проявляемый как с экспериментальной, так и теоретической стороны, к исследованию вре­ мени жизни возбужденных электронов и дырок в трех- и двумерных электронных систе­ мах [1]. Это объясняется тем, что динамика квазичастиц играет важную роль во многих физических и химических процессах. Так, например, величина , обратная которой пред­ ставляет собой скорость затухания возбуждений и соответствует ширине квазичастичной спектральной функции, традиционно играет значимую роль в явлениях, основанных на транспорте носителей заряда и спина. Совместно со скоростью квазичастиц время жизни определяет длину свободного пробега – важную характеристику динамики квазичастиц в многоэлектронной системе. Среди современных экспериментальных методов, развитых для такого рода исследований, наиболее мощным является метод двухфотонной фото­ эмиссионной спектроскопии с временным разрешением (2Ф-ФЭС-ВР). Этот метод делает возможным прямое измерение времени жизни возбужденных квазичастичных состояний в металлах с временным разрешением порядка нескольких фемтосекунд. Полное понима­ ние того, какие процессы определяют величину, измеряемую в ходе таких экспериментов, еще не достигнуто, однако ясно, что необходимо более точное описание времени жизни элементарных возбуждений, чем то, которое дает подход свободных электронов.

В последнее время большинство первопринципных расчетов времени жизни квази­ частиц в реальных системах проводится в рамках так называемого G0W0 приближения [2], которое пренебрегает вершинными поправками как для поляризационной функции, так и для собственно-энергетической части. В этом приближении последняя представляется как произведение функции Грина, соответствующей одночастичному уравнению Хартри или Кона-Шема, и найденного с использованием этой функции в рамках приближения хаоти­ ческих фаз (ПХФ) экранированного кулоновского взаимодействия. В недавнем прошлом такого рода расчеты были проведены для некоторых простых и благородных металлов, 3d-ферромагнитных и некоторых 4d- и 5d-переходных металлов. Эти расчеты, использую­ щие различные методы нахождения одноэлектронного энергетического спектра, показали, что в случае простых металлов учет реальной зонной структуры приводит к зависимости времени жизни квазичастиц от энергии возбуждения близкой к той, которая получается в модели свободных электронов – -2. Ситуация несколько меняется в случае благо­ родных металлов из-за наличия ниже ( 2 eV) уровня Ферми EF полностью заполненной d-зоны. Но в силу того, что простые и благородные металлы обладают качественно схожей зонной структурой и плотностью электронных состояний (ПЭС) в области EF, и здесь вре­ мя жизни демонстрирует ожидаемую зависимость от энергии возбуждения. Однако это не так в случае переходных металлов, где EF находится в пределах локализованных состо­ яний d-зоны, которая, в свою очередь, сильно меняется при движении вдоль d-периодов.

Проведенные единичные расчеты показали, что полученные времена жизни также сильно меняются, следуя тенденции, наблюдаемой в электронной структуре. Однако систематиче­ ского рассмотрения различных металлов, а тем более их сплавов и соединений, на предмет выявления закономерностей в изменениях времени жизни квазичастичных возбуждений при движении как в рамках той или иной группы, так и вдоль периодов таблицы Менде­ леева проведено не было.

Важную часть указанного выше рассмотрения составляет исследование свойств ква­ зичастиц в ферромагнитных металлах и их сплавах. Дело в том, что интенсивное развитие нового направления в прикладной физике – спиновой электроники (спинтроники) – приве­ ло к созданию целого спектра магнитоэлектронных устройств, функциональность которых базируется на спин-зависимом транспорте возбужденных электронов и дырок в ферромаг­ нитных материалах [3]. Ранее анализ времени жизни и соответствующей средней длины свободного пробега квазичастиц проводился лишь в чистых ферромагнитных металлах.

Было отмечено, что при описании времени жизни в ферромагнитных системах важен учет дополнительных каналов затухания элементарных возбуждений, связанных с флуктуаци­ ями спиновой плотности, что возможно лишь при выходе за пределы G0W0 приближения.

Однако для изучения различных эффектов в тонкопленочных гетероструктурах наиболее часто используются не чистые ферромагнитные металлы, а их сплавы CoxFe1-x (как пра­ вило, с большим x) и NixFe1-x (в основном с x 0.8), тонкие слои которых выступают в качестве спиновых фильтров. Характеристики таких фильтров зависят от толщины слоев и от их состава. Расчет этих характеристик «из первых принципов» для ферромагнитных сплавов, в отличие от чистых металлов Fe, Co и Ni, даже на уровне G0W0 приближения представляет собой труднореализуемую задачу. Поэтому, несмотря на тот факт, что ука­ занное приближение не учитывает вклад отмеченных выше каналов затухания, изучение G0W0-свойств квазичастиц в ферромагнитных сплавах позволит значительно продвинуть­ ся в понимании факторов влияния на спиновую асимметрию времени жизни и средней длины свободного пробега квазичастиц, а также оценить вклад этой асимметрии в наблю­ даемое на эксперименте поведение длины затухания как функции энергии возбуждения.

Дополнительно отметим, что несмотря на то, что в настоящее время достигнут су­ щественный прогресс как в экспериментальном, так и теоретическом изучении спектра элементарных возбуждений в различных электронных системах, тем не менее, детальное понимание механизмов затухания и более полное описание процессов рассеяния, вовлечен­ ных в формирование наблюдаемой ширины спектральной функции квазичастиц остается актуальной задачей. До сих пор осуществляются попытки учесть влияние флуктуаций спиновой плотности [4, 5] в дополнение к включенным в рассмотрение в рамках G0W0 при­ ближения каналам затухания, связанным с флуктуациями зарядовой плотности. Дело в том, что благодаря соответствию между многократным электрон-дырочным рассеянием и флуктуациями спиновой плотности [6, 7] существует возможность учета соответствующих каналов затухания путем включения в рассмотрение лестничных диаграмм разложения собственно-энергетической части по голому или экранированному кулоновскому взаимо­ действию. Существующие в литературе подходы либо не реализуемы в том виде, в котором они представлены, в приложении к реальным системам, либо содержат подгоночные пара­ метры или величины, определяемые за пределами предлагаемого подхода. Все это делает актуальной разработку реализуемого на практике метода, выходящего за пределы G0Wприближения, но сохраняющего при этом все достоинства последнего.

Сегодня большой интерес для спинтроники представляют также двумерные элек­ тронные системы, которые образуют, например, электроны поверхностных состояний ме­ таллов и электроны в гетеропереходах или в сверхтонких слоях металлов на диэлектри­ ческой подложке. В таких системах наиболее ярко проявляет себя спин-орбитальное вза­ имодействие, вызванное структурной инверсионной асимметрией потенциала, ограничи­ вающего электронную систему в направлении, перпендикулярном плоскости залегания этой системы (так называемый вклад Рашбы). Величиной вклада Рашбы можно управ­ лять, например, изменением стехиометрии поверхностного сплава [8] или приложенным электрическим полем (как, например, в полевом спиновом транзисторе) [9]. Наличие та­ кого взаимодействия предоставляет возможность манипулировать спином электрона без использования внешнего магнитного поля, что положительно сказывается на размерах и функциональности устройств полупроводниковой спинтроники. С точки зрения ква­ зичастичных свойств, спин-орбитальное взаимодействие приводит к расщеплению элек­ тронного спектра, что в свою очередь может модифицировать время жизни квазичастиц, полученное без учета спин-орбитального взаимодействия. В связи с использованием та­ ких двумерных электронных систем при разработке современных электронных приборов полупроводниковой спинтроники, изучение квазичастичной динамики в двумерных элек­ тронных системах со спин-орбитальным взаимодействием становится актуальным. Тем более что такого рода исследования не проводились даже в рамках G0W0 приближения, не говоря о подходах, выходящих за пределы этого приближения.

Естественным обобщением рассмотрения двумерных электронных систем со спин­ орбитальным взаимодействием Рашбы является учет дополнительного вклада Дрессель­ хауза, обусловленного объемной инверсионной асимметрией, присутствующей в полупро­ водниковых гетероструктурах, созданных на основе материалов со структурой цинковой обманки. Величина вклада Дрессельхауза зависит от материала и геометрии выращива­ ния гетероструктур. При совместном действии вклады Рашбы и Дрессельхауза приводят к спиновому расщеплению, зависящему как от величины, так и от ориентации двумерного волнового вектора электрона k. Особо выделяется случай, когда вклады компенсируют друг друга, и двумерная электронная система представляет собой две несвязанные спи­ новые компоненты, каждая из которых демонстрирует свойства, присущие электронной системе без спин-орбитального взаимодействия. Такой случай примечателен различными эффектами, достаточно подробно рассмотренными в литературе [10, 11]. Наиболее обсуж­ даемые процессы при рассмотрении динамики электронов и дырок в двумерных электрон­ ных системах со спин-орбитальным взаимодействием Рашбы и Дрессельхауза – это спино­ вая релаксация и расфазировка спинов [3]. Как следствие, соответствующие характерные времена этих процессов достаточно хорошо изучены. Однако, такое свойство квазичастиц, как время жизни остается недостаточно изученным для указанных систем.

Таким образом, возникает ряд актуальных проблем в области исследования свойств квазичастиц как в парамагнитных, так и спин-поляризованных трехмерных системах, а также двумерных электронных системах, где электронные состояния расщеплены по спи­ ну за счет спин-орбитального взаимодействия. Мотивация решения подобных проблем ле­ жит не только в области фундаментального понимания механизмов затухания элементар­ ных возбуждения в конденсированных средах, но также вызвана развитием современных технологий, стремящихся к миниатюризации, снижению энергопотребления и расшире­ нию функциональности создаваемых устройств.

Цель диссертационной работы состоит в теоретическом исследовании влияния особенностей электронно-энергетической и спиновой структуры трех- и двумерных элек­ тронных систем на свойства элементарных возбуждений в этих системах. Данная пробле­ ма рассмотрена на основе решения актуальных задач физики конденсированного состоя­ ния, которые могут быть сформулированы следующим образом:

1. Исследовать в единых приближениях динамику квазичастиц в парамагнитных пе­ реходных металлах на предмет выявления закономерностей в изменениях свойств элементарных возбуждений при движении как в рамках d-периодов, так и в рамках той или иной группы таблицы Менделеева.

2. Проанализировать зависимость обусловленного неупругим электрон-электронным рассеянием конечного времени жизни и соответствующей средней длины свободного пробега квазичастиц от энергии возбуждения в ферромагнитных чистых металлах и соединениях систем Co-Fe и Ni-Fe. Исследовать влияние степени спиновой поля­ ризации состояний, состава и кристаллической структуры на указанные свойства квазичастиц. Оценить вклад неупругого электрон-электронного рассеяния в эффект спинового фильтра, экспериментально наблюдаемого в спин-зависимом транспорте электронов в ферромагнитных материалах.

3. Разработать реализуемый на практике метод, выходящий за пределы G0W0 прибли­ жения путем учета вклада многократного рассеяния в свойства квазичастиц и не использующий модельных параметров, а также величин, определяемых за преде­ лами метода. Провести сравнение разработанного метода с уже существующими в литературе подходами к описанию свойств элементарных возбуждений в многоэлек­ тронных системах.

4. С помощью разработанного метода изучить влияние многократного электрон-дыроч­ ного рассеяния на свойства квазичастиц как в модельных однородных электронных системах, так и в реальных кристаллических твердых телах.

5. Реализовать G0W0 приближение и провести исследования квазичастичной динамики в двумерных электронных системах со спин-орбитальным взаимодействием, обуслов­ ленным структурной и объемной инверсионной асимметрией.

Методы исследования. Решение поставленных задач проводилось в рамках мно­ гочастичной теории возмущений с использованием как первопринципного метода расчета электронной структуры, основанного на теории функционала электронной плотности, так и модели «желе». В первопринципных расчетах для нахождения энергетического спектра исследуемых систем применялся метод линеаризованных muffin-tin орбиталей (ЛМТО).

При ab initio вычислениях собственной энергии как в рамках широко применяемого G0Wприближения, так и в рамках предложенного в работе метода использовался так называе­ мый product-базис, который строился на парных произведениях ЛМТО, локализованных на одном и том же узле решетки. В применении к «желе» детально анализировалось влия­ ние многократного электрон-дырочного рассеяния на свойства квазичастиц и проводилось сравнение предложенного метода с существующими в литературе методами приближен­ ного вычисления собственной энергии квазичастиц. Для учета спин-орбитального взаимо­ действия в двумерных электронных системах использовались модельные гамильтонианы Рашбы и Дрессельхауза.

Научная новизна заключается в том, что в работе впервые в рамках системати­ ческих исследований на основе проведенных первопринципных расчетов времени жизни квазичастиц в G0W0 приближении выявлены закономерности в изменении поведения времени жизни квазичастиц как функции энергии возбуждения при переходе от одного парамагнитного переходных металла к другому как в пределах одной группы, так и вдоль d-периодов таблицы Менделеева. Из сравнения с экспериментальными данными, получен­ ными методом двухфотонной фотоэмиссионной спектроскопии с временным разрешением, делается предположение о том, что выявленные закономерности носят фундаментальный характер и не претерпят значительных изменений при выходе за пределы G0W0 прибли­ жения. Впервые с использованием ab initio G0W0 расчетов на примере ферромагнитных соединений систем Co-Fe и Ni-Fe показано влияние степени спиновой поляризации, со­ става и кристаллической структуры на спиновую асимметрию времени жизни и средней длины свободного пробега квазичастиц. Это позволило оценить вклад электрон-электрон­ ного неупругого рассеяния в эффект спинового фильтра, экспериментально наблюдаемого в спин-зависимом транспорте электронов в ферромагнитных материалах. В рамках ориги­ нального метода вычисления собственной энергии квазичастиц впервые проведен анализ влияния многократного электрон-дырочного рассеяния на свойства квазичастиц как в модельных однородных системах в широком интервале значений параметра электронной плотности, так и в реальных металлах с помощью первопринципных расчетов. Установле­ но, что предложенный метод позволяет достичь хорошего согласия с экспериментальными данными. В работе впервые реализовано G0W0 приближение и разработан комплекс про­ грамм для проведения исследования времени жизни квазичастиц в двумерных электрон­ ных системах со спин-орбитальным взаимодействием, обусловленным как структурной, так и объемной инверсионной асимметрией. Описано поведение указанной величины в си­ стемах со слабым и сильным спиновым расщеплением. Показано, что в системах со слабым спиновым расщеплением изменения, индуцированные спин-орбитальным взаимодействи­ ем, пренебрежимо малы, за исключением изменений в области затухания за счет эмиссии плазмона. В случае систем с сильным спиновым расщеплением предсказана спиновая асим­ метрия времени жизни и средней длины свободного пробега электронов, величина которой может управляться внешним электрическим полем. Для более реалистичного рассмотре­ ния динамики квазичастиц в двумерных системах со спин-орбитальным взаимодействием впервые была модифицирована модель повторяющихся тонких пленок с одномерным псев­ допотенциалом [12] на случай проведения G0W0 расчетов ширины спектральной функции квазичастиц в расщепленном спин-орбитальным взаимодействием поверхностном состоя­ нии. На примере «подправленной» для усиления расщепления поверхностного состояния поверхности Au(111) показано, что в процессы затухания дырок вовлекается акустический поверхностный плазмон, существование которого недавно было предсказано теоретически [13], а затем подтверждено экспериментально [14].

В целом совокупность полученных в работе результатов и выводов составляет основу нового решения задачи по описанию динамики квазичастиц в трех- и двумерных электрон­ ных системах в рамках фундаментальной научной проблемы – поиска новых материалов и создания наноструктур для обеспечения эффективного транспорта носителей заряда и спина в спинтронике.

Научная и практическая ценность определяется прежде всего тем, что резуль­ таты проведенных исследований расширяют и углубляют понимание основных процессов затухания, связанных с электрон-электронным неупругим рассеянием, а также факторов влияния на эти процессы в парамагнитных и ферромагнитных металлах и их соединениях.

Такое понимание является технологически востребованным, так как позволяет прогнози­ ровать свойства транспорта носителей заряда и спина, включая время жизни и среднюю длину свободного пробега этих носителей, для целенаправленного поиска оптимальных параметров создаваемых устройств спинтроники. Для более точного описания данных, получаемых в рамках экспериментальных методик, используемых при исследовании ди­ намики носителей заряда и спина, в работе предложен и реализован метод вычисления свойств элементарных возбуждений в электронных системах, позволяющий учитывать флуктуации как зарядовой, так и спиновой плотности. Полученные в работе результа­ ты также существенно расширяют представления о динамике квазичастиц в двумерных электронных системах как со слабым, так и с сильным спиновым расщеплением, инду­ цированным спин-орбитальным взаимодействием. Кроме этого результаты могут быть использованы для правильной интерпретации фотоэмиссионных спектров с временным и/или угловым разрешением, полученных для указанных систем. В случае систем с силь­ ным спиновым расщеплением предсказанная управляемая электрическим полем спино­ вая асимметрия времени жизни возбужденных электронов открывает перспективы для практического применения таких систем в спинтронике. Наконец, в целом полученные результаты исследования, разработанные численные методики и комплексы программ мо­ гут быть использованы для обучения студентов и аспирантов по специальности физика конденсированного состояния.

Достоверность научных выводов и результатов достигается корректностью по­ становки решаемых задач и их физической обоснованностью, применением современных методов теоретического исследования как в рамках многочастичной теории возмущений, так и в рамках теории функционала электронной плотности, соответствием полученных результатов и установленных закономерностей данным других теоретических исследова­ ний, а также хорошим согласием с известными экспериментальными данными.

На защиту выносятся следующие основные результаты и положения:

1. В результате систематического ab initio исследования, проведенного в рамках G0Wприближения, выявлены закономерности в изменении свойств квазичастиц, а также установлены основные факторы влияния на:

энергетическую зависимость времени жизни квазичастиц в кубических парамаг­ нитных переходных металлах разных d-периодов таблицы Менделеева (V, Nb, Ta, Mo, W, Rh, Ir);

спиновую асимметрию времени жизни, скорости и средней длины свободного пробега квазичастиц в ферромагнитных чистых металлах (Сo, Fe, Ni) и соеди­ нениях систем Co-Fe (B2-CoFe, D03-Co3Fe) и Ni-Fe (L10-NiFe, L12-Ni3Fe).

2. Разработан и реализован метод вычисления собственной энергии квазичастиц, осно­ ванный на полученном в локальном приближении вариационном решении уравнения Бете-Солпитера, определяющего двухчастичную амплитуду рассеяния (T -матрицу) в лестничном приближении. Результирующее выражение для T -матрицы аналогич­ но таковому в подходах, основанных на использовании модельных гамильтонианов, но, в отличие от последних, вместо модельных параметров содержит локальное взаи­ модействие, зависящее от импульса и энергии и определяемое экранирующими свой­ ствами изучаемой системы. В случае многократного электрон-дырочного рассеяния локальное взаимодействие может быть связано с обменной частью многочастичного фактора локального поля, учитывающего эффекты обменно-корреляционной дырки в линейном отклике системы.

3. С помощью разработанного метода обнаружено, что в широком интервале значений электронной плотности в модели «желе» влияние учета многократного электрон­ дырочного рассеяния на свойства квазичастиц в сравнении с результатами G0Wприближения выражается в уменьшении времени жизни, модификации дисперсии энергии квазичастиц (зона шире, чем в G0W0 приближении, но уже, чем в невзаимо­ действующей системе), понижении спектрального веса и увеличении эффективной массы квазичастиц. В случае ab initio расчетов совместный учет многократного элек­ трон-дырочного рассеяния и эффектов реальной зонной структуры заметно улуч­ шает согласие с экспериментальными данными как по закону дисперсии и ширине линии плазмона, так и по времени релаксации фотовозбужденных электронов.

4. В рамках G0W0 приближения установлено, что в двумерных электронных системах со спин-орбитальным взаимодействием, обусловленным структурной (вклад Рашбы) и объемной (вклад Дрессельхауза) инверсионной асимметрией, в случае слабого спи­ нового расщепления ширина спектральной функции квазичастиц как функция энер­ гии возбуждения пренебрежимо мало отличается от таковой в двумерной электрон­ ной системе без спин-орбитального взаимодействия. Заметные отличия наблюдаются лишь в области появления дополнительного к образованию электрон-дырочных пар канала затухания за счет эмиссии плазмона. В случае сильного спинового расщеп­ ления проявляет себя значительная спиновая асимметрия времени жизни и средней длины свободного пробега электронов, и появляется плазмонный канал затухания дырок.

Апробация работы. Основные результаты диссертации докладывались на следу­ ющих конференциях: Exciting Symposium 2005 on Excited-state properties of solids, May 16–19, 2005, Mannheim, Germany; “ECOSS-05” – European Conference on Surface Science 2005, September 4–9, 2005, Berlin, Germany; Psi-k 2005 Conference, September 17–21, 2005, Schwbisch Gmnd, Germany; 26th Brandt Ritchie Workshop, July 16–18, 2006, Paris, France;

“ACSIN-10” – 10th International Conference on Atomically Controlled Surfaces, Interfaces and Nanostructures, September 21–25, 2009, Granada, Spain; “3K2010” – Wilhelm and Else Heraeus Seminar: “Rashba and related spin-orbit effects in metals”, January 6–8, 2010, Physikzentrum Bad Honnef, Germany; XVI Международный симпозиум «Нанофизика и наноэлектроника», Март 12–16, 2012, г. Нижний Новгород, Россия.

Публикации. По теме диссертации опубликовано 15 статей в рецензируемых жур­ налах, удовлетворяющих критериям ВАК.

Личный вклад автора. Содержание диссертации и основные положения, выноси­ мые на защиту, отражают персональный вклад автора в опубликованные работы. Автором сделан определяющий вклад при постановке решаемых задач, разработке путей и методов их решения, проведении непосредственных расчетов, совместном обсуждении и интерпре­ тации полученных результатов. Все представленные в диссертации результаты получены лично автором.

Структура и объем диссертации. Диссертация состоит из введения, 4 глав, за­ ключения и библиографии. Общий объем диссертации 234 страницы, из них 202 страницы текста, включая 70 рисунков. Библиография включает 256 наименований на 32 страницах.

Содержание работы Во Введении обоснована актуальность диссертационной работы, сформулирована цель и задачи работы, аргументирована научная новизна исследований, показана научная и практическая ценность полученных результатов, представлены выносимые на защиту научные положения, дана краткая характеристика основных разделов диссертации.

В первой главе дается краткое описание существующих теоретических подходов к изучению динамики квазичастиц, которые отличаются друг от друга уровнем физической проработки электрон–электронного взаимодействия.

В первом разделе указывается, что в рамках современной квантовой теории конден­ сированного состояния вещества изучение свойств элементарных возбуждений, как пра­ вило, основывается на решении замкнутой системы связанных интегральных уравнений, известных как уравнения Хедина [15]. Эти уравнения связывают функцию Грина изу­ чаемой системы G, собственную энергию квазичастицы (массовый оператор за минусом потенциала Хартри) , поляризационную функцию P, динамически экранированное ку­ лоновское взаимодействие W и вершинную функцию . Сложность решения уравнений Хедина заключается в том, что указанные величины, выражаясь друг через друга, содер­ жат нетривиальные функциональные производные, что делает практически невозможным ее численное решение. Поэтому возникает необходимость поиска приближенных функци­ ональных соотношений с боле простой зависимостью.

В разделе рассмотрены известные в литературе методы приближенного вычисления собственно-энергетической части , отражающие современное положение дел в области Рис. 1. Зависимость усредненного по k времени Рис. 2. Зависимость усредненного по k времени жизни квазичастиц от энергии возбуждения в жизни квазичастиц от энергии возбуждения в V, Nb, Ta и W. Экспериментальные данные Mo, W, Rh и Ir. Экспериментальные данные 2Ф-ФЭС-ВР для Ta взяты из работы [17]. 2Ф-ФЭС-ВР для Mo и Rh взяты из работы [A4].

изучения квазичастичной динамики в конденсированных средах. Дается описание каждо­ го из рассматриваемых методов, начиная с хорошо известного G0W0 приближения, где так­ же представлены детали и основные параметры первопринципных расчетов, проводимых в работе в рамках этого приближения. Далее, двигаясь через различные методы учета вкла­ дов от флуктуаций зарядовой и спиновой плотности, раздел заканчивается рассмотрением так называемого обобщенного G0W0 приближения [4]. В набор рассматриваемых методов включены как приближения, которые учитывают указанные выше вклады посредством спин-симметричных и спин-антисимметричных многочастичных факторов локального по­ ля, так и методы, которые основываются на использовании модельного экранированного взаимодействия.

Во втором разделе главы приведено краткое изложение предложенной в работе [16] модификации концепции Хедина на случай квантовых систем со спин-зависимым взаи­ модействием. Отмечается необходимость такой модификации для изучения свойств ква­ зичастиц в электронных системах со спин-орбитальным взаимодействием. Представлены соотношения, определяющие основу G0W0 приближения для указанных систем.

В третьем разделе сформулированы выводы к первой главе.

Во второй главе представлены результаты проведенных в рамках G0W0 прибли­ жения систематических ab initio исследований свойств квазичастиц как в кубических па­ рамагнитных переходных металлах разных d-периодов (V, Nb, Ta, Mo, W, Rh, Ir), так и в ферромагнитных чистых металлах (Сo, Fe, Ni) и их соединениях (CoFe, Co3Fe, NiFe и Ni3Fe со структурами B2, D03, L10 и L12 соответственно). Указаны причины такого выбора материалов и обоснована актуальность подобных исследований. Отмечается, что соответствующие ab initio вычисления стали возможными благодаря проведенному авто­ ром распараллеливанию имеющихся программ, реализующих G0W0 приближение для ис­ следования реальных систем, и, как следствие, использованию высокопроизводительных вычислительных кластеров. Все результаты, представленные во второй главе, опублико­ ваны в работах [A3, A5, A6, A11, A14].

В первом разделе главы представлены результаты вычисления времени жизни ква­ зичастиц в парамагнитных переходных металлах (рис. 1 и 2) и выявленные на основе их анализа закономерности в изменениях () при движении как в рамках одной группы, так и вдоль d-периодов таблицы Менделеева. Поскольку при анализе и интерпретации получаемых экспериментальных данных, как правило, делается попытка использовать упрощенные схемы, базирующиеся на представлениях о фазовом пространстве, обращает­ ся внимание на влияние формы, ширины и заполнения d-зоны на поведение (). Прежде всего отмечается, что элементы группы V-Nb-Ta (рис. 1), имеющие схожую зонную струк­ туру, демонстрируют близкие значения для усредненного времени жизни. В этом смысле, следуя за плотностью электронных состояний (ПЭС), ниобий и тантал наиболее близки.

Ванадий здесь показателен тем, что он, обладая заметно более узкой d-зоной и бльшими в среднем значениями ПЭС, характеризуется более короткими временами жизни квази­ частиц. При переходе от тантала к вольфраму, сопровождаемом изменением заполнения зон и сдвигом уровня Ферми в область минимума ПЭС, в целом наблюдается резкое уве­ личение . Особенно ярко это проявляется в области дырочных возбуждений. В отноше­ нии других рассмотренных групп (Mo-W или Rh-Ir) также отмечается близость значений времени жизни квазичастиц для металлов одной группы (см. рис. 2). Указано, что при переходе от ОЦК металлов центров 4d- и 5d-периодов с низкой ПЭС в области EF к ГЦК металлам концов этих периодов с EF вблизи пика ПЭС наблюдается эффект, обратный отмеченному выше при рассмотрении перехода от Ta к W.

Экспериментальные данные, приведенные на рис. 1 и 2 для тантала, молибдена и родия, представляют собой время релак­ сации возбужденных электронов. При со­ поставлении теоретических и эксперимен­ тальных данных отмечается, что значения, полученные для времени жизни квазича­ стиц в рамках G0W0 приближения, как пра­ вило, больше наблюдаемых значений вре­ мени релаксации. Как демонстрируется в третье главе диссертации, учет вершинных поправок к собственной энергии, найден­ ной в рамках G0W0 приближения, позволя­ ет заметно уменьшить разницу между тео­ ретическими и экспериментальными значе­ ниями . Однако, согласно рис. 3, энерге­ тическая зависимость отношения усреднен­ Рис. 3. Отношения усредненных времен жиз­ ных времен жизни, вычисленных для Mo и ни для указанных металлов. Экспериментальные Rh, достаточно хорошо воспроизводит по­ данные 2Ф-ФЭС-ВР для Mo и Rh взяты из рабо­ ведение этого отношения, наблюдаемое в ты [A4].

эксперименте. Поэтому утверждается, что указываемые на уровне G0W0 рассмотрения тенденции в изменении времени жизни ква­ зичастиц при движении в пределах одной группы и вдоль d-переходных периодов носят фундаментальный характер, и при выходе за пределы этого приближения возможная мо­ дификация значений не приведет к значительной трансформации их отношений.

Отмечается также то, что в количественном отношении изменения в () при движе­ нии вдоль 4d периода и вдоль 5d периода во многом отличаются, несмотря на общую тен­ денцию в изменениях формы ПЭС (см. рис. 3). Кроме этого близость отношений Mo/Rh и W /T a при (E - EF ) < 0 говорит о том, что в случае дырок, например, переход от Ta к W (ОЦК ОЦК) дает практически такой же эффект как переход от Mo к Rh (ОЦК ГЦК). Таким образом, за ПЭС следует признать важную, но не определяющую роль в формировании вида зависимости (E - EF ). Другими словами, описание времени жизни квазичастиц не исчерпывается лишь анализом плотности электронных d-состояний, лока­ лизованных в области уровня Ферми. В качестве дополнительного фактора указываются экранирующие свойства изучаемых систем. При этом показано, что для рассмотренных d-переходных металлов уже на уровне экранировки электронного взаимодействия лишь локализованными d-электронами удается воспроизвести те тенденции в изменении пове­ дения времени жизни при переходе от одного металла к другому, которые наблюдаются в зависимостях (), полученных в расчетах с полностью экранированным взаимодействи­ ем.

Подводя итог проведенного в первом разделе второй главы исследования отмечается, что в силу учета реалистичной зонной структуры переходных металлов все рассмотрен­ ные материалы характеризуются энергетической зависимостью времени жизни возбуж­ дений отличной от получаемой в подходе свободных электронов [18]. Кроме этого, пове­ дение как функции энергии возбуждения во многом индивидуально для каждого из рассматриваемых d-металлов даже в том случае, когда плотности электронных состояний этих металлов близки по форме. Явно наблюдаемой корреляцией между ПЭС и времена­ ми жизни квазичастиц является резкое увеличение значений при заметном уменьшении плотности состояний в области уровня Ферми. Этот эффект, обратный наблюдаемому в [18], обнаруживается как в случае небольшого изменения заполнения зон, меняющихся слабо в силу сохранения кристаллической структуры (переходы от Nb к Mo и от Ta к W), так и в случае существенного изменения и заполнения зон, и самой зонной структуры (переходы от Mo к Rh и от W к Ir).

Во втором разделе главы исследуется спиновая асимметрия времени жизни, скоро­ сти и средней длины свободного пробега квазичастиц в ферромагнитных металлах (Fe, Co и Ni) и их соединениях (Co3Fe и Ni3Fe с D03 и L12 структурой соответственно). При этом, для демонстрации возможного эффекта смены стехиометрии и структуры рассмотрены также CoFe со структурой B2 и NiFe со структурой L10. Отмечается, что указанным систе­ мам присуще большое различие во временах жизни электронных возбуждений со спином вверх и спином вниз, которое обусловливает появление так называемого эффекта спино­ вого фильтра, наблюдаемого в спин-зависимом транспорте электронов в ферромагнитных металлах [19]. Исходя из анализа, проведенного в первом разделе главы, это различие может быть объяснено уже на уровне сравнения ПЭС с разным направлением спина, то есть на основе представлений о фазовом пространстве.

При рассмотрении системы Co-Fe (см. верхнюю часть рис. 4) обращается внимание на то, что в целом в соединениях этой системы времена жизни электронов со спином вверх больше, чем в чистых металлах, формирующих соединения. Электроны со спином вниз в ОЦК железе имеют самое большее время жизни на всем энергетическом интервале. В об­ ласти дырочных возбуждений наибольшее время наблюдается у B2-CoFe в обеих спиновых подсистемах. Наблюдаемая спиновая асимметрия квазичастичных свойств представляется отношением / (см. нижнюю часть рис. 4). В B2-CoFe в области уровня Ферми (E - EF от 0 до 0.7 eV) это отношение достигает восьми, тогда как в ОЦК Co и D03-Co3Fe, обла­ дающих б ольшей спиновой поляризацией, чем CoFe, оно превышает 12. Для ОЦК железа отмечается наличие практически неизменного обратного отношения / в области ды­ рочных возбуждений (см. вставку на рис. 4). В отличие от ОЦК железа и ОЦК кобальта рассматриваемые соединения характеризуются отношением /, которое на широком ин­ тервале энергий возбуждения (от 1 до 5 eV) имеет достаточно большое значение и слабо зависит от энергии. Для электронов с энергией меньше, чем 1 eV, D03-Co3Fe обладает наибольшим отношением /. Важным представляется тот факт, что для соединений отношение времен жизни квазичастиц с разным направлением спина не может быть пред­ Рис. 4. Умноженное на квадрат энергии возбуж­ Рис. 5. Усредненная по k средняя длина сво­ дения E - EF и усредненное по k время жиз­ бодного пробега e-e. Экспериментальные ни квазичастиц с разным направлением спина данные по длине затухания для электронов (вверху) и отношение усредненных времен жизни с разным направлением спина в Co84Fe/ (внизу) для ОЦК Fe, ОЦК Co, B2-CoFe и взяты из [19].

D03-Co3Fe. На вставке – отношение / для ды­ рочных возбуждений. Экспериментальные данные 2Ф ФЭСВР для ОЦК железа взяты из [20].

ставлено как средневзвешенное, полученное на основе результатов расчета времени жизни квазичастиц в ОЦК Fe и Co.

При рассмотрении средней длины свободного пробега квазичастиц прежде всего от­ мечается, что значительная разница между скоростями электронов с разным направле­ нием спина усиливает указанное выше различие между временами жизни электронов с разным направлением спина. Как следствие, делается вывод, что для рассматриваемых ферромагнетиков G0W0 приближение предсказывает сильный эффект спинового фильтра, выраженный в многократном превышении длины свободного пробега электронов со спи­ ном вверх по отношению к длине свободного пробега электронов со спином вниз. При этом отмечается, что на эксперименте такого превышения не наблюдается, что видно из пред­ ставленных на рис. 5 результатов по изучению спин-зависимого электронного транспорта в пленках Co84Fe16 на GaAs(001) [19].

Для анализа наблюдаемого несоответствия теоретических и экспериментальных дан­ ных отмечается, что G0W0 приближение не учитывает каналы затухания квазичастиц, связанные с флуктуациями спиновой плотности. Учет последних приводит к сокращению времени жизни, а, следовательно, и к уменьшению длины свободного пробега. Предпо­ лагается, что наиболее чувствительна в этом смысле e-e. Далее исследуемая величина представляется в виде 1/exp = 1/e-e + 1/extra, где кроме неупругого электрон-электрон­ ного рассеяния (1/e-e) присутствуют вклады от квазиупругого рассеяния на фононах и спиновых волнах, а также упругого рассеяния электронов на дефектах и примесях (пред­ ставлены одним слагаемым 1/extra). В качестве демонстрации эффекта учета электрон­ фононного вклада на рис. 5 для ОЦК Co и D03-Co3Fe приводится результат сложения 1/e-e и 1/extra = /v c = 50 meV, что по порядку величины близко к наблюдаемо­ му в различных металлах уширению спектральных линий, связанному с рассеянием на фононах. Отмечается, что в данном случае разница между экспериментальными и теоре­ Рис. 6. Умноженное на квадрат энергии возбужде­ Рис. 7. Усредненная по k средняя длина сво­ ния E - EF и усредненное по k время жизни бодного пробега e-e. Экспериментальные квазичастиц с разным направлением спина (ввер­ данные по длине затухания для электронов ху) и отношение усредненных времен жизни / с разным направлением спина в Ni81Fe(внизу) для ОЦК Fe, ГЦК Ni, L10-NiFe и L12-Ni3Fe. взяты из [19].

На вставке – отношение / для дырочных воз­ буждений.

тическими данными резко сокращается. Более того, хорошо воспроизводится поведение длины затухания как функции энергии возбуждения.

Все результаты, полученные для системы Ni-Fe представлены на рис. 6. В отношении полученных результатов указывается, что подобно системе Co-Fe время жизни электронов со спином вверх в соединениях больше, чем в ОЦК железе и ГЦК никеле. Что касается времени жизни электронов со спином вниз в соединениях, то отмечается, что оно представ­ ляет собой нечто среднее между железом и никелем. При этом, благодаря доминирующему вкладу «железных» состояний в ПЭС L10-NiFe выше уровня Ферми, в этом соединении ближе к таковому в Fe. Высокое содержание никеля в L12-Ni3Fe приводит к , прибли­ жающемуся к ГЦК никелю. При анализе спиновой асимметрии (нижняя часть рис. 6) обращается внимание на то, что наибольшее / в окрестности уровня Ферми соответ­ ствует ГЦК никелю, демонстрирующему большую спиновую поляризацию, чем ОЦК Fe и соединения системы Ni-Fe. Что касается последних, то в среднем для электронов L12-Ni3Fe демонстрирует отношение около 5 против 4 в случае L10-NiFe. Представленные на вставке кривые отражают ситуацию с временем жизни дырок, которая может рассматриваться как постепенный переход от ОЦК железа к ГЦК никелю.

На рис. 7 изображены результаты расчета e-e для электронов как функции энергии возбуждения в сравнении с экспериментальными данными по длине затухания, взятыми из [19], где исследовался спин-зависимый транспорт электронов в пленках Ni81Fe19 на по­ верхности GaAs(001). В связи с представленными результатами отмечается, что среди рас­ смотренных материалов системы Ni-Fe соединение L12-Ni3Fe характеризуется наибольшей длинной пробега электронов со спином вверх. Говорится, что в ГЦК Ni и L12-Ni3Fe e-e практически не зависит от энергии. Такое поведение e-e согласуется с эксперименталь­ ными наблюдениями. Более того, полученные значения близки к экспериментальным. Од­ нако G0W0 расчет завышает значения длины затухания для электронов со спином вверх.

Как и для системы Fe-Co оценена обратная величина длины затухания электронов со спином вверх в L12-Ni3Fe как 1/e-e + /v, но с = 25 meV. Полученные результаты представлены на рис. 7. Отмечается, что с помощью такой добавки, имитирующей вклад электрон-фононного взаимодействия, достигается хорошее согласие с экспериментом.

Третий раздел содержит выводы ко второй главе.

В третьей главе представлен разработанный метод, позволяющий выходить за пре­ делы G0W0 приближения путем суммирования бесконечного ряда лестничных диаграмм разложения поляризационной функции и собственной энергии по экранированному куло­ новскому взаимодействию. Проводится сравнение предлагаемого метода с существующи­ ми в литературе теоретическими подходами к описанию квазичастичных свойств в приме­ нении как к модельной системе, так и к реальным материалам. Во всей главе в формулах используется атомная система единиц, т. е. e2 = = me = 1. Результаты третьей главы опубликованы в работах [A1, A2, A4, A7, A8].

В первом разделе главы излагается основа предлагаемого метода, основанного на вариационном решение уравнения Бете-Солпитера для двухчастичной амплитуды рассе­ яния в рамках локального приближения. Рассматриваются лестничные фейнмановские диаграммы в разложении [15] поляризационной функции и собственной энергии по экра­ нированному кулоновскому взаимодействию. Предполагается, что изучаемым системам соответствует диагональная в спиновом пространстве функция Грина. Лестничное при­ ближение для указанного интегрального уравнения на нахождение амплитуды рассеяния (T матрицы) записывается в виде:

T (1, 2|3, 4) = W (1, 2)(1 - 3)(2 - 4) + W (1, 2) d1d2K (1, 2|1, 2)T (1, 2|3, 4), (1) где обозначает спин, означает e - e в случае многократного рассеяния между двумя электронами или двумя дырками и e - h в случае многократного электрон-дырочного рассеяния. Величина K представляет собой произведение функций Грина G(1, 2):

e-e e-h K (1, 2|1, 2) = iG(1, 1)G (2, 2), K (1, 2|1, 2) = iG(1, 1)G (2, 2).

Здесь использовано обозначение 1 (r1, t1). Далее для упрощения изложения метода рас­ сматривается однородная система, для которой T -матрица (1) в пространстве импульсов принимает форму T (p1, p2|p3, p4) = (2)4 (p1, p2|p3, p4)(p1 ± p2 - (p3 ± p4)).

Здесь и ниже 4-вектор p используется как короткая запись для (p, p), верхний знак соот­ ветствует e - e случаю, тогда как нижний знак – e - h случаю, а (p1, p2|p3, p4) = W (±p1 p3) (2) i + dkW (k)G(p1 k)G (p2 + k) (p1 k, p2 + k|p3, p4).

(2)После введения импульса центра масс и относительных импульсов Q = p1±p2 = p3±p4, q = (p1 p2)/2, q = (p3 p4)/2, уравнение (2) принимает вид:

dk (q, k, Q) (k, q, Q) = W (±q q), (3) i где (q, k, Q) = (q - k) - W (±q k) (±1Q k), а (k) = G(Q k)G (k).

,Q ,Q 2 (2)Для решения уравнения (3) вариационным методом строится функционал (трех независи­ мых функций, G, W and ) F[G, W, ] = dk dq dQ (k, q, Q) (± Q k) (4) ,Q dp (k, p, Q) (p, q, Q) - 2W (±k q) (± Q q), ,Q уравнение Эйлера для которого, F[G, W, ]/ (q, q, Q) = 0, эквивалентно уравнению (3). Пробное решение выбирается в духе локального приближения [21] как (q, q, Q) = (Q). Это приводит к - (Q) = W (Q) 1 - W (Q)K (Q), (5) где W (Q) = [K (Q)]-1M (Q)[K (Q)]-1, M (Q) = dq dp (q)W (q - p) (p), ,Q ,Q а K (Q) = dp (p). Таким образом получена T -матрица, которая является функци­ ,Q ей лишь импульса центра масс Q. Это означает, что вместо параметра Хаббарда U подхо­ дов, основанных на модельных гамильтонианах, присутствует локальное взаимодействие, зависящее как от импульса, так и от энергии W (Q).

Показано, что найденное вариационное решение позволяет учесть многократное элек­ трон-дырочное рассеяние при вычислении поляризационной функции с помощью соотно­ e-h e-h e-h шения P (p) = - K (p)[1 - W (p)K (p)]-1. Для парамагнитного состояния это 0 0 e-h приводит к P (p) = P (p)[1 + vc(q)GX(p)P (p)]-1, где фактор GX(p) = W (p)/2vc(p).

Такая запись позволила сопоставить полученное локальное взаимодействие с обменной частью спин-симметричного многочастичного фактора локального поля, учитывающего эффекты обменно-корреляционной дырки в процессе экранирования. В представленном 0 e-h соотношении vc – кулоновское взаимодействие, а P (p) = - K (p) – поляризационная функция ПХФ.

При рассмотрении вкладов лестничных диаграмм в квазичастичную собственную энергию для последней предложена новая форма, включающая T -матрицу и составляю­ щая основу развитого метода. Анализировались два вклада: прямой и обменный. Прямой вклад i p - k p - k p + k p + k d(p) = - dkG (k) e-e(,, p + k) + e-h(,, p - k) (6) (2)4 2 2 2 имеет e - e и e - h слагаемые, тогда как обменный вклад i k - p p - k x(p) = dkG(k)e-e(,, p + k) (7) (2)4 2 e-e определяется лишь спин-диагональной частью T матрицы. Отмечается, что с T -матрицей (5) обменный вклад равен с обратным знаком спин-диагональной части e-e слагаемого в прямом вкладе. В результате, как и в подходах с модельными гамильтонианами, эти вклады компенсируют друг друга.

Для того, чтобы избежать проблемы двойного учета диаграмм низшего порядка, а также сохранения всех достоинств G0W0 приближения, выделяется обменный вклад пер­ вого порядка (собственная энергия GW ) в отдельное слагаемое, а полученные T -матрицы берутся, начиная со второго (или третьего в e - h случае) порядка по W :

e-e e-e e-e e-h e-h e-h T (k) = e-e(k)K (k)W (k), T (k) = e-h(k)[K (k)W (k)]2.

Таким образом, в дополнение к GW собственной энергии получается вклад T -матрицы в следующем виде:

i e-h T (p) = - dk G-(k)Te-e(p + k) + G (k)T (p - k). (8) - (2) i e-e e-e e-e Теперь есть только одно слагаемое (p) = -(2) dkG-(k - p)W -(k)K -(k)W -(k), которое должно быть исключено из вклада T -матрицы (8). В результате собственно-энер­ гетическая часть записывается как = GW + T - . Далее во всей работе рассматри­ вается лишь вклад многократного электрон-дырочного рассеяния.

e-h Для получения аналитического выражения для локального взаимодействия W рассмотрен предел малых передач энергии импульса. При этом предполагалось, что пре­ дельная форма локального взаимодействия может служить хорошим приближением, так как в основном изучаются элементарные возбуждения с энергией в небольшой окрестности уровня Ферми, где квазичастицы хорошо определены. В результате для трехмерного элек­ тронного газа в парамагнитном состоянии при использовании приближения Томаса-Фер­ e-h ми для экранированного взаимодействия получено соотношение W = AT F (rs)8/kF, X 4 где параметр rs электронной плотности n определяется как (a0rs)3 = 1/n, a0 – радиус 1/Бора, =, а rskF = 1. В указанном соотношении, определяющем локальное вза­ 9 имодействие, коэффициент AT F (rs) = ln(1 + [rs]-1)/8. В работе проводится сравнение X этого коэффициента с аналогичным коэффициентом, появляющимся в точном длинновол­ новом пределе для многочастичного фактора локального поля. Указывается, что полу­ ченная форма хорошо согласуется с другими теоретическими результатами по обменной части фактора локального поля в интервале значений rs, соответствующих металлическим плотностям (Al, Li, Na, K, Cs).

Во втором разделе третьей главы рассмотрено влияние включения полученного вкла­ да T -матрицы в качестве дополнительного слагаемого к G0W0 собственной энергии на свойства квазичастиц. При этом использовалась найденная предельная форма для ло­ кального взаимодействия в случае малых передач энергии-импульса. Рассмотрение про­ водится в рамках модели «желе». Интервал значений параметра плотности (rs от 2 до 56) выбран таким образом, чтобы захватить область металлических значений, а также окрестность rs 48, для которой предсказана в работах [22] расходимость в эффектив­ ной массе. Отмечается, что численные результаты получены с помощью разработанных автором программ, реализующих как G0W0 приближение, так и предложенный в работе метод учета многократного электрон-дырочного рассеяния в рамках модели «желе».

Для получения представления о величине и поведении вклада T -матрицы в сравне­ нии с G0W0 слагаемым, проведены расчеты, результаты которых представлены на рис. и 9. Рассматривалась мнимая и вещественная часть собственной энергии на массовой по­ верхности (обозначается этот случай как “on-shell”), то есть когда = (k). Мнимая часть в этом случае задает ширину спектральной функции или скорость затухания квазичастиц, а вещественная часть определяет вклад многочастичных эффектов в дисперсию зон.

Отмечается, что ImGW как функция rs демонстрирует относительно небольшие из­ менения для 0.0kF |k| 1.5kF и уже при rs 24 достигает некоторого «насыщения», после чего свойства e - h канала затухания остаются практически неизменными в указан­ ном интервале k. Для |k| > 1.5kF, особенно в области эмиссии плазмона, скорость затуха­ ния квазичастиц показывает непрерывный рост с увеличением rs. Из-за такого поведения ImGW вещественная часть G0W0 слагаемого монотонно уменьшается как функция rs.

Относительно вклада T -матрицы отмечается, то после rs 40 изменения в мнимой и ве­ щественной частях становятся незначительными для любого рассматриваемого k. Тем не Рис. 8. Вещественная и мнимая части GW на Рис. 9. Вещественная и мнимая части T на массовой поверхности в зависимости от |k|/kF массовой поверхности в зависимости от |k|/kF для rs от 4 до 56. для rs от 4 до 56.

менее, с увеличением rs вклад T -матрицы в мнимую часть собственной энергии быстро нарастает и приводит к заметному понижению времени жизни квазичастиц особенно в окрестности kF. Вещественная часть вклада T приводит к небольшой модификации дис­ персии энергии квазичастиц, уменьшая сужение зоны, получаемое в G0W0 приближении.

Далее в разделе анализируется вклад вещественной части T в ренормализацион­ ный фактор на поверхности Ферми ZF (спектральный вес) и эффективную массу ква­ -зичастиц m*/m. Фактор ZF находился по формуле ZF = 1 - (k, )/|=0,k=k.

F Эффективная масса вычислялась как в приближении массовой поверхности m*(kF ) = -kF dEk/dk|k=k, которое обоснованно лишь при малых значениях rs (обозначен этот F случай как “on-shell”), так и в формально точной схеме Дайсона (обозначен этот случай --как “off-shell”), где имеем m*/m = ZF 1 + (m/kF ) (k, )/k|=0,k=k. Обсуждаемые F в разделе результаты представлены на рис. 10 в сравнении с доступными в литературе данными. Прежде всего отмечается, что, включение T -матрицы уменьшает ренормализа­ ционный фактор ZF. Тем самым вклад T -матрицы смещает кривую ZF по направлению к GZ (Gori-Giorgi–Ziesche) параметризации [23]. Эта параметризация хорошо согласует­ ся с расчетами, проведенными с использованием метода разложения по эффективному потенциалу, который в отличие от разложения Хедина [15] формулируется в терминах статического экранированного взаимодействия W (q, 0). GZ параметризация также согла­ сована с данными, полученными квантовым методом Монте-Карло в [24] для функции распределения. Тот факт, что ренормализационный фактор ZF, найденный квантовым методом Монте-Карло в [24] (обозначено как “OB” на рисунке) заметно больше, чем да­ ет параметризация, объясняется различием в процедурах нахождения скачка в функции распределения при kF. В случае параметризации величину скачка можно определить с большей точностью.

Относительно результатов самосогласованных схем работ [27] (“HB”), [25] (“NI”) и [26] (“RS”) отмечается, что повышение ренормализационного фактора по сравнению с по­ GW лученными значениями фактора ZF можно объяснить в рамках детального анализа, проведенного в [27], где сделан вывод о том, что G0W0 дает более реалистичное описание квазичастичных свойств, чем полностью самосогласованное GW приближение. Процеду­ ра самосогласования приводит к сильному подавлению плазмонных пиков в мнимой части GW. Посредством преобразования Гильберта это имеет свои последствия для веществен­ ной части в виде существенного сглаживания соответствующей пиковой структуры. Как следствие, производная по энергии от вещественной части, которая отрицательна, стано­ вится меньше по модулю, что, в свою очередь, ведет к повышению ренормализационного фактора.

Что касается эффективной массы, то в работе уделяется внимание сильному раз­ личию “on-shell” и “off-shell” результатов.

Так, например, “on-shell” G0W0 эффектив­ ная масса демонстрирует расходимость при rs 50 (в [22] при rs 48). Включение T -матрицы приводит к значительному по­ вышению “on-shell” G0W0 эффективной мас­ сы и смещает расходимость к точке rs 33. В случае “off-shell” эффективной мас­ сы влияние вклада T -матрицы на m/m* со­ гласовано с его влиянием на ренормализа­ ционный фактор. В этом случае квазича­ стичная масса демонстрирует относитель­ но слабую зависимость от rs без какой-либо расходимости вплоть до самых больших rs, рассматриваемых в работе.

Проводя сравнение полученной зави­ симости m/m*(rs) с таковой, найденной в [26] (“RS”) и [25] (“NI”), обнаруживается, что самосогласованные схемы предсказы­ вают монотонное повышение обратной эф­ фективной массы как функции rs. Важно, Рис. 10. (a) Ренормализационный фактор ZF что такое повышение подразумевает уши­ при фермиевском волновом векторе, получен­ рение зоны при металлических плотностях, ный в рамках G0W0 приближения (обозначен GW что противоречит экспериментальным дан­ как ZF, сплошная линия) и с дополнитель­ GW ным. Таким образом, вместе со слегка по­ ным вкладом T -матрицы (ZF &T, штриховая вышенным ZF в сравнении с G0W0 прибли­ линия), как функция rs. Пунктирная линия со­ ответствует GZ параметризации [23], которая за­ жением [см. вставку на рис. 10(a)] эти схе­ конна в интервале плотностей rs 12. Встав­ мы дают эффективную массу, которая мень­ ка показывает полученные результаты в сравне­ ше, чем в невзаимодействующей системе, нии с другими расчетами, взятыми из литерату­ тогда как G0W0 дает обратное. Это озна­ ры. (b) Обратная “on-shell” и “off-shell” эффек­ чает, что в “RS” и “NI” случаях производ­ тивная масса m/m*. Символы “OB”, “NI”, “GV”, ная по импульсу от собственной энергии “RS” и “HB” обозначают соответствующие значе­ больше, чем она же, полученная в рамках ния, взятые из [24], [25], [4], [26] и [27].

G0W0 приближения. Делается предположе­ ние, что это обусловлено большим вкладом слагаемого Хартри-Фока, который без корреля­ ционного слагаемого приводит, как известно, к нулевой эффективной массе на поверхности Ферми. Этот вклад не может быть компенсирован корреляционной частью в полной мере, как это происходит в не самосогласованном G0W0 приближении (см. [27]). В результате это приводит к повышению m/m*.

В этом разделе проведено также детальное сравнение предложенного метода с извест­ ными в литературе подходами к описанию свойств квазичастиц в применении к алюминию.

Основное внимание уделялось времени жизни возбужденных электронов. Выбор алюми­ ния обусловлен тем фактом, что алюминий обладает зонной структурой почти свободных электронов, и поэтому многие свойства этого простого металла могут быть хорошо опи­ саны в рамках модели «желе». Поэтому прежде всего для проведения такого сравнения в рамках указанной модели были разработаны программы, реализующие также G0W приближение [28] и обобщенное G0W0 приближение [4], учитывающее флуктуации как зарядовой, так и спиновой плотности, с использованием различных аналитических форм для многочастичных факторов локального поля. Обнаружено, что предложенный в работе метод дает результаты, которые очень близки к таковым, полученным в рамках обобщен­ ного G0W0 приближения, но в отличие от последнего не содержит величин, определяемых вне метода, и реализуем на практике для проведения первопринципных расчетов.

Затем в разделе анализируются резуль­ таты уже ab initio расчетов времени жизни возбужденных электронов в алюминии, про­ веденных как в рамках G0W0 приближения, так и в рамках реализованного предложен­ ного метода. Кроме этого проводится сравне­ ние с доступными в литературе результатами ab initio G0W0 расчетов других авторов. Во­ первых, отмечается близость анализируемых данных к соответствующим значениям време­ ни жизни, полученным для «желе». Во-вто­ рых, указывается на тот факт, что значения Рис. 11. Закон дисперсии плазмона в калии в времени жизни, полученные в рамках одного направлении -N зоны Бриллюэна. Вставка:

и того же приближения, зависят от метода, ширина линии плазмона как функция векто­ используемого для нахождения зонной струк­ ра q, отнесенная к ее значению в длинновол­ туры. В-третьих, при сравнении с доступны­ новом пределе. Точки – экспериментальные ми экспериментальными данными обнаруже­ данные из [29]; штриховая линия c квадрата­ ми – ПХФ-расчет; сплошная линия с ромбами но, что в целом поведение времени релакса­ – расчет со статическим самосогласованным ции указывает на необходимость учета допол­ ФЛП GX.

нительных процессов затухания элементарных возбуждений в алюминии. Использование ре­ зультатов расчета электрон-фононного вклада, взятых из [A8], привело к времени жизни, близкому к тому, что дает экспериментальное исследование.

В третьем разделе главы рассматривается то, к каким результатам приводит ис­ пользование предложенного метода в рамках первопринципных расчетов в применении к металлам, которые демонстрируют свойства, значительно отличающие от тех, которые могут быть описаны в рамках модели свободных электронов. В первую очередь исследу­ ется влияние многократного электрон-дырочного рассеяния на экранирующие свойства на примере калия. Обосновывается выбор щелочного металла в качестве тестовой систе­ мы. Описывается процедура вычисления локального взаимодействия в рамках ab initio расчетов с учетом результатов, полученных во втором разделе.

Результаты по закону дисперсии p(q) и ширине линии E1/2 плазмона, обсуждае­ мые в разделе, представлены на рис. 11. На рисунке отображены теоретические кривые, полученные как в рамках ПХФ, так и с учетом вклада лестничных диаграмм, в срав­ нении с экспериментальными данными. Отмечается удовлетворительное в рамках ПХФ и детальное с учетом многократного электрон-дырочного рассеяния согласие с экспери­ ментальными данными по дисперсии плазменных колебаний в калии для q2< 0.55 -2.

Однако для бльших q наблюдается значительное расхождение теоретических и экспери­ ментальных данных, что связано с неоднозначностью определения плазмонного пика в области q>qc p/vF, где плазмон находится в континууме электрон-дырочных возбуж­ дений и подвержен механизму затухания Ландау [29].

При анализе полученных данных по ши­ рине линии плазмона E1/2 отмечается, что, во-первых, найденная зависимость ширины ли­ нии от волнового вектора воспроизводит экс­ периментально наблюдаемое поведение E1/2 с ростом q. Во-вторых, отсутствует значимое вли­ яние фактора локального поля на ширину ли­ нии плазмона в калии.

Далее в разделе представлены результаты ab initio расчетов времени жизни квазичастиц в молибдене и родии, полученные в рамках пред­ ложенного метода (см. рис. 12). Обосновывает­ ся выбор металлов. Указывается то, каким об­ разом на основе результатов исследований, про­ веденных в предыдущем разделе, моделирует­ ся локальное взаимодействие. Отмечается, что включение T -матрицы при расчете времени жиз­ ни заметно улучшает согласие между теорией и экспериментом. Подчеркивается то, что пред­ ставленное на вставке рис. 12 отношение вре­ Рис. 12. Вычисленные усредненные времена жизни электронов и экспериментальное мен жизни возбужденных электронов, получен­ время релаксации в поликристаллических ных в предложенном методе, хорошо согласует­ Rh и Mo. Вставка: отношение найденных ся с экспериментальными значениями этого от­ времен жизни электронов в Mo и Rh. Экспе­ ношения. С учетом результатов, полученных в риментальные данные 2Ф-ФЭС-ВР для Mo первом разделе второй главы это подтверждает и Rh взяты из работы [A4].

предположение о применимости G0W0 прибли­ жения к выявлению фундаментальных закономерностей в изменении поведения времени жизни как функции энергии возбуждения при переходе от одного d-металла к другому.

Четвертый раздел содержит выводы к третьей главе.

В четвертой главе рассматриваются двумерные электронные системы, в которых наиболее ярко проявляет себя спин-орбитальное взаимодействие (СОВ), возникающее как из-за инверсионной асимметрии потенциала, ограничивающего электронную систему в на­ правлении, перпендикулярном плоскости залегания системы (вклад Рашбы), так и из-за объемной инверсионной асимметрии, которая присутствует в полупроводниковых гетеро­ структурах, основанных на материалах со структурой цинковой обманки (вклад Дрес­ сельхауза). Излагаются результаты исследования влияния спин-орбитального взаимодей­ ствия на ширину спектральной функции квазичастиц в таких системах, опубликованные в работах [A9, A10, A12, A13, A15]. Обосновывается актуальность таких исследований, подчеркивается их новизна.

В первом разделе главы прежде всего получены соотношения для собственно-энер­ гетической части, которые позволяют в рамках развивающейся многочастичной теории возмущений для систем со спин-зависимым взаимодействием [16] в G0W0 приближении вычислять ширину спектральной функции (или обратное время жизни) квазичастиц в рассматриваемых двумерных системах. Одночастичная часть гамильтониана записывает­ ся как H = H0 + HSO, где H0 = k2/2m*, а вклад спин-орбитального взаимодействия HSO = (xky - ykx) + (xkx - yky). (9) Здесь kx,y представляют собой компоненты вектора k вдоль кубических осей кристалла [100] и [010], соответственно, x,y – матрицы Паули, m* – эффективная масса, и – пара­ метры, определяющие величину вкладов СОВ Рашбы и Дрессельхауза. Вклад последнего записан в предположении, что рассматривается случай узких квантовых ям, выращен­ † ных в направлении [001]. Представленный гамильтониан диагонализуется, H = UkHUk, с помощью унитарного преобразования Uk = exp[i( · nk)k/2], зависящего от k и индуци­ рующего поворот оси квантования спина на угол k вокруг оси nk = -i sin k + j cos k.

Участвующий в соотношениях угол k связан с полярным углом k вектора k как tan k = -( cos k + sin k)/( sin k + cos k).

В работе рассматривается случай спиновой поляризации в плоскости (x, y), то есть k = /2. Расщепленный спин-орбитальным взаимодействием энергетический спектр име­ kет вид Eks = + sk [ sin(k - k) + cos(k + k)]. Соответствующие волновые функ­ 2m* ции ks(r) = eikr|-s, где индекс ветви s = ±(, ). Здесь , обозначают спиновые компо­ ненты в новом спиновом базисе. В первоначальном базисе ks(r) = Ukks(r), а ориентация спина в k пространстве определяется как ks||ks = s (cos k, sin k, 0), отражая тот факт, что направление спина электрона связано с направлением его импульса.

Далее делается упрощающее допущение, что спин-орбитальное взаимодействие мож­ но рассматривать как преимущественно одночастичное явление, учитывая его лишь в одно­ частичной части гамильтониана. В этом случае во всех соотношениях теории [16] в двух­ частичном взаимодействии учитывается только кулоновское взаимодействие vc(r1, r2) = |r1 - r2|-1 -1, ослабленное диэлектрической константой b среды, в которую «погружена» b двумерная система. Окончательные выражения для мнимой части матричных элементов собственной энергии, определяющих при энергии = Eks ширину спектральной функции -s(k) = 2|Ims(k, Eks)| (обратное время s (k), обусловленное неупругим электрон-элек­ тронным рассеянием) имеют вид dq ss ± Ims(k, ) = Fk,qfqs ImW0(k - q, - Eqs )(±Eqs ), (10) (2)s + где верхний (нижний) знак соответствует < EF ( > EF ), fqs = fks, fqs = 1 - fks, fks – фермиевская функция распределения, (x) – функция Хевисайда. Входящие в вы­ ss † ражение (10) факторы Fk,p = [1 + ssuk · up] /2 появляются из |s|UpUk|s|2 и отражают изменение спинового базиса. Экранированное взаимодействие определяется поляризаци­ онной функцией, запаздывающая часть которой исследовалась в [30].

Далее в разделе излагаются результаты исследования ширины спектральной функ­ ции квазичастиц в двумерном электронном газе со спин-орбитальным взаимодействием в различных случаях соотношения параметров СОВ Рашбы и Дрессельхауза. Характеризу­ ется этот газ параметрами, типичными для двумерного электронного газа в квантовых ямах полупроводниковых гетероструктур. Проводились указанные исследования с помо­ щью разработанных программ, реализующих представленную выше G0W0 схему. Обнару­ женные особенности в поведении ширины s, индуцированные СОВ в указанных систе­ мах, в целом отражены на рис. 13. На основе анализа полученных данных отмечается, что появляется зависящее от угла относительное смещение + и - на шкале импульсов, а также некоторое сглаживание резких форм пика, обусловленного открытием канала за­ тухания за счет эмиссии плазмона. Первое отражает тот факт, что ветви расщепленной зоны достигают одной и той же энергии при разных k, тогда как второе возникает из расширения области затухания Ландау за счет появления переходов между ветвями. Это расширение зависит от полярного угла k и ведет к ненулевой ширине плазмона, когда спектр плазмона входит в индуцированную спин-орбитальным взаимодействием область затухания.

Для того, чтобы показать влияние, ока­ зываемое спин-орбитальным взаимодействием на поведение ширины спектральной функции квазичастиц для различных ветвей, ширина s рассматривается как функция энергии возбуж­ дения (вставка рис. 13). Отмечается, что в дан­ ном случае различие в ширинах пренебрежимо мало практически во всей энергетической об­ ласти, где затухание квазичастиц реализуется лишь за счет образования электрон-дрочных пар. Заметным различие в ширинах, зависи­ мое от полярного угла k, становиться при по­ явлении дополнительного канала затухания за счет эмиссии плазмона. Кроме этого отмечает­ ся, что при = двумерный электронный газ представляет собой две несвязанные спиновые Рис. 13. Ширина s как функция k при компоненты, каждая из которых демонстриру­ нескольких значениях полярного угла k в ет свойства, характерные для двумерного элек­ случае отношения / = 2.4. Вставка: соот­ тронного газа без спин-орбитального взаимо­ ветствующие энергетические зоны Eks (сле­ действия. В случаях чистого Рашбы или Дрес­ ва) и та же s как функция Eks, измеренной сельхауза ( = 0, = 0 или = 0, = 0) ре­ от энергии Ферми (справа). Также в качестве зультирующая s не проявляет различий меж­ опорной кривой представлен случай двумер­ ду разными спиновыми ориентациями, кото­ ного электронного газа без спин-орбитально­ рые соответствуют случаю Рашбы или Дрес­ го взаимодействия ( = = 0).

сельхауза.

Заканчивается первый раздел моделированием поверхностного состояния на поверх­ ности Au(111), спиновое расщепление которого, индуцированное спин-орбитальным взаимодействием, было обнаружено экспериментально с помощью фотоэмиссионной спектро­ скопии с угловым разрешением (ФЭС-УР). Рассмотрение на основе модели однородного электронного газа показало, что в области дырочных возбуждений, как и в случае полу­ проводниковых квантовых ям, ширина спектральной функции практически не зависит от индекса ветви расщепленной зоны.

Во втором разделе главы представлены соотношения, модифицирующие модель по­ вторяющихся тонких пленок с одномерным псевдопотенциалом на случай рассмотрения си­ стем со спин-орбитальным взаимодействием. Отмечается, что использование такой модели необходимо для учета присутствия объемных состояний, которые могут быть вовлечены в процессы затухания квазичастиц в системе, сформированной электронами в спин-расщеп­ ленном поверхностном состоянии. Говорится о том, что для проведения соответствующих вычислений разработаны программные модули в дополнение к существующему программ­ ному комплексу, реализующему указанную модель.

Полученные в рамках модифицированной модели повторяющихся пленок результа­ ты, которые анализируются в разделе, представлены на рис. 14. Рис. 14(a) демонстрирует результирующую s как функцию импульса для обеих ветвей спин-расщепленного поверх­ ностного состояния, для которого параметр СОВ Рашбы 0 = 3.5118·10-11 eV·m, а энергия в центре двумерной зоны Бриллюэна = -474.5 meV. Отмечается, что, как и в случае модели двумерного электронного газа, исходящие из одной точки при k = 0 кривые + и - показывают практически одну и ту же зависимость от импульса со сдвигом, опре­ деляемым спиновым расщеплением. При анализе энергетической зависимости ширины s (рис. 14(b)) обнаружено, что ширина линии демонстрирует несущественную зависимость от индекса ветви. Различие варьируется в пределах 1%, причем наиб ольшее различие наблюдается в энергетическом интервале, показанном на вставке рис. 14(b).

Указывается на то, что опи­ санное выше поведение s может быть исследовано эксперименталь­ но путем анализа ширины кривых распределения MDC, полученных с помощью ФЭС-УР. Обосновыва­ ется это тем, что кривая распре­ деления MDC – это k-разрез спек­ тральной функции при фиксированной энергии возбуждения, где в качестве ширины выступает s.

Этот разрез как функция импуль­ са будет иметь пики при k-значениях, которые соответствуют дис­ персии внутренней и внешней вет­ ви. Ширина s в окрестности этих значений k определяет k-ширину Рис. 14. (a) Зависимость ширины s от k для поверхност­ пиков. Штриховые линии, которые ного состояния на поверхности Au(111). (b) Та же вели­ пересекают рис. 14(a), (b) и (c) по­ чина как функция энергии. Вставка: увеличение области казывают, что на k шкале шири­ в окрестности точки вырождения. (c) Смоделированные на пиков от обоих вкладов должна MDC (раздельно для каждой из ветвей и в сумме) при быть практически одинакова, как энергии связи 400 meV. (d) Рассчитанная энергетическая и было предсказано в рамках моде­ зависимость s для гипотетического случая поверхност­ ли двумерного электронного газа.

ного состояния с EF и параметром Рашбы, характер­ В полной MDC внутренний пик мо­ ным для поверхности Au(111) 0 (незаполненные круж­ жет оказаться выше и шире. Под­ ки и квадраты), а также с параметром 20 (заполненные черкивается, что именно такое по­ кружки и квадраты). Вставка: дисперсия энергии поверх­ ведение и наблюдается в экспери­ ностного состояния для этих двух случаев.

менте, результаты которого изло­ жены в первом совместном теоретическом и экспериментальном исследовании времени жизни дырок в двумерной электронной системе с СОВ Рашбы [A9].

Для обнаружения ситуации, в которой спин-орбитальное взаимодействие имело бы видимый эффект, в этом разделе рассмотрен экстремальный случай гипотетического по­ верхностного состояния с EF (рис. 14(d)). В индуцированной спин-орбитальным взаи­ модействием области ниже точки вырождения, которая содержит только внешнюю ветвь, обнаруживается сильная зависимость от величины вклада СОВ Рашбы, что указывает на возможность эффективного управления временем жизни путем изменения параметра 0.

В третьем разделе четвертой главы исследуется поведение ширины спектральной функции квазичастиц в двумерных электронных системах с сильным спиновом расщеп­ лением. Отмечается, что рассмотренные до этого двумерные электронные системы ха­ рактеризуются небольшим расщеплением, в то время как недавно был обнаружен целый класс перспективных для спинтроники материалов, в которых легирование тяжелыми эле­ ментами (Sb, Pb и Bi) поверхностного слоя благородных металлов (Ag, Cu) приводит к образованию двумерной системы с гигантским спиновым расщеплением. Для предсказа­ ния того, какими свойствами будут обладать квазичастицы в таких системах, в третьем разделе проводится моделирование ситуации, соответствующей сильному спиновому рас­ щеплению.

Для начала моделирование проведено на основе модели двумерного электронного газа, соответствующего поверхностному со­ стоянию. Обнаружено, что в системах с силь­ ным спиновым расщеплением в случае внеш­ ней ветви расщепленной зоны у дырок по­ является дополнительный по отношению к рождению электрон-дырочных пар канал за­ тухания за счет эмиссии плазмона. Отмеча­ ется, что вклад этого канала в ширину в области дырочных возбуждений уменьша­ ется как при ослаблении спин-орбитального взаимодействия Рашбы, так и при прибли­ Рис. 15. Ширина s как функция модуля вол­ жении уровня Ферми к точке вырождения нового вектора (слева) и как функция энер­ (как в гипотетическом случае, который был гии возбуждения (справа) для поверхностно­ рассмотрен при исследовании в рамках ме­ го состояния «модифицированной» поверхно­ тода повторяющихся тонких пленок поверх­ сти Au(111). Сплошные (пунктирные) линии ности Au(111)). При значительном повыше­ соответствуют - (+). На вставке – диспер­ нии EF (как в случае систем со слабым спи­ сия соответствующего поверхностного состоя­ новым расщеплением, рассмотренных в пер­ ния, расщепленного спин-орбитальным взаимо­ вом и втором разделе) для дырок этот канал действием Рашбы.

исчезает. При анализе зависимости ширины спектральной функции как функции энергии от индекса ветви, а значит и от направления спина в выбранном направлении вектора k, выяснилось, что такая зависимость проявля­ ется в превышении единицы отношения -/+ (в среднем на 0.12 в исследуемом интер­ вале электронных возбуждений). В связи с этим отмечается, что благодаря спиновому расщеплению, обусловленному наличием спин-орбитального взаимодействия, наблюдает­ ся заметная спиновая асимметрия ширины спектральной функции и, как следствие, длины свободного пробега возбужденных электронов.

Исходя из предположения, что рассмотренная ситуация, в принципе, может быть ре­ ализована на практике путем модификации энергии и величины спинового расщепления поверхностного состояния металлов, рассмотрена в рамках метода повторяющихся пленок поверхность Au(111) с «измененной» энергией расщепленного спин-орбитальным вза­ имодействием поверхностного состояния. Отмечается, что в этом случае роль низкоэнер­ гетических коллективных возбуждений будет играть акустический поверхностный плаз­ мон. Полученные результаты, представленые на рис. 15, демонстрируют и в этом случае появление плазмонного канала затухания для дырок, что указывает на возможный путь исследования предсказанных теоретически и недавно обнаруженных экспериментально низкоэнергетических плазменных колебаний на металлических поверхностях.

Затем в третьем разделе моделируется ситуация, соответствующая сильному спино­ вому расщеплению в квантовых ямах при на­ личии как взаимодействия Рашбы, так и Дрес­ сельхауза. Полученные результаты представ­ лены на рис. 16. Основная особенность, кото­ рая подчеркивается и которая уже была отме­ чена при рассмотрении случая чистого Раш­ бы, – это то, что для дырок ширина - как функция импульса k демонстрирует наличие плазмонного канала затухания. При анализе ширины s как функции энергии возбужде­ ния отмечается сильная анизотропия, а кро­ ме этого существенная зависимость от индек­ са ветви s спин-орбитально расщепленной зо­ ны. Такая зависимость свидетельствует о спи­ новой асимметрии скорости затухания -/+ для заданного направления. Делается акцент на том, что асимметрия наиболее ярко прояв­ Рис. 16. (a) Ширина s как функция k при нескольких значениях полярного угла k при ляет себя в направлении k = 3/4, где на­ / = 3.7. Пунктирная линия представляет блюдается наибольшее различие между - и s без вклада плазмонного канала. (b) Соот­ + как функциями энергии возбуждения и, ветсвующие энергетические зоны Eks. (c) Та как следствие, между средними длинами сво­ же s, но как функция энергии.

бодного пробега электронов. Например, отно­ шение -/+ достигает порядка 3 при 0.5 meV и порядка 2 при 1.0 meV. При дальней­ шем повышении энергии отношение продолжает уменьшаться. Отмечается, что в рассмот­ ренном случае квантовой ямы спиновая асимметрия не такая большая как в ферромаг­ нетиках, но, в отличие от последних, значения средней длины свободного пробега могут управляться внешним электрическим полем.

Четвертый раздел содержит выводы к четвертой главе.

В Заключении сформулированы основные результаты и выводы, полученные в диссертационной работе.

Основные выводы.

1. В рамках G0W0 приближения проведен сравнительный анализ и выявлены основные факторы влияния на зависимость времени жизни квазичастиц от энергии возбуж­ дения в парамагнитных d-переходных металлах. Рассмотрены металлы с почти наполовину (V, Nb, Ta, Mo, W) и почти полностью заполненной (Rh, Ir) d-зоной.

Обнаружено, что металлы одной и той же группы с близкими по форме плотно­ стями электронных состояний характеризуются временами жизни одного порядка.

При движении вдоль d-периодов заметное снижение, а затем повышение плотности электронных состояний, локализованных в области энергии Ферми, приводит соот­ ветственно к резкому увеличению и последующему уменьшению значений времени жизни на всем рассматриваемом интервале значений . Этот эффект, обратный наблюдаемому в модели свободных электронов, обнаруживается как в случае неболь­ шого изменения заполнения зон при слабо меняющейся зонной структуре, так и в случае существенного изменения заполнения зон и самой зонной структуры. Показа­ но, что в целом интерпретация получаемых результатов ab initio расчетов не может быть основана лишь на представлениях о фазовом пространстве.

2. На основе G0W0 расчетов времени жизни () и средней длины свободного пробега () квазичастиц с разным направлением спина ( или ) в ферромагнитных метал­ лах (Сo, Fe, Ni) и соединениях систем Co-Fe (B2-CoFe, DO3-Co3Fe) и Ni-Fe (L10-NiFe, L12-Ni3Fe) показано, что длина свободного пробега как функция обладает спиновой асимметрией, обусловленной значительной разницей как между временами жизни, так и скоростями электронов со спином вверх и спином вниз. Обнаружено, что соеди­ нения системы Co-Fe обладают наибольшей по сравнению с соединениями системы Ni-Fe. При этом близка для всех соединений. Как для системы Co-Fe, так и для Ni-Fe установлено, что для согласия результатов теоретических исследований () с соответствующими экспериментальными данными необходимо учитывать вклад, обусловленный квазиупругим электрон-фононным рассеянием.

3. Предложен метод вычисления собственной энергии квазичастиц в лестничном при­ ближении, основанный на вариационном решении уравнения, определяющего двух­ частичную амплитуду рассеяния (T -матрицу) как в случае многократного рассеяния между двумя электронами или двумя дырками, так и в случае многократного рас­ сеяния между электроном и дыркой. Решение получено в рамках локального при­ ближения и выражается через локальное взаимодействие, зависящее от импульса и энергии. В случае многократного электрон-дырочного рассеяния локальное взаимо­ действие отождествлено с обменной частью многочастичного фактора локального поля. Расчеты, проведенные с помощью разработанных программ, реализующих ме­ тод, показали, что учет многократного рассеяния ведет к уменьшению времени жиз­ ни и спектрального веса квазичастиц, модифицирует дисперсию, снижая тенденцию к сужению зоны, наблюдаемую в G0W0 приближении, а также приводит к увеличе­ нию эффективной массы квазичастиц.

4. Для проверки работоспособности предложенного метода в рамках его первопринцип­ ной реализации проведены расчеты закона дисперсии и ширины линии плазмона в калии, свойства плазменных колебаний в котором не описываются в модели одно­ родного электронного газа, несмотря на близость зонного спектра калия в области уровня Ферми к спектру свободных электронов. Хорошее согласие полученных ре­ зультатов с экспериментальными данными указывает на важность учета не только реальной зонной структуры, но и многократного электрон-дырочного рассеяния в случае описания экранирующих свойств щелочного металла. Проведенные ab initio расчеты времени жизни квазичастиц в переходных металлах Mo и Rh показали, что и в этом случае учет многократного электрон-дырочного рассеяния в рамках пред­ ложенного метода приводит к лучшему согласию с экспериментальными данными по сравнению с G0W0 приближением.

5. Представлена реализация G0W0 приближения и разработан комплекс программ для исследования ширины спектральной функции (обратного времени жизни) квазича­ стиц в двумерном электронном газе со спин-орбитальным взаимодействием, обуслов­ ленным как структурной (взаимодействие Рашбы), так и объемной (взаимодействие Дрессельхауза) инверсионной асимметрией. При рассмотрении различных соотноше­ ний параметров, определяющих величину вкладов СОВ Рашбы () и Дрессельхауза (), в случае систем со слабым спиновым расщеплением установлено, что квазичасти­ цам с одинаковой энергией, но с разным индексом ветви спин-расщепленной зоны, соответствуют спектральные функции, различие в ширинах которых пренебрежимо мало практически во всей энергетической области, где затухание реализуется лишь за счет образования электрон-дрочных пар. Заметным различие в ширинах стано­ виться при появлении дополнительного канала затухания за счет эмиссии плазмона.

В случае = ширина как функция энергии принимает вид, присущий двумерному электронному газу без спин-орбитального взаимодействия.

6. Представлена и реализована модификация модели повторяющихся тонких пленок с одномерным псевдопотенциалом, позволяющая учесть расщепление поверхностно­ го состояния, индуцированное спин-орбитальным взаимодействием Рашбы. Получен­ ные в рамках G0W0 приближения соотношения позволили рассмотреть время жизни дырок в поверхностном состоянии на поверхности Au(111) и показать, что, несмотря на вовлечение в процессы затухания объемных состояний, как и в модели двумер­ ного электронного газа, при заданной энергии время жизни дырки практически не зависит от ветви спин-орбитально расщепленного поверхностного состояния, что бы­ ло подтверждено данными фотоэмиссионной спектроскопии с угловым разрешением для поверхности Au(111).

7. Показано, что в двумерных электронных системах с сильным спиновым расщеплени­ ем, индуцированным спин-орбитальным взаимодействием, время жизни электронов, а, следовательно, и длина свободного пробега демонстрирует сильную анизотропию и зависимость от индекса ветви расщепленной зоны. Это позволяет ожидать в данном случае проявления эффекта спинового фильтра, управляемого внешним электриче­ ским полем. Обнаружено, что в таких системах появляется также дополнительный по отношению к рождению электрон-дырочных пар канал затухания дырок за счет эмиссии плазмона. Показано, что в случае металлических поверхностей в указанный процесс затухания вовлекается поверхностный акустический плазмон.

Список публикаций A1. Nechaev I. A. Variational solution of the T -matrix integral equation / I. A. Nechaev, E. V. Chulkov // Phys. Rev. B. 2005. Vol. 71, № 11. P. 115104(1–7).

A2. Nechaev I. A. Multiple electron-hole scattering effect on quasiparticle properties in a ho­ mogeneous electron gas / I. A. Nechaev, E. V. Chulkov // Phys. Rev. B. 2006. Vol. 73, № 16. P. 165112(1–11).

A3. Chulkov E. V. Decay of electronic excitations in bulk metals and at surfaces / E. V. Chulkov, A. Leonardo, I. A. Nechaev, V. M. Silkin // Surf. Sci. 2006. Vol. 600, № 18. P. 3795–3802.

A4. Mnnich A. Experimental time-resolved photoemission and ab initio study of lifetimes of excited electrons in Mo and Rh / A. Mnnich, J. Lange, M. Bauer, M. Aeschlimann, I. A. Nechaev, V. P. Zhukov, P. M. Echenique, E. V. Chulkov // Phys. Rev. B. 2006.

Vol. 74, № 3. P. 035102(1–8).

A5. Nechaev I. A. GW lifetimes of quasiparticle excitations in paramagnetic transition metals / I. A. Nechaev, E. V. Chulkov, P. M. Echenique // Phys. Rev. B. 2007. Vol. 76, № 24.

P. 245125(1–5).

A6. Нечаев И. А. Ab initio расчет времени жизни квазичастичных возбуждений в пере­ ходных металлах в рамках GW -приближения / И. А. Нечаев, В. П. Жуков, Е. В. Чул­ ков // ФТТ. 2007. Т. 49, № 10. С. 1729–1736.

A7. Нечаев И. А. Учет обменно-корреляционных эффектов в ab initio методах расчета закона дисперсии и ширины линии плазмона в металлах / И. А. Нечаев, В. М. Силкин, Е. В. Чулков // ФТТ. 2007. Т. 49, № 10. С. 1737–1743.

A8. Nechaev I. A. Theoretical study of quasiparticle inelastic lifetimes as applied to aluminum / I. A. Nechaev, I. Y. Sklyadneva, V. M. Silkin, P. M. Echenique, E. V. Chulkov // Phys.

Rev. B. 2008. Vol. 78, № 8. P. 085113(1–13).

A9. Nechaev I. A. Hole dynamics in a two-dimensional spin-orbit coupled electron system: The­ oretical and experimental study of the Au(111) surface state / I. A. Nechaev, M. F. Jensen, E. D. L. Rienks, V. M. Silkin, P. M. Echenique, E. V. Chulkov, P. Hofmann // Phys. Rev.

B. 2009. Vol. 80, № 11. P. 113402(1–4).

A10. Нечаев И. А. Ширина спектральной функции квазичастиц в двумерном электронном газе со спин-орбитальным взаимодействием / И. А. Нечаев, Е. В. Чулков // ФТТ. 2009.

Т. 51, № 9. С. 1672–1677.

A11. Нечаев И. А. Свойства квазичастичных возбуждений в ферромагнитном сплаве FeCo / И. А. Нечаев, Е. В. Чулков // ФТТ. 2009. Т. 51, № 4. С. 713–719.

A12. Chulkov E. V. Electronic structure and excitations on clean and nanostructured metal surfaces / E. V. Chulkov, A. Zugarramurdi, S. S. Tsirkin, X. Zubizarreta, I. A. Nechaev, I. Y. Sklyadneva, S. V. Eremeev // Eur. Phys. J. B. 2010. Vol. 75, № 1. P. 37–47.

A13. Nechaev I. A. Inelastic decay rate of quasiparticles in a two-dimensional spin-orbit coupled electron system / I. A. Nechaev, P. M. Echenique, E. V. Chulkov // Phys. Rev. B. 2010.

Vol. 81, № 19. P. 195112(1–6).

A14. Nechaev I. A. Quasiparticle dynamics in ferromagnetic compounds of the Co-Fe and Ni-Fe systems / I. A. Nechaev, E. V. Chulkov // Eur. Phys. J. B. 2010. Vol. 77, № 1. P. 31–40.

A15. Нечаев И. А. Особенности затухания квазичастиц в двумерных электронных систе­ мах со спин-орбитальным взаимодействием / И. А. Нечаев, В. М. Силкин, Е. В. Чул­ ков // ЖЭТФ. 2011. Т. 139, № 1. С. 155–161.

Цитированная литература 1. Chulkov E. V. Electronic Excitations in Metals and at Metal Surfaces / E. V. Chulkov, A. G. Borisov, J. P. Gauyacq, D. Snchez-Portal, V. M. Silkin, V. P. Zhukov, P. M. Echenique // Chemical Reviews. 2006. Vol. 106, № 10. P. 4160–4206.

2. Aulbur W. G. Solid State Physics // Ed. by H. Ehrenreich, F. Saepen. New York : Academic Press, 2000. Vol. 54. P. 1.

3. uti I. Spintronics: Fundamentals and applications / I. uti , J. Fabian, S. Das Sarma // Rev. Mod. Phys. 2004. Vol. 76, № 2. P. 323–410.

4. Giuliani G. F. Quantum Theory of the Electron Liquid / G. F. Giuliani, G. Vignale.

Cambridge : Cambridge University Press, 2005.

5. Romaniello P. Beyond the GW approximation: Combining correlation channels / P. Ro­ maniello, F. Bechstedt, L. Reining // Phys. Rev. B. 2012. Vol. 85, № 15. P. 155131(1–15).

6. Hertz J. A. Intermediate-Coupling Theory for Itinerant Ferromagnetism / J. A. Hertz, D. M. Edwards // Phys. Rev. Lett. 1972. Vol. 28, № 20. P. 1334–1337.

7. Riseborough P. S. Spin-fluctuation contribution to the high-frequency electrical conductivi­ ty of nearly magnetic transition metals // Phys. Rev. B. 1983. Vol. 27, № 9. P. 5775–5783.

8. Ast C. R. Spin-orbit split two-dimensional electron gas with tunable Rashba and Fermi energy / C. R. Ast, D. Pacil, L. Moreschini et al. // Phys. Rev. B. 2008. Vol. 77, № 8.

P. 081407(1–4).

9. Studer M. Gate-Controlled Spin-Orbit Interaction in a Parabolic GaAs/AlGaAs Quantum Well / M. Studer, G. Salis, K. Ensslin, D. C. Driscoll, A. C. Gossard // Phys. Rev. Lett.

2009. Vol. 103, № 2. P. 027201(1–4).

10. Bernevig B. A. Exact SU(2) Symmetry and Persistent Spin Helix in a Spin-Orbit Coupled System / B. A. Bernevig, J. Orenstein, S.-C. Zhang // Phys. Rev. Lett. 2006. Vol. 97, № 23. P. 236601(1–4).

11. Koralek J. D. Emergence of the persistent spin helix in semiconductor quantum wells / J. D. Koralek, C. P. Weber, J. Orenstein, B. A. Bernevig, S.-C. Zhang, S. Mack, D. D. Awschalom // Nature. 2009. Vol. 458, № 7238. P. 610–613.

12. Kliewer J. Dimensionality Effects in the Lifetime of Surface States / J. Kliewer, R. Berndt, E. V. Chulkov, V. M. Silkin, P. M. Echenique, S. Crampin // Science. 2000. Vol. 288, № 5470. P. 1399–1402.

13. Silkin V. M. Acoustic surface plasmons in the noble metals Cu, Ag, and Au / V. M. Silkin, J. M. Pitarke, E. V. Chulkov, P. M. Echenique // Phys. Rev. B. 2005. Vol. 72, № 11.

P. 115435(1–7).

14. Diaconescu B. Low-energy acoustic plasmons at metal surfaces / B. Diaconescu, K. Pohl, L. Vattuone et al. // Nature. 2007. Vol. 448, № 7149. P. 57–59.

15. Hedin L. New Method for Calculating the One-Particle Green’s Function with Application to the Electron-Gas Problem // Phys. Rev. 1965. Vol. 139, № 3A. P. A796–A823.

16. Aryasetiawan F. Generalized Hedin’s Equations for Quantum Many-Body Systems with Spin-Dependent Interactions / F. Aryasetiawan, S. Biermann // Phys. Rev. Lett. 2008.

Vol. 100, № 11. P. 116402(1–4).

17. Zhukov V. P. Lifetimes of excited electrons in Ta: Experimental time-resolved photoemis­ sion data and first-principles GW + T theory / V. P. Zhukov, O. Andreyev, D. Hoffmann, M. Bauer, M. Aeschlimann, E. V. Chulkov, P. M. Echenique // Phys. Rev. B. 2004. Vol. 70, № 23. P. 233106(1–4).

18. Quinn J. J. Electron Self-Energy Approach to Correlation in a Degenerate Electron Gas / J. J. Quinn, R. A. Ferrell // Phys. Rev. 1958. Vol. 112, № 3. P. 812–827.

19. van Dijken S. Spin-dependent hot electron transport in Ni81Fe19 and Co84Fe16 films on GaAs(001) / S. van Dijken, X. Jiang, S. S. P. Parkin // Phys. Rev. B. 2002. Vol. 66, № 9.

P. 094417(1–7).

20. Knorren R. Dynamics of excited electrons in copper and ferromagnetic transition metals:

Theory and experiment / R. Knorren, K. H. Bennemann, R. Burgermeister, M. Aeschli­ mann // Phys. Rev. B. 2000. Vol. 61, № 14. P. 9427–9440.

21. Richardson C. Dynamical local-field and effective interactions in the three-dimantional electron liquid / C. Richardson, N. Ashkroft // Phys. Rew. B. 1994. Vol. 50, № 12.

P. 8170–8181.

22. Zhang Y. Dispersion instability in strongly interacting electron liquids / Y. Zhang, V. M. Yakovenko, S. Das Sarma // Phys. Rev. B. 2005. Vol. 71, № 11. P. 115105(1–10).

23. Gori-Giorgi P. Momentum distribution of the uniform electron gas: Improved parametriza­ tion and exact limits of the cumulant expansion / P. Gori-Giorgi, P. Ziesche // Phys. Rev.

B. 2002. Vol. 66, № 23. P. 235116.

24. Ortiz G. Correlation energy, structure factor, radial distribution function, and momentum distribution of the spin-polarized uniform electron gas / G. Ortiz, P. Ballone // Phys. Rev.

B. 1994. Vol. 50, № 3. P. 1391–1405.

25. Nakano A. Dynamic correlations in electron liquids. II. Single-particle Green’s functions / A. Nakano, S. Ichimaru // Phys. Rev. B. 1989. Vol. 39, № 8. P. 4938–4944.

26. Rietschel H. Role of electron Coulomb interaction in superconductivity / H. Rietschel, L. J. Sham // Phys. Rev. B. 1983. Vol. 28, № 9. P. 5100–5108.

27. von Barth U. Self-consistent GW results for the electron gas: Fixed screened potential Wwithin the random-phase approximation / U. von Barth, B. Holm // Phys. Rev. B. 1996.

Vol. 54, № 12. P. 8411–8419.

28. Mahan G. Electron-electron interactions and bandwidth of metals / G. Mahan, B. Ser­ nelius // Phys. Rew. Lett. 1989. Vol. 62, № 23. P. 2718–2720.

29. vom Felde A. Valence-electron excitations in the alkali metals / A. vom Felde, J. Sprsser-Prou, J. Fink // Phys. Rev. B. 1989. Vol. 40, № 15. P. 10181–10193.

30. Badalyan S. M. Anisotropic plasmons in a two-dimensional electron gas with spin-orbit interaction / S. M. Badalyan, A. Matos-Abiague, G. Vignale, J. Fabian // Phys. Rev. B.

2009. Vol. 79, № 20. P. 205305(1–5).






© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.