WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     || 2 | 3 |
Физика твердого тела, 1997, том 39, № 10 Механизм гигантского магнетосопротивления интерметаллидов редкоземельных ионов и актинидов © А.И. Мицек, В.А. Мицек, В.Н. Пушкарь Институт металлофизики Академии наук Украины, 252142 Киев, Украина (Поступила в Редакцию 3 марта 1997 г.) Гигантское положительное или отрицательное магнетосопротивление (МЭС) рассчитывается в зонной модели. Спектры зонных электронов в антиферромагнитном двухподрешеточном интерметаллиде зависят от вектора антиферромагнетизма L(T, H). При метамагнитном переходе в ферромагнитную фазу появляются расщепление по спину, сдвиг полос энергий и уменьшение эффективности масс зонных электронов.

Этот механизм отрицательного гигантского МЭС сопровождается также ростом времени релаксации j. В качестве основного механизма релаксации рассматривается рассеяние на флуктуациях химической связи. Положительное МЭС получается в четырехподрешеточной модели 4 f - или 5 f -интерметаллидов.

Эффективные массы электронов ( j, )-зон mj (JjT ) растут при увеличении среднего момента J1T (T, H) иона j-подрешетки 4(5) f -ионов. Рассчитаны термодинамика такой четырехподрешеточной модели, нелинейные кривые намагничивания и МЭС, немонотонная зависимость теплоемкости Cm(T, H) от поля H.

1. Волновые функции не может обойтись без предположения об изменении электронного спектра в поле. Однако наличие многих Кинетические свойства магнетиков отражают особенпараметров, характеризующих разные спиновые подзоны ности их электронных спектров и процессов рассеяния электронов проводимости, делают феноменологическую электронов проводимости. Процессы рассеяния опредеинтерпретацию малоинформативной.

ляются дефектами атомной и спиновой решеток, а также Экспериментальная картина кинетических свойств спектрами квазичастиц, участвующих в процессах рассе(ЭС и МЭС) АФМ-металлов, интерметаллидов и сплаяния. Рассеяние электронов возрастает в окрестностях вов неоднозначно связана с типом спинового порядка.

переходов первого рода, где резко увеличивается конНаблюдается как увеличение, так и уменьшение ЭС при центрация, например, магнитных дефектов (доменных АФМ-упорядочении. Зонная теория носителей заряда стенок, вихрей и т. п.). Однако в области стабильности развивается нами с целью классифицировать наблюдаразных магнитных фаз кристалла различие в их элекемые эффекты. Отметим, что общая теория атомного [4] тросопротивлениях (ЭС) (T, H) при температуре T в и спинового [5] порядка предполагается уменьшение магнитном поле H должно определяться различием в их ЭС (T ) при упорядочении, при T < Tc, TN,....

электронных спектрах. В частности, гигантское магнеЭксперимент такую однозначность опровергает.

тосопротивление (МЭС) при метамагнитном переходе Предельный случай резкого падения ЭС (T ) нисвязано с различием спектров электронов в антиферроже TN наблюдается в 5 f -интерметаллидах U2M3Si5 [6], (АФМ) и ферромагнитной (ФМ) фазах.

M = Co, Rh, Ru. Особенно интересен случай M = Rh Проблема носит достаточно общий характер, поскольпри T < TN = 25 K. Та же тенденция ЭС (T ) в ку в магнитном поле H изменяются также состав маг5 f -метамагнетиках типа UNiGa [7], а также a(T ) в нитных дефектов и спектры квазичастиц, как магнонов, UPdIn вдоль оси a кристалла [8]. Низкие значения так и фононов и т. п. Здесь мы ограничимся случаем температуры полиморфных превращений решеток 4 f - и низкотемпературных (TN 10 K) интерметаллидов с 5 f -соединений позволяют предположить существенную высоким ЭС 10-5 · cm. Наибольший интерес роль флуктуаций химических связей (ФХС) в механизпредставляет анализ предельных случаев как большого мах релаксации зонных электронов.

отрицательного МЭС (T, H)/(T, 0) -1, так и Достаточно часто наблюдается и противоположная большого положительного ( +1) [1]. Отрицательтенденция (T ). Отметим максимум ЭС (T ) в окрестное МЭС наблюдается при метамагнитном переходе ности TN АФМ 4 f -металлов [9]. Резкий рост ЭС АФМ ФМ в редкоземельных (RE) и урановых метапри обратном температурном метамагнитном переходе магнетиках. Большая величина МЭС при низких тем(ФМ АФМ) при T < TS = 310 K наблюдается в пературах наблюдается как в 4 f - и 5 f -соединениях с FeRh [10,11]. Рост ЭС в АФМ-фазе метамагнетика большим ЭС, так и в неоднородных (сверхрешетках, (Mn–Co)2S наблюдался в [12]. Прямой метамагнитный кластерных сплавах) 3d-магнетиках с довольно низким переход (АФМ ФМ) в нем уменьшает ЭС (T, H) на ЭС. Общим для всех систем с гигантским МЭС является 10%, когда критическое поле HMM 1 T разрушает переход из скомпенсированного магнитного состояния в АФМ-порядок. Поскольку высокополезная ФМ-фаза имефазу ФМ-насыщения (см. [2]). Метамагнитный переход ет существенно меньшее ЭС (на величину 10-100%), оказывается частным случаем.

Интерпретация экспериментальных данных по иссле- эффект получил название ”гигантского” отрицательного дованию МЭС даже на феноменологическом уровне [3] МЭС (см. [2,10–12]). Наибольшее внимание привлекает Механизм гигантского магнетосопротивления интерметаллидов редкоземельных ионов и актинидов наблюдение этого эффекта в 3d- и 4 f -сверхрешетках [2], Связи параметров Ai j косвенного обменного взаимов которых чередующиеся ФМ-слои, разделенные слоями действия с параметрами i j ковалентной связи устанеферромагнитного (АФМ и т. п.) металла, имеют анти- навливаются в разделе 2. Здесь же рассчитываются параллельные намагниченности Mj. Авторы [12] показа- спектры ФХС и корреляторы МЭОС в четырехподрели также, что метамагнитный переход при H > HMM пол- шеточной модели. Модель позволяет учесть двойной (и ностью снимает аномальный рост (T, H) при T < TN. более сложный) косвенный обмен через немагнитные В пользу ”метамагнитной природы” гигантского МЭС ионы. Зонные спектры носителей заряда в четырехподресвидетельствует и наблюдение этого эффекта в на- шеточном интерметаллиде рассчитываются в разделе 3.

нокристаллических лентах суперпарамагнитного сплава В модели пар RE–Ni-подрешеток (спин SNi JRE) поCu92Co8 при его магнитном насыщении [13]. Наложение казывается сильная зависимость положения ( j, )-полос разных эффектов наблюдается в разбавленном интер- энергий электронов и их эффективных масс mj от металлиде (Fe1-xVx)3Si [14]; в частности, при x 0.1 средних моментов JjT редкоземельных (RE) ионов. Терпоявляется максимум (T ) при температурах ниже TN.

модинамические характеристики этой модели (раздел 4) Обсуждаемые АФМ-системы ионов разбиты на j-под- обнаруживают сильные нелинейности (перегибы) нарешетки. Носители заряда предполагаем гибридизиро- магниченности M(H) и немонотонности теплоемкости ванными и описываем Ферми-амплитудами f. Для Cm(H) в поле HHOM, где HOM — характеристическое jr ковалентных электронов, принадлежащих ( j, r)-ионам, поле обменной связи RE–Ni.

используем волновые функции Преобладание ковалентной связи обусловливает важнейшую роль рассеяния электронов на ФХС в про jr = Djr0, Djr = {cjrdn }, цессах релаксации. Рассчитанные времена релаксации jr n j зонных электронов (раздел 5) также зависят от JjT. Один из главных источников этой зависимости — n увеличение масс mj (JjT ) при увеличении JjT (T, H). С dn = a+, (dQ)+ = dQ, (1) jr jrµ -ним связаны увеличение j и изменение парциальных µ=чисел электронов ( j, )-подзон. Совокупность этих эфлинейные по многоэлектронным операторным спинорам фектов приводит к гигантскому МЭС R(T, H) > 0.

(МЭОС). В фактор 0 включена волновая функция магПротивоположный эффект (МЭС R < 0) получается в нитных локализованных электронов, образующих углодвухподрешеточной АФМ-модели, где все кинетические вой момент Jjr иона. На Ферми-операторы a+ иМЭОС jrµ характеристики, входящие в формулу Друде для ЭС, D накладываем условия локальности зависят от АФМ-вектора L(T, H). Анализ эффектов и n сравнение с экспериментом даются в разделе 6. Обсуn n nQµ = a+ aQµ = 1 = dQdQ = Dn Djr Qµ jr ждение адекватности теории приводится в разделе 7.

= |cQ|2, Q =( jr). (2) 2. Ковалентная связь. Энергия обменного взаимодействия Четность числа ковалентных электронов n однозначно между подрешетками. Флуктуации определяет пространства Фока для МЭОС: симметричное для четного n химической связи [dn dj r ] = rr, djr = dj0 + djkeikr (3) jr Редкоземельные (RE) многоподрешеточные интермеk таллиды, содержащие три и более атомных компонент, являются часто плохими металлами с высоким ЭС и знак (-) для коммутатора (3), или антисимметричное (T ) 10-5 · cm даже при низких T < TN [1].

для нечетного n и знак (+) для коммутатора. ПредАналогичные кинетические свойства проявляют соединеставление (1)–(3) позволяет решить квазихимическую ния актинидов [6–8]. Они интересны нелинейными магзадачу устойчивости атомных решеток в замкнутой форнитными, магнитоэлектрическими и др. свойствами. Эта ме [15].

нелинейность обусловлена разными причинами, в частОбщие принципы квантовой теории позволяют испольности магнитной неоднородностью (кластерной структу+ зовать гамильтонианы, бинарные по fa или МЭОС D.

рой [16,17]). Здесь мы предлагаем еще одну нелинейную, Полагаем n = 1 и опускаем этот индекс. Разделение многоподрешеточную, модель. Ее нелинейное поведение связей на металлические и ковалентные позволяет не в магнитном поле имитирует метамагнетизм.

рассматривать смешанные гамильтонианы. Операторы Можно полагать, что большое ЭС связано, в частноcQ действуют в спиновом пространстве сти, с малой плотностью Ферми-газа электронов проводимости. Мала их энергия Ферми (F 1eV). Основная cQ =[(1 +sjr)/2]1/2, (4) часть 4s- и 6s-, а также 3d- и 5d-электронов металлигде — матрицы Паули, sjr — спин ковалентных ческих (3d- и 4 f -) ионов идет на ковалентную связь электронов ( j, r)-узла. с Si-ионами и между собой (рис. 1). Металлическая Физика твердого тела, 1997, том 39, № 1808 А.И. Мицек, В.А. Мицек, В.Н. Пушкарь Самой сиьной полагаем ковалентную связь Si–Si (pp |i j|). Следующими по порядку малости считаем параметры jp и далее параметры взаимодействия i j ионов металлов. Соответственно для расчетов спектров ФХС важны два последних члена гамильтониана (5).

Обменные (спиновые) гамильтонианы получаются из первого члена (5). Общая форма спинорного представления Дирака для волновых функций (1), (4) в линейной по спину sjr форме позволяет представить обменные гамильтонианы в виде разложений по степеням sjr.

Вариационный метод [18] дает sjr =(Aj(Qj)Sjr, Sjr =(gJ -1)Jjr, (6) где Aj — параметр обмена между ковалентными и магнитными электронами ( jr)-иона, Qj — линейная комбинация кулоновских параметров (в представлении Андерсона–Хаббарда) того же иона, Sjr и Jjr —спиновые и угловые моменты 4 f - и 3d-ионов (g3d 2).

= Разлагаем (5) в рядыпо sjr. После операции вычисления шпура (Sp... ) остаются только билинейные по Sjr члены Hex = - Bi j(|r -r |)SirSjr -..., B22 = 22(A2/Q2)2 < 0. (7) Рис. 1. Слоистая подрешеточная модель редкоземельного (RE) интерметаллида RE2Ni3Si5 (RE = Tb, Sm, Gd,... ). Угловые моменты JjR RE-ионов показаны двойными стрелками, Выполнение неравенства (7) необходимо для спины ионов Ni-одинарными.

АФМ-упорядочения соседних ионов Ni. Для соседних RE и Ni ионов имеем обменный параметр A12 = B12(|r - R|)(gJ - 1), связь играет подчиненную роль. Точно также можно не учитывать в первом приближении косвенный обмен между 3d- и 4 f -ионами через электроны проводимости.

B12 =12(A1A2/Q1Q2)/8, |B12| |B22|, (7a) Однако s-d- (и s- f -) обмен играет важную роль в зонных электронных спектрах. Его вклады в энергии знак которого не играет принципиальной роли. Выбиразонных спектров As-d 1eV F, что существенно ем A12 > 0. Вводим результирующий момент пары ионов для перераспределения электронов по ( j, )-зонам при соседних подрешеток RE и Ni намагничивании.

Косвенный обмен между магнитными ионами рассчиJ1,2 = ±(JRE + SNi), SNi 1, JRE 1. (7b) тываем в представлении МЭОС [18]. Полагая, что в каждой связи участвует один ковалентный электрон Его величина с точностью 10% определяется момента(n = 1), используем (1)–(4) для магнитных ионов ми ионов RE = Gd, Tb, Sm,.... Теперь в термодинамичеи МЭОС pr для Si. Не рассматриваем двойной ских расчетах сводим четырехподрешеточную систему к и т. п. обмен через Si4+, пренебрегаем спиновой подвухподрешеточной с моментами Jjr (7b) и их средними ляризацией этих ионов, спуская спиновый индекс.

JjT для j-подрешеток ( j = 1 и 2).

Согласно рис. 1, мы рассматриваем взаимодействия Обменные параметры Bi j при T = 0 умножаются внутри Ni-подрешетки ( j = 2) и между RE(1)- и на бинарные корреляторы МЭОС (1). При высоких Ni-подрешетками. Доминирующими считаем взаимодейTN T0 102-103 K, где T0 — температура полиморствия Si–Si (p-p), а также Si–Ni (p-2). Квазихимифизма, следует учитывать прямое влияние ФХС на обческую (ковалентную) энергию связи рассматриваем в менные параметры. По аналогии с магнонами разделяем билинейной по МЭОС форме тепловые и ”нулевые” ФХС. Кинетика интерметаллидов Hch = - i j(|r -R|)DirDjR может сильно зависеть от ФХС, особенно, в сложных решетках с высокой концентрацией точечных дефектов.

- (jpDjr pR + H.c.) - pp prpR. (5) Вводим постоянные числа j-ионов Nj и неоднородные Физика твердого тела, 1997, том 39, № Механизм гигантского магнетосопротивления интерметаллидов редкоземельных ионов и актинидов части Pj(r) их распределений причем знак нижней ветви (-) означает наличие ”нулевых” ФХС, аналогичных ”нулевым” магнонам, и уменьшение параметров стабильности (9b) при T = 0. Корреeikrj = Nj{k0 + Pj(k)}, ляторы ФХС для Ni(2)- и RE(1)-подрешеток 3 j 22 - + Nkk (1 - )[1 - nF(|Ek |)] + nF(Ek ) /N2, = P1(k) =-P2(k) =-P(k), (8) которые учитывают перестановки (миграцию) Re Ni. Nkk 1/(2N1), = Соотношения коммутации МЭОС в k-представлении 12 - Nkk - + nF(|Ek |) = -Nkk, = [djk, djq]+ =[kq +(-1)jP(k-q)]/Nj, j = 1, 2;

nF(E) =(eE +1)-1, = 1/kBT. (13) + [ f f ]+ = (8a) Наличие Ek -ветви ФХС (12) понижает температуры отличаются от соотношений коммутации Ферми для полиморфных переходов Tp2, поскольку энтропия ФХС зонных электронов.

высока. Главный вклад в свободную энергию ФХС pИз (5) получаем гамильтониан ФХС вносят корреляторы типа Nkk pp jp ch Hch = H0 + k pkpk + (k djkpk + H.c.) CBF (|p2|2/pp)5/2(T /Tp2)5/2, i j i jk2, = = p2 k Tp2 = |p2|2/ppkB Tpp =pp/kB 103 K. (14) + 12[kq + P(k - q)]1k2q + H.c. +..., (9) q При p2 0.1 eV получаем согласующиеся с эксперигде ментальными фазовыми диаграммами RE-интерметаллидов [9] температуры Tp2 102 K.

i j =i j(0) -i j(k) i j(k) = i j(|l|)eikl. (9a) = k l 3. Спектры электронов проводимости Параметры стабильности решетки [15] в s- f-модели j j В многоподрешеточных интерметаллидах основными i j = di0j0, j j = 1- - Pj(k - q)Nkq (9b) являются перескоки электронов между ионами разных k kq подрешеток. Влияние s- f -обменных взаимодействий на выражаются через корреляторы ФХС зонные спектры (эффективные энергии Ферми Fj ) приводит к разным их зависимостям от моментов JjR i j Nkq = dikdjq, и спинов Sjr для двух и четырех подрешеток.

Pages:     || 2 | 3 |



© 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.