WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 ||

слом приходящихся на ячейку s-электронов Ns (в нашем случае Ns 11-15), легко оценить период осцилля- Эта функциональня зависимость находится в согласии ций РККИ [18] с рассчитанными нами значениями локального магнитного момента (рис. 5). Из функционального вида (3) и экспериментальных данных рис. 2 вычислим измеT = a 4.3-4.8 a.u. (1) 3Ns нения с концентрацией магнитного момента M0(c) Эта величина соответствует периоду осцилляций на рис. 7, что подтверждает природу возникновения периодических изменений Hval. В простейшей модели поляризации свободных электронов локализованным магнитным моментом, выражение для спиновой плотности имеет вид cos(2KFr)/(KF r)3 [18]. Используя это, запишем вклад валентных электронов в СТМП на узле ri в виде ri- j ri- j =rmax sin[2 + ] T Hval(ri) =A + B. (2) ri- j jFe, j =i Имея 4 значения Hval(ri) в неэквивалентных позициях атомов Fe в Fe15Sn и Hval для чистого железа, мы решили систему (2) методом наименьших квадратов (суммирование было ограничено по атомам, лежащим в сфере rmax 70 a.u.) и получили A = -121.24 kG, Рис. 8. РККИ-поляризация одним атомом железа. I, II, III, B = 917 kG · a.u.3, T = 4.850 a.u., = 0.128. График IV — положения четырех неэквивалентных позиций в решетке.

Физика твердого тела, 2000, том 42, вып. Локальные магнитные моменты и сверхтонкие магнитные поля в сплавах Fe–M (M = Si,Sn)... (Fe15Sn) ние H0 в основном связано с ростом локального магнитного момента, расхождение с экспериментом объясняется влиянием разупорядочения (уменьшение на 1.5-2% магнитного момента за счет разупорядочения приведет в соответствие экспериментальные и теоретические данные).

Иначе обстоит дело с полем H1, относительная величина которого довольно сильно отличается от экспериментального (рис. 3). В рамках сделанных нами расчетов это отличие можно объяснить лишь дополнительным вкладом, связанным с орбитальным магнитным моментом. До сих пор мы не обсуждали этого вклада в намагниченность и СТМП. В чистом железе эта величина, обусловленная нарушением кубической симметрии гамильтониана релятивистскими поправками, составляет 0, 08 µB. В то же время при внедрении примеси металлоида нарушается кубическая симметрия Рис. 9. Концентрационная зависимость среднего валентного кристаллического потенциала, что должно приводить к вклада в СТМП в разупорядоченном сплаве Fe–Sn. 1 —поле H0, 2 —поле H1, 3 —с учетом затухания, 4 — оценка этого дополнительному размораживанию орбитального магвклада в поле H0 по экспериментальным данным.

нитного момента, а его увеличение — к уменьшению модуля СТМП на ядрах. Отметим, что уменьшение абсолютной величины СТМП на 20 kG будет вызвано незначительным ростом орбитального магнитного момента — на атоме Fe, в ближайшем окружении которого нет примерно на 0.06 µB [20]. Максимальное изменение атомов металлоида (M0(c = 3 at.%) = 0.05 µB, кристаллического потенциала происходит вблизи атома M0(c = 6.25 at.%) = 0.17 µB). Используя коэфметаллоида, т. е. в первой координационной сфере, где фициент = -151.8kG/µB, связывающий эксперии происходят основные изменения, связанные с вкладом ментальные значения магнитного момента и СТМП от орбитального магнитного момента. Подтверждением (H = M) в чистом железе, получим изменения этого служит почти одинаковая разница H0 - H1 20 kG H0 = M, H0(c = 3 at.%) = -8.1kG, как для Fe100-cSnc, так и для Fe100-cSic.

H0(c = 6.25 at.%) = -22.8kG. И в том и с другом случае это значительно превышает экспериментально Авторы считают своим долгом выразить благодарнаблюдаемые изменения H0 (рис. 3). Учитывая, что в ность Международному центру теоретической физики наших расчетах получена почти точная пропорциональ(Италия, г. Триест) за предоставленную возможность ня зависимость поляризации коровских электронов от участия в семинаре ”The Physics of the Electronic локального магнитного момента, мы может утверждать, Behaviour in the Core Region: All–Electron LAPW что разница вычисленных H0 и экспериментальных изElectronic Structure Calculations” 22 июня–4 июля 1998 г.

менений равна усредненному вкладу РККИ-поляризации.

val Работа поддержана Российским фондом фундаменОтсюда следует, что H0exp(c = 3 at.%) = 6.1kG val тальных исследований (грант № 97-02-16270).

и H0exp(c = 6.25 at.%) = 13.8kG. Это неплохо val согласуется с концентрационной зависимостью H0 calc, полученной при усреднении (2), рис. 9.

Список литературы Поведение среднеквадратичных флуктуаций также совпадает с экспериментально наблюдаемым уширени[1] E.P. Yelsukov, E.V. Voronina, V.A. Barinov, J. Magn. Magn.

ем распределения СТМП на ядрах Fe с концентрациMater. 115, 271 (1992).

ей, из чего можно заключить, что флуктуации РККИ- [2] A. Taylor, R.M. Jones. J. Phys. Chem. Solids 6, 16 (1958).

поляризации дают один из основных вкладов в уширение [3] M.C.M. Farquhar, H. Lipson, A.R. Weil. J. Iron Steel Inst. 152, 457 (1945).

распределения СТМП.

[4] F. Richter, W. Pepperhoff. Arch. Eisenhuttenw. 45, 107 (1974).

После операции усреднения вклада остовных электро[5] Е.П. Елсуков, В.А. Баринов, Г.Н. Коныгин. ФММ 62, нов в СТМП (табл. 1) и с учетом изменения среднего (1986).

значения вклада валентных электронов (рис. 8) получим [6] А.К. Аржаников, Л.В. Добышева, Е.П. Елсуков, А.В. Загайнов. ЖЭТФ 110, 1127 (1996).

(Fe15Sn) (Fe15Sn) H0 H[7] M. Fallot. Ann. Phys. 6, 305 (1936).

= 1.041, = 1.019.

H(Fe) H(Fe) [8] D. Parsons, W. Sucksmith, J.E. Thompson. Phil. Mag. 3, (1958).

(Fe15Sn) Как и в случае магнитного момента, H0 несколько [9] E.P. Elsukov, G.N. Konygin, V.A. Barinov, E.V. Voronina. J.

выше экспериментальных данных. Поскольку увеличе- Phys.: Condens Matter. 4, 7597 (1992).

Физика твердого тела, 2000, том 42, вып. 92 А.К. Аржников, Л.В. Добышева, Ф. Брауерс [10] Е.П. Елсуков, Е.В. Воронина, Ф.М. Фомин, Г.Н. Коныгин.

ФММ 85, 89 (1998).

[11] A.K. Arzhnikov, L.V. Dobysheva. J. Magn. Magn. Mater. 117, 87 (1992).

[12] A.K. Arzhnikov, L.V. Dobysheva. Phys. Lett. A195, 2, (1994).

[13] H. Ebert, H. Akai. Hyperfine Interac. 78, 361 (1993).

[14] P. Blaha, K. Schwarz, J. Luitz. WIEN97. Vienna University of Technology (1997).

[15] P. Blaha, K. Schwarz, P. Sorantin, S.B. Trickey. Comput. Phys.

Commun. 59, 399 (1990).

[16] J.P. Perdew, S. Burke, M. Ernzerhof. Phys. Rev. Let. 77, (1996).

[17] H. Akai, M. Akai, S. Blugel, B. Drittler, H. Ebert, K. Terakura, R. Zeller, P.H. Dederichs. Progr. of Theor. Phys. Suppl. 101, 11 (1990).

[18] Н. Ашкрофт, Н. Мермин. Физика твердого тела. Т. 2. Мир, М. (1979). 400 с.

[19] Сверхтонкие взаимодействия в твердых телах. Мир, М.

(1970). 368 с.

[20] M. Battocletti, H. Ebert, H. Akai. Phys. Rev. B53, 15, (1996).

Физика твердого тела, 2000, том 42, 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.