WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 ||

Следует подчеркнуть, что в сплавах (PdxPt1-x)3Fe Представленные на рис. 1 экспериментально наблюпри переходе от ФМ- к АФ-основному (при T 0K) = даемые значения коэффициента получаются из (4) состоянию аномальное поведение 0(x) происходит из при значениях N(EF) 2 state/eV · atom. Расчеты [14] = за усиления нулевых флуктуаций спиновой плотности, дают для ПЭС величину N(EF) 1 state/eV · atom. От= обусловленных появлением локализованных на атомах сюда можно заключить, что температурно-зависящие палладия моментов. Заметим также, что рост величины спиновые флуктуации должны вносить такой же вклад нулевых флуктуаций (x) может приводить к некоторому в теплоемкость, как и фермиевские возбуждения.

подавлению ее температурно-зависящей части (работает Коэффициент норма ль ног о эффект а принцип насыщения), которая, собственно, только и Х о л л а. У нас нет новых формул, которые бы позвовходит в теплоемкость и описывается вторым слагаемым лили учесть влияние локализованных спиновых флуктув (4).

аций на величину коэффициента R0. Традиционная (в Мы продемонстрировали возможности флуктуационоднозонном приближении) интерпретация зависимостей, ного подхода при интерпретации концентрационных и представленных на рис. 1, 2 для сплавов (PdxPt1-x)3Fe температурных зависимостей разных свойств сплавов и Pt3MnxFe1-x, приводит к заключению о дырочном на примере систем (PdxPt1-x)3Fe и Pt3MnxFe1-x. Сдехарактере носителей в антиферромагнитной и электронланные оценки показывают, что подход дает не только ном в ферромагнитной области. Обращаем внимание на качественные, но и вполне разумные количественные то, что холловские измерения проведены при низких результаты. При этом формулы достаточно просты и не температурах, в магнитоупорядоченных состояниях.

требуют знания каких-то новых характеристик веществ, Для рассматриваемых систем сплавов значительное отличных от широко распространенных и общепринятых.

изменение величины коэффициента R0 наблюдается такДля сплавов переходных металлов вполне достаточно же и в зависимости от температуры [8,10]. Причем перезнать ширину d-полосы W, чтобы определить значение ход в парамагнитное состояние нередко сопровождается плотности состояний N 10/W. После этого остается = сменой знака нормального эффекта Холла. Комплекс практически только одна величина, определяющая измеэкспериментальных данных по температурной и конценнение свойств, среднеквадратичная флуктуация атомного трационной зависимостям коэффициента R0 в данных потенциала, которая характеризует степень хаотизации сплавах можно понять в двухзонном приближении, когда системы, например, за счет случайного расположения 2 атомов (пространственного или сортового), тепловых R0 = nhµh - neµe / nhµh + neµe 2. (5) магнитных возбуждений, близости фазового перехода Знак нормального эффекта Холла в данном случае будет и т. д. Конечно, существуют модельные методы вычиопределяться не только типом и числом (ne и nh) носитесления, однако важно то, что величина флуктуаций лей, но и их подвижностью (µe и µh). Как в одно-, так и в сама по себе имеет ясный физический смысл, а поэтому двухзонном приближении смена знака коэффициента R0 зачастую может быть оценена и без всяких расчетов из при изменении вида коллинеарного магнитного порядка общих принципов.

в сплавах свидетельствует о перестройке электронной Сравнение поведения рассматриваемых электронных зонной структуры вблизи EF.

и магнитных свойств в системах сплавов (PdxPt1-x)3Fe и Pt3MnxFe1-x (рис. 1 и 2) показывает, что для исследованных электронных характеристик наиболее важны3. Обсуждение результатов ми являются спиновые флуктуации, возникающие при Формулы (1)–(4) определяют масштаб исследуемых изменении величины локальных магнитных моментов.

величин и позволяют описать их эволюцию с изме- Длинноволновые флуктуации, приводящие к перестройнением концентрации. Пик остаточного сопротивле- ке дальнего магнитного порядка (в частности, возникаюния в области критических концентраций для сплавов щие при концентрационном фазовом переходе ФМ–АФ), Физика твердого тела, 1997, том 39, № Особенности электронных свойств сплавов при изменении величины локальных магнитных моментов вносят меньший вклад в электронное рассеяние и не приводят к аномальному поведению электросопротивления, диффузионной термоэдс, коэффициентов R0 и.

Любопытная экспериментальная ситуация наблюдается в сплавах (PdxAu1-x)3Fe. Здесь переход от ФМ-сплавов на основе Pd3Fe к практически АФ-сплавам, имеющим при x 0.5 ГЦК-структуру, осуществляется в интервале 0.9 > x > 0.7. При этом происходит незначительное искажение кристаллической решетки L12, сопровождаемое определенным упорядочением в расположении атомов Pd и Au по своим узлам ГЦК-структуры (см. [17–20] и ссылки там). Согласно нейтронографическим исследованиям [17,18], на начальном этапе замены магнитоактивных атомов Pd на немагнитные атомы Au (примерно до x 0.9) происходит довольно необычное = увеличение момента, локализованного на атомах Fe.

Затем µFe при x 0.8 проходит через пологий максимум, = а при x < 0.67 начинает резко уменьшаться. В то же время величина среднего и соответственно спонтанного магнитных моментов с уменьшением x постоянно убывает и при переходе к АФ-сплавам с x 0.67 обращается в нуль.

Рис. 3. Остаточное электросопротивление 0 (1), диффуТакое аномальное изменение магнитных моментов созионная термоэдс Sd (2), коэффициент (3) и эффективный провождается, как и в сплавах (PdxPt1-x)3Fe, появлением магнитный момент µeff (4) в зонных магнетиках ScxTi1-xFe2.

особенностей в исследованных электронных свойствах.

В сплавах (PdxAu1-x)3Fe в переходной области концентраций наблюдаются резкое увеличение электросопротивления, смена знака термоэдс, а также необычное ScxTi1-xFe2, для которых параметр Роудса–Вольфарта уменьшение низкотемпературной теплоемкости [19,20].

µeff/µs 10, эффективный момент изменяется скачком в = Аналогичное поведение электронных и магнитных области концентраций x 0.6, где существует устойчи= свойств имеет место и в сплаве Pd2AuFe, в котором вое ФМ-основное (при T Tc) состояние [23]. Как видфазовый переход ФМ–АФ происходит не при изменении но из рис. 3, в этом случае также происходят аномально концентрации компонентов, а в результате увеличения сильное возрастание величины электросопротивления до степени дальнего атомного порядка (см. [21] и ссылки 0 1000 µ · cm и смена знака термоэдс [24].

= там).

Согласно [25], указанные аномалии кинетических Обработка результатов измерений парамагнитной воссвойств сопровождаются резким уменьшением (x) при приимчивости p(T ) при T > Tc и намагниченности при x 0.6. Однако в [25] при анализе результатов измере= T < Tc свидетельствует о том, что для рассматриваний низкотемпературной теплоемкости наряду с обычемых систем сплавов величина локальных магнитных ными электронным (Cel = T ) и фононным (Cf = T ) моментов при изменении температуры также не остаетвкладами рассматривалась дополнительная составляюся неизменной. Например, в данных сплавах параметр щая Cd = /T, связанная со структурной неустойчиРоудса–Вольфарта [22] — отношение эффективного к востью зонных магнетиков ScxTi1-xFe2. Обработка эксспонтанному моменту — составляет µeff/µs 2. При= периментальных данных Cp(T ) при учете только элекчем в ряде случаев локальные моменты не просто тронной и фононной составляющих дает в окрестности постепенно увеличиваются с ростом температуры, а x 0.6 слабое изменение коэффициента (x), как это = достаточно резко изменяются в результате магнитных и показано на рис. 3. Напомним (см. рис. 1), что таким структурных фазовых превращений [3,6]. Именно при же образом ведут себя электронные свойства, когда изфазовых превращениях может происходить значительная меняется локализованный момент на атомах Pd, вблизи перестройка электронной зонной структуры. Это необхокритической концентрации xk в сплавах (PdxPt1-x)3Fe.

димо учитывать при сравнении эволюции электронных и Следует отметить, что сплавы ScxTi1-xFe2 относятся к магнитных свойств, полученных в разных эксперименфазам Лавеса, которые довольно сложно упорядочить в тальных условиях.

необходимую для данного случая гексагональную струкВ приведенных выше примерах изменение величины туру типа MgZn2 (C14). Они проявляют структурную нелокальных магнитных моментов и сопровождающие это явление аномалии электронных свойств прямо или кос- устойчивость относительно зарождения кубической фазы венно были связаны с магнитными фазовыми переходами типа C15. Эта неустойчивость усиливается в области (в зависимости от концентрации x переход ФМ–АФ). Од- концентраций x 0.6 и в сплавах на основе антифер= нако это не всегда так. Например, в зонных магнетиках ромагнетика TiFe2. В упорядоченной структуре CФизика твердого тела, 1997, том 39, № 1262 В.И. Гребенников, Н.И. Коуров магнитоактивные атомы Fe симметрийно выделены в Список литературы двух позициях: атомы Fe1 расположены в позициях 2a, а [1] Н.И. Коуров, Ю.Н. Циовкин, Н.В. Волкенштейн, Т. Мыдатомы Fe2 — в позициях 6h.

ляж. ФММ 59, 2, 307 (1985).

Концентрационный фазовый переход ФМ–АФ в [2] В.В. Келарев, А.П. Вохмянин, А.Н. Пирогов, С.К. Сидоров.

сплавах ScxTi1-xFe2 осуществляется в интервале В кн.: Нейтронография металлов, сплавов и соединений.

0.05 < x < 0.15 [23–25]. Согласно результатам УНЦ АН СССР, Свердловск (1977). С. 34–40.

нейтронографических и мессбауэровских исследований [3] Н.И. Коуров, И.И. Пиратинская, Ю.И. Прокопьев, (см., например, [26] и ссылки там), переход Ю.Н. Циовкин. Металлофизика 12, 5, 34 (1990).

к АФ-сплавам на основе TiFe2 сопровождается [4] Ю.Н. Циовкин, В.Ю. Иванов, Н.И. Коуров, Н.В. Волкенисчезновением момента на атомах Fe1. Как следует штейн. ФММ 62, 3, 613 (1986).

из [23–25] и рис. 3, непосредственно в области перехода [5] А.П. Вохмянин, В.В. Келарев, А.Н. Пирогов, С.К. Сидоров.

ФМ–АФ отсутствуют значительные особенности ФММ 46, 1, 67 (1978).

[6] Н.И. Коуров, И.И. Пиратинская, Ю.Н. Циовкин. ФММ 71, электронных свойств, хотя в сплавах на основе 5, 58 (1991).

антиферромагнетика TiFe2 при x < 0.05 имеют место [7] Н.И. Коуров, Ю.Н. Циовкин, Н.В. Волкенштейн. ФТТ 21, аномалии на зависимостях µeff(x), а следовательно, и на 5, 1511 (1979).

0(x), Sd(x) и (x). В эксперименте [23–26] в сплавах [8] Ю.Н. Циовкин, Н.И. Коуров, В.Ю. Иванов. ФММ 71, 2, промежуточной области концентраций обнаруживается 113 (1991).

только аномальное возрастание степени локализации [9] Н.И. Коуров, Ю.Н. Циовкин, Н.В. Волкенштейн. ФНТ 9, 7, магнитных моментов при некоторой температуре Tt 731 (1983).

как следствие перехода из коллинеарного ФМ- или [10] Ю.Н. Циовкин, В.Ю. Иванов, Н.И. Коуров, Н.В. ВолкенАФ-состояния в область сосуществования ФМ- и штейн. ФММ 63, 3, 496 (1987).

АФ-подсистем. Однако в окрестности Tt не наблюдается [11] Ф.Дж. Блатт, П.А. Шредер, К.Л. Фойлз, Д. Грейг. Термокаких-либо значительных особенностей электронных электродвижущая сила в металлах / Пер. с англ. под ред.

Д.К. Белащенко. Металлургия, М. (1980). 248 с.

свойств, хотя имеет место гистерезис на температурной [12] Н.И. Коуров, Ю.Н. Циовкин, С.М. Подгорных, Н.В. Волзависимости параметров кристаллической решетки.

кенштейн. ФНТ 8, 1, 81 (1982).

Таким образом, можно заключить, что в сплавах [13] C.A. Kuhnen, E.Z. da Silva. Phys. Rev. B35, 1, 370 (1987).

переходных металлов усиление спиновых флуктуаций, [14] C.A. Kuhnen, E.Z. da Silva. Solid State Commun. 61, 8, связанных с изменением величины локальных магнит(1987).

ных моментов, сопровождается следующими аномалия[15] В.И. Гребенников, Ю.И. Прокопьев. ФММ 60, 2, ми электронных свойств: 1) резким возрастанием удель(1985).

ного электросопротивления; 2) сменой знака диффузи[16] В.И. Гребенников. ФММ 66, 2, 227 (1988).

онной термоэдс и нормального эффекта Холла (как пра[17] А.З. Меньшиков, Ю.А. Дорофеев, Г.П. Гасникова, С.К. Сивило, происходящая при этом перестройка электронной доров. ФММ 47, 6, 1185 (1979).

зонной структуры вблизи EF сопровождается некоторы- [18] Л.Н. Тюленев, А.З. Меньшиков, Ю.А. Верещагин, Ю.А. Дорофеев. ФММ 78, 4, 76 (1994).

ми изменениями кристаллической решетки); 3) вместе с [19] Н.И. Коуров, Л.Н. Тюленев, Ю.А. Верещагин. ФММ 75, 5, тем электронная составляющая теплоемкости в данном 75 (1993).

случае не имеет существенных особенностей.

[20] Н.И. Коуров, Л.Н. Тюленев, Ю.А. Верещагин. ФНТ 20, 4, В рамках двухзонной модели Мотта из первых двух 384 (1994).

перечисленных экспериментальных фактов следовал бы [21] А.С. Щербаков, Н.И. Коуров, Ю.А. Верещагин, М.А. Алеквывод о сильном изменении электронной зонной струксеева. ФММ 76, 5, 68 (1993).

туры вблизи EF. Однако поведение коэффициента элек[22] S. Rhodes, E.P. Wohlfarth. Proc. Roy. Soc. 273, 247 (1963).

тронной теплопроводности (x) не согласуется с этим [23] Н.И. Коуров, И.И. Пиратинская, Ю.Н. Циовкин. ФММ 78, выводом. Указанное противоречие можно снять, если при 1, 69 (1994).

анализе экспериментальных данных учесть флуктуации [24] Н.И. Коуров, Ю.Н. Циовкин. ФММ 80, 3, 53 (1995).

зарядовой и спиновой плотности. Последние, естествен- [25] Н.И. Коуров. ФММ 79, 2, 30 (1995).

[26] Y. Nishichara, Y. Yamaguchi. J. Phys. Soc. Jap. 55, 3, но, усиливаются вблизи критической концентрации, при (1986).

которой изменяется величина локальных магнитных моментов, и оказывают определяющее влияние на многие свойства сплавов, не затрагивая существенным образом плотность электронных состояний.

Pages:     | 1 ||



© 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.