WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     || 2 |
Физика твердого тела, 2000, том 42, вып. 1 Локальные магнитные моменты и сверхтонкие магнитные поля в сплавах Fe–M (M = Si,Sn) при малых концентрациях атомов металлоида © А.К. Аржников, Л.В. Добышева, Ф. Брауерс Физико-технический институт Уральского отделения Российской академии наук, 426001 Ижевск, Россия Льежский университет, Институт физики, 4000 Льеж, Бельгия E-mail: ARG@OTF.FTI.UDMURTIA.SU (Поступила в Редакцию 1 февраля 1999 г.

В окончательной редакции 13 мая 1999 г.) На основе ”первопринципных” расчетов проанализированы закономерности формирования локальных магнитных моментов и сверхтонкого магнитного поля на ядрах Fe (СТМП) в сплавах Fe–Sn, Fe–Si при низких концентрациях атомов металлоида. Проводится сравнение с экспериментальными данными. Доказано, что основные различия в этих сплавах связаны с различной величиной параметров решетки. Показано, что в особенности формирования СТМП существенный вклад вносят орбитальный магнитный момент и поляризация Рудермана–Киттеля–Касуя–Иосиды, которые зависят от концентрации и расстояния до примеси.

К настоящему времени накоплены многочисленные Эта величина близка к коэффициенту ферми-контактного экспериментальные данные по неупорядоченным би- вклада в СТМП Fe, поэтому естественно предположить, нарным сплавам железа с sp-элементами (Si, Sn, что изменения H0 связаны в основном с увеличением Al,... ) [1–10]. Широкий концентрационный интервал локальных магнитных моментов. Отметим, что это не существования атомно-разупорядоченного состояния в является тривиальным фактом, как это может показаться этих сплавах делает их хорошими модельными объек- с первого взгляда, так как значительный вклад в СТМП тами для изучения фундаментальных закономерностей вносит орбитальный магнитный момент и поляризация формирования магнитных свойств. Общие концентраци- Рудермана–Киттеля–Касуя–Иосиды (РККИ). Однако онные магнитные закономерности для разных атомов коэффициент орбитального вклада СТМП железа полометаллоида в свое время позволили выделить ограни- жителен ( 313 kG/µb [13]), а осциллирующий коэфченное число факторов, их определяющих. Используя фициент поляризации РККИ от удаленных атомов не этот факт, авторам [6,11,12] удалось на основе модельных превышает по модулю 8 kG/µB, как это будет показано гамильтонианов получить качественное, а в некоторых далее.

случаях и количественное, описание концентрационных С целью изучения пространственного распределения и температурных закономерностей формирования ло- магнитного момента и его взаимосвязи с СТМП на кальных магнитных моментов, полного магнитного момента и температуры Кюри. Однако уже в этих работах указывалось на необходимость обоснования используемых моделей и описания некоторых отличий поведения магнитных характеристик различных сплавов на основе микроскопических расчетов ”из первых принципов”.

В данной работе мы сосредоточили внимание на низкоконцентрационных зависимостях локальных магнитных моментов и сверхтонких магнитных полей (СТМП) на ядрах Fe для наиболее типичных представителей сплавов металл–металлоид Fe1-xSix, Fe1-xSnx. На рис. 1–3 приведены экспериментальные данные, которые демонстрируют различия параметров ОЦК структуры (ОЦК структура в этих сплавах сохраняется вплоть до 30 at.% [1,5]), средних магнитных моментов и СТМП (H0 — СТМП на ядре железа, в ближайшем окружении которого нет ни одного атома металлоида и H1 — СТМП на атоме, в ближайшем окружении которого находится лишь 1 атом металлоида). Аппроксимируя линейно концентрационные Рис. 1. Концентрационная зависимость параметра ОЦК решетзависимости H0 и M, получим H0/M -120 kG/µB. ки неупорядоченных сплавов Fe–Si [3–5] (1) и Fe–Sn [6] (2).

Локальные магнитные моменты и сверхтонкие магнитные поля в сплавах Fe–M (M = Si,Sn)... ядрах железа мы провели ”первопринципные” расчеты для упорядоченных сплавов замещения Fe15Sn и Fe15Si, решетки которых образованы замещением одного атома Fe атомом Sn в расширенной ячейке ОЦК структуры, состоящей из 16 атомов. Элементарная ячейка содержит 4 неэквивалентных позиции атомов железа, расположенных на различных расстояниях от атома металлоида (см. рис. 4). Самосогласованные расчеты зонной структуры проводились с использованием полнопотенциального метода линеаризованных присоединенных Рис. 4. Неэквивалентные позиции атомов железа в элементарной ячейке упорядоченного сплава Fe15M.

плоских волн (FLAPW) с помощью пакета программ WIEN97 [14,15]. Вычисления проведены с аппроксимацией обменно-корреляционного вклада в виде обобщенного градиентного приближения [16]. Полученные результаты приведены в табл. 1–3.

1. Решетка Исходя из экспериментальных данных, можно считать, что в неупорядоченных сплавах при низких концентрациях реализуется сплав замещения с ОЦК структурой.

Рис. 2. Концентрационная зависимость среднего магнитного В расчетах использовались экспериментальные значения момента на атом Fe в разупорядоченных сплавах Fe–Si [7–9] (1) для постоянных решеток, взятых при концентрациях и Fe–Sn [6,7] (2). 3 — расчет данной работы.

примесей 6.25 at.% (рис. 1) и экстраполированных на нулевую температуру (для Fe15Sn a = 10.9924 a.u., для Fe15Si a = 10.7926 a.u.). Дополнительно для иллюстрации влияния параметров решетки на численные результаты мы провели расчеты Fe15Sn с a = 10.8114 a.u., что соответствует экспериментальной решетке чистого Fe, и также для решетки с a = 10.9924 a.u.

провели частичную релаксацию, сдвинув атомы железа, ближайшие соседи атома олова, на расстояние r = 0.038 a.u. по большой диагонали куба. Необходимо отметить, что полная энергия решетки с частичной релаксацией (E = -50542.2470 Ry) ниже, чем соответствующая величина нерелаксированной решетки (E = -50542.2329 Ry). Это указывает на то, что в действительности должна реализовываться несколько искаженная ОЦК структура. Однако полученные результаты для магнитных моментов и СТМП (табл. 1) мало отличаются в случаях с учетом и без учета релаксации, и поэтому эффекты релаксации в этой работе не расРис. 3. Концентрационная зависимость сверхтонких магнитсматриваются. В дальнейшем сравнение и обсуждение ных полей H0 и H1 на ядрах Fe разупорядоченных сплавов результатов будет проводиться для расчетов Fe15Sn с Fe–Si [9] (1) иFe–Sn[10] (2). 3 — H0 (в ближайшем окружении a = 10.9924 a.u. и Fe15Si с a = 10.7926 a.u. без атома железа нет немагнитных примесей), 4 — H1 (в ближайупоминания этих параметров, если только они не будут шем окружении атома железа есть один атом немагнитной примеси). специально оговариваться.

Физика твердого тела, 2000, том 42, вып. 88 А.К. Аржников, Л.В. Добышева, Ф. Брауерс Таблица 1. Расчетные значения сверхтонких полей (kG) и магнитных моментов (µB) в системе Fe15Sn Позиция атома Fe по отношению к Sn Параметр Величина Mtot эл. ячейки I II III IV 10.81141 -281.9 -291.7 -304.4 -316.Hcor 10.99242 -295.5 -304.0 -317.9 -317.10.99243 -299.4 -308.3 -321.7 -317.10.81141 -17.4 -24.6 17.4 -7.Hval 10.99242 -18.4 -32.2 11.7 -14.10.99243 -22.5 -35.3 8.0 -17.10.81141 -299.3 -316.3 -287.0 -323.Htot 10.99242 -313.8 -336.2 -306.2 -331.10.99243 -321.9 -343.6 -313.1 -335.10.81141 2.303 2.371 2.472 2.552 2.Md 10.99242 2.418 2.489 2.624 2.614 2.10.99243 2.433 2.503 2.606 2.565 2.Примечание. Параметр элементарной ячейки (a.u.) соответствует удвоенному параметру чистого железа.

Параметр элементарной ячейки соответствует удвоенному параметру решетки неупорядоченного сплава Fe1-xSnx, x = 0.0625.

Атомы железа, ближайшие соседи атомов олова, сдвинуты на r = 0.038 a.u. вдоль большой диагонали куба (частично релаксированная решетка).

Таблица 2. Расчетные значения сверхтонких полей (kG) и магнитных моментов (µB) в системе Fe15Si. Параметр элементарной ячейки (a.u.) соответствует удвоенному параметру решетки неупорядоченного сплава Fe1-xSix, x = 0.0625.

Позиция атома Fe по отношению к Si Параметр Величина Mtot эл. ячейки I II III IV Hcor 10.7926 -277.8 -290.7 -297.1 -311.Hval 10.7926 -27.8 -20.0 4.1 -11.Htot 10.7926 -305.5 -310.7 -293.0 -323.Md 10.7926 2.264 2.360 2.418 2.518 2.2. Средние и локальные магнитные На рис. 5 показаны значения локального магнитного момента на атоме Fe в зависимости от расстояния до моменты атома металлоида в упорядоченных сплавах Fe15M, M = Sn, Si. Как мы и предполагали ранее [11], Экспериментальные измерения намагниченности (рис. 2) определяют средний магнитный момент, при- величина локального магнитного момента определяется ходящийся на атом Fe. В расчетах этой величине соот- несколькими взаимно противоположными по действию факторами. Первый связан с эффективным перекрытием ветствует значение магнитного момента элементарной ячейки, отнесенное к количеству магнитных атомов в d-подобных волновых функций, которые уменьшаются ячейке Mtot. Под локальным магнитным моментом здесь при увеличении числа примесей или при увеличении расстояния между атомами. Второй фактор связан с и далее подразумевается суммарная спиновая плотность d-подобных электронов внутри muffin-tin сферы.

Полученные величины средних магнитных моментов на магнитный атом для Fe15Sn, Mtot = 2.380 µB и для Таблица 3. Расчет магнитного момента (µB) в чистом железе Fe15Si, Mtot = 2.228 µB превышают экспериментальные данные для соответствующих разупорядоченных сплаa 10.79261 10.81142 10.вов. Однако их разница M = 0.146 µB в пределах ошибMd 2.321 2.327 2.ки совпадает с экспериментально наблюдаемой (рис. 2).

Mtot 2.214 2.219 2.Принимая во внимание также то, что разупорядочение приводит к уменьшению значений магнитного момента Примечание. Параметр элементарной ячейки соответствует при концентрации 6.25 at.% на 1.5–2% от первоначальной удвоенному параметру решетки неупорядоченного сплава Fe1-xSix, x = 0.0625.

величины [6], мы можем говорить о правомерности Параметр элементарной ячейки соответствует удвоенному параметру использования наших расчетов для анализа различий чистого железа.

формирования магнитных моментов в сплавах с приме- Параметр элементарной ячейки соответствует удвоенному параметру сями Sn и Si.

решетки неупорядоченного сплава Fe1-xSnx, x = 0.0625.

Физика твердого тела, 2000, том 42, вып. Локальные магнитные моменты и сверхтонкие магнитные поля в сплавах Fe–M (M = Si,Sn)... в сплавах с Si и Sn связаны лишь с различиями в расстояниях между атомами. Для доказательства этого утверждения мы провели расчеты сплава Fe15Sn с параметром элементарной ячейки a = 10.8114 a.u. (табл. 1) и для ОЦК железа с параметрами 2a = 10.7926 a.u., 2a = 10.8114 a.u., 2a = 10.9924 a.u. (табл. 3) (2a = 10.8114 — экспериментально наблюдаемый параметр для Fe). Из полученных разультатов видно, что значения локальных магнитных моментов в сплавах с Si и Sn близки друг к другу (табл. 1,2), если близки параметры решетки, и магнитный момент растет при увеличении параметра решетки (табл. 3).

3. Сверхтонкие магнитные поля на ядрах железа В сверхтонких взаимодейcтвиях ядерного магнитноРис. 5. Локальные магнитные моменты на атоме Fe в четырех неэквивалентных позициях, 1 —Fe15Si, 2 —Fe15Sn. го момента и электронной подсистемы мы учитываем только ферми-контактный вклад. Другие вклады в СТМП или изменения, связанные с ними, считаются малыми в силу кубической симметрии кристаллической решетки.

уплощением d-зоны при увеличении s-d гибридизации Эти дополнительные вклады могут быть существенны, на узле железа из-за искажения потенциала внедренной и один из случаев мы обсудим далее. Вычисление примесью. Локальность s-d гибридизации приводит к ферми-контактного вклада в СТМП проводились по стансильной зависимости этого воздействия от расстояния.

дартной процедуре интегрирования спиновой плотноНа рис. 6 демонстрируется различное влияние этих сти электронов с учетом релятивистских эффектов [17].

факторов на ширину распределения d-состояний для Этот вклад определяется двумя слагаемыми: поляризаатомов железа в разных позициях. Сужение этого цией электронов внутренних уровней (”остовных” элекраспределения на атоме Fe типа IV приводит к увеличению магнитного момента по сравнению с тронов) в области ядра Hcor и валентных электронов Hval.

атомом в позиции I. Отличия по величине локальных Механизмы поляризации этих групп электронов нескольмагнитных моментов в эквивалентных позициях ко различны.

Рис. 6. Спин-поляризованная плотность состояний d-электронов на атомах железа. Верхняя часть рисунка — спин ”вверх”, нижняя — спин ”вниз”.

Физика твердого тела, 2000, том 42, вып. 90 А.К. Аржников, Л.В. Добышева, Ф. Брауерс РККИ-поляризации одним атомом железа, соответствующий второму слагаемому в (2), приведен на рис. 8. Используя это решение и выражение (2) мы вычислили значения Hval для системы Fe15Si и получилил значительные расхождения с результатами ”первопринципных” расчетов (табл. 2). Это указывает на условность выбора простой функциональной зависимости типа cos(2KFr)/r3, которая не учитывает пространственного распределения s-d обменного взаимодействия и неоднородности распределения плотности s-электронов. Однако для оценки поляризации валентных электронов атомами железа, хаотически расположенными в решетке, т.е. для средних величин, выражение (2), по-видимому, вполне приемлемо, так как отражает основные чарты РККИ-поляризации: период, амплитуду и фазу. На рис. 9 приведены средние Hval вклады в СТМП вследствие РККИ-поляризации. Усреднение проводилось по неупорядоченному расположению атомов Fe, находящихся внутри сферы rmax 70 a.u. При Рис. 7. Вклад от поляризации валентных электронов в учете затухания вклад РККИ-поляризации умножался на сверхтонкие магнитные поля на ядрах атомов железа в четырех exp(-ri- j/l0) [19]. l0 — длина свободного пробега элекнеэквивалентных позициях, 1 —Fe15Si, 2 —Fe15Sn.

трона — соответствовала среднему расстоянию между примесями и изменялась от 220 до 20 a.u. при изменении концентрации металлоида от 0 до 6.25 at.%.

Пользуясь модельными предположениями, оценим Анализируя СТМП, прежде всего следует обратить возможный вклад усредненной РККИ-поляризации из внимание на два обстоятельства. Первое — поляризация остовных электронов с большой точностью удовлетворя- эксперимента. Для этого предположим, что в исследует соотношению Hcor = Md, где Md — спиновая поляри- емых неупорядоченных сплавах FeSn изменения магнитного момента описываются ступенчатой функцией зация d-электронов в muffin–tin сфере, = -123 kG/µB.

И второе — зависимость Hval от расстояния до при M = MFe, если атом — ближайший сосед меси носит осцилляционный характер (рис. 7) и на- к примеси;

поминает вид РККИ поляризации. Исходя из простых M = соотношений для свободных электронов между KF и чи- M = const, в противном случае.

Pages:     || 2 |



© 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.