WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 ||

и 2. Эти решения в полярных координатах для различных значений параметров показаны на рис. 6–9.

Из (22) видно, что при F = 0 это уравнение переходит в записанную нами ранее систему уравнений (14), котоРис. 6. Решения уравнения (22) — графики функций 1() рая дает вырожденные решения типа изображенных на и 2() в полярных координатах для значений параметров рис. 4. Снятие вырождения в спектре собственных волн = 1, = 1, r = 0.1. a — F = 0.03, g = 0.03; b — F = 0.1, для акустических фононов иллюстрирует рис. 6, a–d.

g = 0.1, c — F = 0.3, g = 0.3; d — F = 0.5, g = 0.5. Во всех этих случаях решения действительные, Im = 0. Отметим, что в данном случае g > 0, т. е. потенциал Физика твердого тела, 2002, том 44, вып. Спектр нормальных волн в двумерной решетке нейтральных атомов Более сложные анизотропные спектры могут формироваться при g < 0 (это случай, практически соответствующий форме потенциала, показанной на рис. 1:

при r = r0 2 мы как раз имеем g < 0). В этом случае при увеличении параметров потенциала взаимодействия сначала, как раньше, происходит расщепление мод (рис. 7, a). Затем (рис. 7, b) формируется почти изотропный двухмодовый спектр. Далее (рис. 7, c) одна мода спектра (2) становится сильно анизотропной, но оба решения при этом остаются действительными.

При дальнейшем увеличении F и |g| (рис. 8), как только Re 2 (в направлениях 45) обратится в нуль, в решении 2 появляется мнимая часть (рис. 8, a), а действительная часть Re 2 начинает убывать. Затем (рис. 8, b) Re 2 становится равной нулю, a Re становится сильно анизотропной. И наконец (рис. 9), формируется решение 1, имеющее действительную и мнимую части (но по разным направлениям: если в некотором направлении Re 1 = 0, то при этом Im 1 = 0, а при Re 1 = 0 Im1 = 0). При этом второе решение (2) является чисто мнимым.

Рассмотренный нами случай формирования двумерных акустических фононных мод показывает, что даже Рис. 8. Решения уравнения (22) в полярных координатах;

на квадратной решетке при определенных параметрах = 1, = 1, r = 1.5. a — F = 0.9, g = -0.9, для этого потенциала парного взаимодействия возможно формирослучая Im 1 = 0; b — F = 1.2, g = -1.2, для этого случая вание сильно анизотропных спектров собственных волн.

Re 2 = 0, Im 1 = 0.

Выше нами рассмотрено формирование нормальных волн в двумерных решетках на примере прямоугольных взаимодействия более плавный, чем изображенный на рис. 1: рассматриваемый здесь случай g > 0 означает, что на расстоянии между частицами по диагонали (для квадратной решетки r = r0 2) мы попадаем в область g > 0. На рис. 6 случаи a–d соответствуют последовательно увеличивающимся параметрам взаимодействия частиц. Сначала при слабом взаимодействии (рис. 6, a) происходит снятие вырождения: дисперсионные кривые расщепляются. При этом оба решения (1 и 2) остаются действительными. С увеличением взаимодействия (рис. 6, c) это расщепление увеличивается, и мы приходим к двум действительным изотропным методам (рис. 6, c и d). Причем для случая d расстояние между модами 1 и 2 несколько уменьшается. Очевидно, что в рассматриваемом нами приближении (из уравнения (22)) при сильном увеличении параметров взаимодействия F и g дисперсионные кривые снова начнут пересекаться. Это означает, что при больших значениях F и g приближение взаимодействия атома с восьмью ближайшими соседями перестает работать, и для получения разумных дисперсионных кривых необходимо учитывать более далекие взаимодействия. В целом для этого случая (рис. 6) мы получили довольно естественный результат:

Рис. 9. Решения уравнения (22) в полярных координатах;

взаимодействие „по диагонали“ приводит к снятию вы = 1, = 1, r = 1.5. a — F = 1.5, g = -1.5, для этого рождения и формированию спектра, состоящего из двух случая Re 2 = 0; b — F = 2, g = -2, для этого случая мод.

Re 2 = 0.

Физика твердого тела, 2002, том 44, вып. 1894 А.В. Окомельков решеток, состоящих из нейтральных атомов. Изучение спектров нормальных волн в двумерных системах важно как для понимания механизма их формирования, так и для объяснения анизотропии различных физических свойств, наблюдающейся в экспериментах. Анизотропия волн связана в основном с коротковолновыми незатухающими возбуждениями, для исследования которых существенна дискретность модели (рассмотрение разностных уравнений) и невозможен переход к континуальному пределу (к дифференциальным пространственным операторам). Напомним, что переход к пространственным дифференциальным операторам возможен лишь для функций на дискретной решетке, имеющих пространственные масштабы, намного большие характерного масшаба дискретности (для правильной дискретной решетки это просто период решетки). Хотя часть спектра рассмотренных волн и соответствует длинным волнам, но общая картина является более сложной.

Показано, что учет „диагональных“ взаимодействий между частицами приводит к снятию вырождения в спектре нормальных волн для случая примитивной прямоугольной решетки атомов. При определенных параметрах потенциала взаимодействия атомов возможно возникновение сильной анизотропии спектров нормальных волн. Анизотропия фононных спектров может проявляться в различных кинетических эффектах, в которых электрон-фононное взаимодействие играет важную роль.

Она может, например, способствовать пониманию анизотропии сверхпроводящего параметра порядка в рамках традиционного механизма спаривания заряженных частиц вследствие электрон-фононного взаимодействия.

Список литературы [1] Frank J. Blatt. Physics of Electronic Conduction in Solids.

McGraw-Hill, N. Y. (1968).

[2] J.A. Reissland. The Physics of Phonons. John Wiley and Sons Ltd., London–N. Y.–Sydney–Toronto (1973).

[3] C.W. Chu. J. Superconduct. 12, 1, 85 (1999).

[4] D.T. Jover, H. Wilhelm, R.J. Wijngaarden, R.S. Liu. Phys. Rev.

B55, 17, 11 832 (1997).

[5] C.W. Chu, Y.Y. Xue, Z.L. Du, Y.Y. Sun, L. Gao, N.L. Wu, Y. Cao, I. Rusakova, K. Ross. Science 277, 5, 1081 (1997).

[6] J.M. Tranquada, J.D. Axe, N. Ichikawa, A.R. Moodenbaugh, Y. Nakamura, S. Uchida. Phys. Rev. Lett. 78, 2, 338 (1997).

[7] A. Bianconi, M. Lusignoli, N.L. Saini, P. Bordet, A. Kvick, P.G. Radaelli. Phys. Rev. B54, 6, 4310 (1996).

[8] Y. Ando, A.N. Lavrov, K. Segawa. Phys. Rev. Lett. 83, 14, 2813 (1999).

[9] J. Mesot, M.R. Norman, H. Ding, M. Randeria, J.C. Campuzano, A. Paramekanti, H.M. Fretwell, A. Kaminski, T. Takeuchi, T. Yokoya, T. Sato, T. Takahashi, T. Mochiku, K. Kadowaki. Phys. Rev. Lett. 83, 4, 840 (1999).

[10] A. Kaminski, J. Mesot, H. Fretwell, J.C. Campuzano, M.R. Norman, M. Randeria, H. Ding, T. Sato, T. Takahashi, T. Mochiku, K. Kadowaki, H. Hoechst. Phys. Rev. Lett. 84, 8, 1788 (2000).

Физика твердого тела, 2002, том 44, вып.

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.