WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 | 2 ||

функцией k/b(k), и мы приходим к знакомому результату s(r)s(0) exp(-qDr/a), qDr 1/d - a =. (40) 0.Таким образом, отношение факторов усиления для однородной и локальной восприимчивостей d =(1 -ul)/(1 -u0) определяет спиновой корРис. 1. Немагнитная ПЭС при T = 0 (сплошная кривая), реляционный радиус r0 = a/qD. Для ОЦК-решетки с локальная восприимчивость l (штриховая кривая) в зависипостоянной a0 он равен r0 0.2a0a. В точке Кюри мости от положения уровня Ферми (µ = E). Вертикальные r0 расходится, и спиновые корреляции (40) убывают линии — уровни Ферми для электронов с разными спинами, обратно пропорционально расстоянию.

E — энергия в единицах W = 13.4eV.

Физика твердого тела, 1998, том 40, № Динамическая теория тепловых спиновых флуктуаций в металлических ферромагнетиках Эти результаты могут быть сопоставлены с фотоэмиссионными спектрами. Обменное расщепление спектров сохраняется при температурах, значительно превышающих Tc. Тепловые СФ только размывают соответствующую структуру в отличие от результатов теории среднего поля, по которым расщепление полностью исчезает в парамагнитном состоянии, и спектры должны воспроизводить немагнутную ПЭС, показанную на рис. 1.

Рис. 4 показывает нормированное на единицу распределение тепловых спиновых флуктуаций с разными волновыми векторами в зоне Бриллюэна при температуре T = 1.28Tcexp. Эта величина описывает парамагнитное рассеяние нейтронов [31]. Сплошная кривая получена в динамической теории, по формуле (38) без нулевых флуктуаций. Для сравнения приведен результат статичеРис. 2. Намагниченность m(T )/m(0) (сплошная линия — ского приближения, вычисленный по (37) при n = 0.

расчет, прерывистая — эксперимент), средний квадрат флукту2 аций обменного поля на узле V /V (0) (в долях обменного расщепления V (0) при T = 0) (штриховая линия). Выше Tc: обратная восприимчивость 1/ (на один атом, в единицах kBTcexp/µB) (пунктир), безразмерный обратный радиус корреляции 1/a (40) (штрихпунктирная линия). Все величины приведены в зависимости от температуры T /Tcexp.

Рис. 4. Распределение СФ по волновым числам q (в долях предельного вектора qD зоны Бриллюэна) в динамической теории (сплошная кривая) и в статическом приближении (штриховая кривая).

Рис. 3. Интегральная по спину ПЭС при температурах T = 0 (сплошная линия), 0.89Tc (штриховая кривая) и 2.17Tc (пунктир). Вертикальные кривые — положения химического потенциала µ.

нитная восприимчивость следует закону Кюри–Вейсса с эффективным магнитным моментом meff = 3.27µB (экспериментальное значение 3.12µB) и парамагнитной точкой Кюри c = 1.08Tcexp. На рис. 2 показаны также средний квадрат тепловых флуктуаций обменного поля V2 = z+x+y в единицах обменного расщепления 2 V(0) = us0 = 1.42 eV при T = 0, V /V (0), и безразмерный обратный радиус корреляции a-1 (40).

Рис. 5. Спиновая корреляционная функция в зависимости Плотности состояний при трех температурах от расстояния r (в постоянных ОЦК-решетки железа a0).

T /Tc = 0, 0.89 и 2.17 приведены на рис. 3. Штриховая линия — ее асимптотика (40).

7 Физика твердого тела, 1998, том 40, № 98 В.И. Гребенников Соответствующая динамическая корреляционная [9] J. Hubbard. Sol. Stat. Sci. 29, 29 (1981).

[10] H. Hasegawa. J. Phys. Soc. Jap. 46, 5, 1504 (1979); Solid функция, характеризующая степень ближнего State Commun. 31, 8, 597 (1979).

магнитного порядка, изображена на рис. 5. Заметим, [11] H. Hasegawa. J. Phys. Soc. Jap. 49, 1, 178; 3, 963 (1980).

что функция m2(q) (рис. 4) одинакова во всех [12] В.И. Гребенников, Ю.И. Прокопьев, О.Б. Соколов, Е.А. Туузлах обратной решетки, и ее Фурье-образ m(r)m(0) ров. ФММ 52, 4, 679 (1981).

определен на узлах прямой решетки, т. е. координата r [13] H. Hasegawa. J. Phys. F13, 9, 1915 (1983).

принимает дискретные значения ri, а m(ri) понимается [14] H. Hasegawa. J. Phys. F13, 12, 2655 (1983); 14, 5, как интегральный момент электронов в МТ-сфере (1984).

вокруг i-го атома. Как видно, корреляция СФ в реальном [15] B.L. Gyorffy, A.J. Pindor, J. Staunton, G.M. Stocks, H. Winter.

пространстве невелика, но вполне достаточна для того, J. Phys. F15, 6, 1337 (1985).

чтобы отчетливо наблюдать парамагнитное рассеяние [16] J. Staunton, B.L. Gyorffy, G.M. Stocks, J. Wadsworth. J. Phys.

нейтронов.

F16, 11, 1761 (1986).

В заключение отметим, что наша теория опирается на [17] Y. Kakehashi. J. Phys. Soc. Jap. 50, 5, 1505; 7, 2251; 11, известное гауссово приближение для описания флуктуи(1981).

рующего поля и вместе с тем принципиально отличает- [18] Y. Kakehashi. Phys. Rev. B41, 9207 (1990).

ся от предшествующих подходов. Ключевым моментом [19] F.-j.-Shi, T.-h.-Lin. Phys. Rev. B49, 23, 16 269 (1994).

стало отделение температурных флуктуаций от нулевых [20] T. Moriya, H. Hasegawa. J. Phys. Soc. Jap. 48, 5, 1490 (1980).

[21] Y. Kakehashi, M. Yu. Phys. Rev. B50, 9, 6189 (1994).

(в основном состоянии при T = 0). В результате [22] J.A. Hertz, M.A. Klenin. Phys. Rev. B10, 3, 1084 (1974);

динамическая задача свелась к расчету квазиупругого Physica B91, 49 (1977).

рассеяния электронов на флуктуирующем обменном по[23] T. Izuyama, D.-J. Kim, R. Kubo. J. Phys. Soc. Jap. 18, 7, тенциале, который характеризуется средним квадратом (1963).

тепловых флуктуаций на узле V2. Сама эта величина [24] K.K. Murata, S. Doniach. Phys. Rev. Lett. 29, 5, 285 (1972).

вычисляется по динамическим формулам и содержит [25] M. Shimizu. Peps Progr. Phys. 44, 4, 329 (1981).

явную зависимость от температуры, которая качественно [26] W. Weber, B. Kirchner, J. Voitlander. Phys. Rev. B50, 2, отличается от той, что получается в статическом подхо(1994).

де. Наши формулы, особенно в виде (16), весьма похожи [27] M. Uhl, J. Kubler. Phys. Rev. Lett. 77, 2, 334 (1996).

на известные уравнения RPA. Однако очень важное [28] Y. Kakehashi, P. Fulde. Phys. Rev. B32, 3, 1595 (1985).

отличие состоит в том, что нулевая восприимчивость [29] Y. Kakehashi. Phys. Rev. B34, 4, 3243 (1985).

перенормируется за счет СФ и вычисляется самосогла[30] В.И. Гребенников. ФММ 66, 2, 227 (1988).

сованно.

[31] V.I. Grebennikov. J. Magn. Magn. Mat. 84, 59 (1990).

Итак, предложена простая (по окончательным форму- [32] В.И. Гребенников. ФММ 64, 2, 276 (1987).

лам) теория тепловых СФ, которая учитывает 1) дина- [33] E.A. Turov, V.I. Grebennikov. Physica B159, 56 (1989).

мику и пространственную корреляцию СФ; 2) взаимо- [34] В.И. Гребенников, О.Б. Соколов. ФММ 76, 11, 5 (1993).

[35] V.I. Grebennikov, O.B. Sokolov. J. Phys.: Condens. Matter. 4, действие разных пространственных мод; 3) вклады как 12, 3283 (1992); Phys. Stat. Sol. (b) 151, 2, 623 (1989).

от длинноволновых, так и от хаотических СФ в сред[36] Б.И. Резер, В.И. Гребенников. ФММ 83, 2, (1997).

нюю одноузельную функцию Грина, которая является фактически единственной характеристикой электронной подсистемы. В качестве входных данных математическая схема использует ПЭС (например, на основании расчетов из первых принципов) и величину атомного магнитного момента при T = 0.

Список литературы [1] Т. Мория. Спиновые флуктуации в магнетиках с коллективизированными электронами. Мир, М. (1988). 288 с.

[2] H. Capellmann / Ed. Metallic Magnetism. Springer, Berlin (1987). 232 p.

[3] В.И. Гребенников, Е.А. Туров. Динамические и кинетические свойства магнетиков. Наука, М. (1986). С. 9–36.

[4] В.И. Гребенников, Е.А. Туров. Магнитные свойства кристаллических и аморфных сред. Наука, Новосибирск (1989). С. 72–87.

[5] Р.Л. Стратонович. ДАН СССР 157, 6, 1097 (1957).

[6] J. Hubbard. Phys. Rev. Lett. 3, 2, 77 (1959).

[7] M. Cyrot. Phys. Rev. Lett. 25, 13, 871 (1970); J. Phys. (Paris) 33, 125 (1972).

[8] J. Hubbard. Phys. Rev. 19, 5, 2626 (1979); Phys. Rev. B20, 11, 4584 (1979).

Физика твердого тела, 1998, том 40, №

Pages:     | 1 | 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.