Бесплатно скачать, заказать диплом, курсовую, диссертацию Теория магнитнык, транспортный и коллективный явлений в соединениям с тяжелыми фермионами

У нас уже 21989 рефератов, курсовых и дипломных работ

Сделать закладку на сайт

Заказать диплом, курсовую, диссертацию

Быстрый переход к готовым работам

Мнение посетителей:

Книга жалоб
и предложений

Название	Теория магнитнык, транспортный и коллективный явлений в соединениям с тяжелыми фермионами

Количество страниц	216

ВУЗ	МГИУ

Год сдачи	2010

Бесплатно Скачать	23289.doc

Содержание	Содержание ВВЕДЕНИЕ 5 ГЛАВА 1. ЭФФЕКТ КОНДО В ПРИМЕСНЫХ И ТЯЖЕЛОФЕРМИОННЫХ МЕТАЛЛАХ. 13 1.1. От Кондо-примеси к Кондо-решетке. 13 1.2. Электронная структура тяжелофермионных соединений. 20 1.3. Микроскопические модели. 22 ГЛАВА 2. ФЕНОМЕНОЛОГИЧЕСКАЯ ТЕОРИЯ ТЯЖЕЛОФЕРМИОШОГО СОСТОЯНИЯ. 26 2.1. Формулировка феноменологического подхода. 26 2.2. Парамагнитное тяжелофермионное состояние. 31 2.3. Магнитная восприимчивость. 41 2.4. Ферромагнитнитный переход в системе тяжелых фермионнов. 49 2.5. Тепловые эффекты (теплоемкость, тепловое расширение). 50 ГЛАВА 3. КИНЕТИКА ТЯЖЕЛЫХ ФЕРМИОНОВ. 54 3.1. Кинетическое уравнение для неравновесного распределения, 54 3.2. Кинетическое уравнение для тяжелых фермионов. 58 3.3. Коллективные возбуждения (нулевой звук, спиновые волны). 64 3.4. Электронный парамагнитный резонанс. 65 3.5. Диэлектрическая реакция тяжелофермионных металлов. 68 3.6. Кинетическое уравнение в электрическом и магнитном полях. 72 3.7. Рассеяние и столкновение тяжелых фермионов. 72 3.8. Динамическая магнитная восприимчивость. 76 ГЛАВА 4. КОНКУРЕНЦИЯ И СОСУЩЕСТВОВАНИЕ ЭФФЕКТА КОНДО, МАГНЕТИЗМА И СВЕРХПРОВОДИМОСТИ В ТЯЖЕЛОФЕРМИОННЫХ СОЕДИНЕНИЯХ. 78 4.1. Микроскопическая модель и теория среднего поля. 80 4.2. Магнитная восприимчивость и эффект Кондо в парамагнитной фазе. 83 4.3. Сосуществование ферромагнетизма и когерентного эффекта Кондо. 87 4.4. Магнитная восприимчивость в парамагнитном тяжелофермионном состоянии. 89 4.5. Антиферромагнитное тяжелофермионное состояние. Антиферромагнетизм тетрагональных тяжелофермионных металлов. 93 4.6. Стимулирование сверхпроводимости антиферромагнитным упорядочением. 101 4.7. Теория антиферромагнитного и двойного сверхпроводящего перехода в гексагональных тяжелофермионных металлах. 103 4.7.1. Антиферромагнитная структура. 105 4.7.2. Антиферромагнитный переход. 105 4.7.3. Двойной сверхпроводящий переход. 111 4.7.4. Заключение. 115 4.8. Флуктуации валентности и сверхпроводимость тяжелофермионных соединений. 118 ГЛАВА 5. ТРАНСПОРТНЫЕ СВОЙСТВА ТЯЖЕЛОФЕРМИОННЫХ МЕТАЛЛОВ. 127 5.1. Решеточная модель Кокблина-Шриффера. 128 5.2. Механизмы рассеяния тяжелых фермионов. 129 5.3. Остаточное магнетосопротивление. 135 5.4. Магнетосопротивление при конечной температуре. 137 5.5. Термоэдс. 139 5.6. Теплопроводность и число Лоренца. 140 5.7. Эффект Пельтье в контактах нормальный металл-изолятор-тяжелофермионный металл. 145 ГЛАВА 6. ТЕОРИЯ ИЗОСТРУКТУРНОГО ВАЛЕНТНОГО ФАЗОВОГО ПЕРЕХОДА ПЕРВОГО РОДА В СОЕДИНЕНИЯХ С ПЕРЕМЕННОЙ ВАЛЕНТНОСТЬЮ YbInxAg,.xCii4. 154 6.1. Эксперимент и теоретические модели. 154 6.2. Расширенная периодическая модель Андерсона. 160 6.3. Уравнения среднего поля. 166 6.4. Взаимодействие /-электронов с решеткой. 168 6.5. Магнитная восприимчивость соединений с переменной валентностью. 173 6.6. Валентный фазовый переход и физические свойства системы YbInxAgi.xCu4. 176 6.6.А. Физические свойства YbInCu4. 180 6.6.А. 1. Тепловые свойства YblnCut. 182 6.6.А.2. Магнитная восприимчивость YblnCiu. 187 6.6.А.З. Расширение объема и объемный модуль YblnCm. 189 6.6.А.4. Влияние давления на "УЫпСщ. 192 6.6.А.5. Н-Т фазовая диаграмма. 193 6.6.А.6. Эффект Холла и электропроводность YblnCu-j. 195 6.6.Б. Физические свойства YbAgCiu. 196 6.7. Обсуждение. 199 6.7.1. MN поправки. 199 6.7.2. Проблема "истощения". 202 6.7.3. Смежные проблемы. 203 6.8. Выводы. 205 ЗАКЛЮЧЕНИЕ. 207 ЛИТЕРАТУРА. 216 ВВЕДЕНИЕ В последние 30 лет неослабевающий интерес как экспериментаторов так и теоретиков вызывают исследования металлических тяжелофермионных (ТФ) соединений, которые своему названию обязаны квазичастицам вблизи поверхности Ферми, имеющими огромную массу, которая может более чем на два порядка превышать массу свободного электрона. Практически все физические свойства этих соединений имеют аномальную температурную зависимость - это термодинамические, кинетическими, магнитные и сверхпроводящие свойства. Свойства ТФ соединений подробно обсуждались в многочисленных обзорах и монографиях, например, [1-9]. Природа многих физических явлений уже понята, однако говорить о полном объяснении всех свойств еще рано. В этом направлении еще требуются большие усилия как со стороны экспериментаторов так и теоретиков. Исследования систем с тяжелыми фермионами активно продолжаются и в настоящее время. Типичными и наиболее изученными ТФ соединениями являются металлические соединения на основе редкоземельных 4/ элементов, таких как Се, Yb, Sm и др., или 5/ элемента - урана (например, СеА13, CeRii2Si2, UBe^ и др.). В ТФ соединениях ионы этих элементов имеют магнитный момент, который создается электронами на частично заполненной хорошо локализованной 4/ или 5/ оболочке. Так как магнитные ионы образуют регулярную решетку и взаимодействуют друг с другом, можно было бы ожидать, что эти соединения являются хорошими магнитными системами. Именно такими они и рассматривались, когда были открыты в пятидесятых годах XX века. Однако для объяснения необычных свойств этих соединений этого оказалось недостаточно. Очень важным результатом дальнейших экспериментальных и теоретических исследований является тот факт, что между локализованными магнитными моментами и спинами электронов проводимости имеется антиферромагнитное обменное взаимодействие, которое является причиной эффекта Кондо, т.е. экранировки локализованных магнитных моментов спинами электронов проводимости. Поэтому эти соединения можно также рассматривать как регулярную решетку кондовских ионов, или «Кондо-решетку». С этой точки зрения следовало бы ожидать формирования немагнитного синглетного состояния электронной подсистемы. Понимание роли эффекта Кондо в формировании свойств редкоземельных соединений пришло в конце шестидесятых годов XX века. Анализ наблюдаемого температурного поведения различных физических свойств ТФ соединений приводит к удивительному результату. При понижением температуры ниже температуры Кондо (7) ТФ металл переходит из состояния с хорошо локализованными / электронами и соответственно с локализованными магнитными моментами в состояние с делокализованными / электронами. В области низких температур Т«Тк электронная подсистема в ТФ металлах проявляет свойства нормальной ферми-жидкости, но с необычными по сравнению с нормальными металлами параметрами — огромной эффективной массой на поверхности Ферми и соответственно огромной плотностью состояний, очень маленькой энергией Ферми, аномально большой чувствительностью физических свойств к магнитному полю и температуре. Это явление проявляется прежде всего в магнитных свойствах -исчезновении магнетизма локализованных магнитных моментов и переходе к магнетизму слабо взаимодействующих фермионов. Общее теоретическое понимание природы этого явления пришло в 80-х годах, XX века, когда стало ясно, что оно обусловлено установлению когерентности между локальными кондовскими корреляциями в решетке из f ионов (когерентный эффект Кондо) [5,10]. Явление перехода из состояния с локализованными / электронами в состояние с делокализованными / электронами и формирование ферми-жидкости из тяжелых квазичастиц, «тяжелых фермионов», сделало теории серьезный вызов. Дело в том, что даже модель с одним кондовским ионом (однопримесная модель Кондо, а также модель Андерсона для локализованного магнитного момента) относится к классу задач с сильным взаимодействием. В рассматриваемом случае - это сильные электрон-электронные взаимодействия. В этих моделях взаимодействие настолько велико, что стандартная теория возмущения, основанная на суммировании диаграмм с различным числом вершин взаимодействия, не работает, так как отсутствует малый параметр. В случае проблемы Кондо затравочная константа взаимодействия между локализованными / электронами и электронами проводимости (с-электронами) мала, но с понижением температуры перенормированная константа с-f взаимодействия растет и при Т -> Тк система входит в режим сильной связи, когда необходимо суммировать уже все диаграммы ряда теории возмущения. Модели с сильными электрон-электронными взаимодействиями потребовали разработки новых теоретических методов. Эта задача остается актуальной и в настоящее время. Для однопримесной модели Кондо точное решение было получено в 1980-м году Вигманом и Андреи [11, 12]. Помимо точного описания температурного поведения тепловых, магнитных и транспортных свойств модели Кондо, точное решение позволило подтвердить качественную физическую картину, полученную в рамках приближенных подходов, а также проверить точность и надежность самих приближенных методов. Для решетки Кондо точное решение до сих пор не найдено даже для одномерного случая. В середине 80-х годов XX века для изучения однопримесной и решеточной модели Кондо было предложено использовать метод 1/7/-разложения и метод введения вспомогательных бозонов, где N = 2j + l - кратность спинового вырождения локализованного момента/ Использование этих методов в рамках решеточной модели Кондо и периодической модели Андерсона позволило изучить особенности формирования жидкости тяжелых фермионов в области температур ниже температуры Кондо. Волновую функцию тяжелого фермиона можно представить как квантовую суперпозицию электронных волновых функций локализованных/-состояний и состояний в зоне проводимости. Утверждение о формировании гибридных состояний вблизи поверхности Ферми справедливо и в случае одной кондовской примеси. Этот результат очень важен для правильного понимания природы эффекта Кондо. Он ясно показывает, что эффект Кондо в ТФ металлах является квантовым явлением. Его невозможно описать в терминах классической физики. В рамках методов 1/Л^-разложения и введения вспомогательных бозонов было изучено температурное поведение тепловых, магнитных и транспортных свойств, вычислен энергетический спектр квазичастиц и эффективная масса тяжелых фермионов [5, 10]. Теоретические результаты оказались в качественном и количественном согласии с экспериментальными данными. Это давало надежду, что эти методы могут быть использованы и для решения других задач, например, для объяснения аномальной чувствительности термодинамических и транспортных свойств ТФ металлов к магнитному полю. Эта задача составила первую цель поставленную в диссертационной работе. Одновременно необходимо было изучить и сравнить различные механизмы рассеяния тяжелых фермионов. Экспериментальные данные указывают, что формирование ферми-жидкостного состояния в области низких температур Т « Тк является явлением общим как для одной кондовской примеси (в реальных экспериментах эта ситуация соответствует достаточно маленькой концентрации магнитных примесей в немагнитном металле, когда взаимодействием между магнитными моментами можно пренебречь), так и для ТФ металлов. Экспериментально это проявляется в универсальном температурном поведении термодинамических и транспортных свойств изучаемых систем. Феноменологическая ферми-жидкостная теория для однопримесной модели Кондо была построена Нозьером [13]. Точное решение Вигмана и Андреи подтвердило полную справедливость феноменологического подхода. Достоинством феноменологического подхода является то, что он основывается на простых предположениях о существовании хорошо определенных одночастичных возбуждений вблизи поверхности Ферми и слабом взаимодействии между ними. Эти предположения лежат в основании ферми-жидкостной теории Ландау для нормальных металлов и являются универсальными для любой нормальной ферми-жидкости. Феноменологический подход дает не только простую и наглядную картину физических явлений в металлической системе, но и математически детальное описание термодинамических и кинетических свойств. Построение феноменологической теории для ТФ металлов составило вторую цель диссертационной работы. В ТФ соединениях имеется сильная конкуренция магнитных взаимодействий между локализованными магнитными моментами, которые стремятся создать дальний магнитный порядок в системе локализованных моментов, и эффектом Кондо, который стремится экранировать магнитные моменты и создать немагнитное синглетное состояние. Эксперименты показали, что если магнитные взаимодействия достаточно сильны и дальний магнитный порядок возникает по температуре раньше, чем начали развиваться кондовские корреляции, тогда эффект Кондо будет полностью подавлен в магнитоупорядоченном состоянии. Магнитные моменты будут сохранять локализованную природу во всей области температур. Другая ситуация возникает, если кондовские корреляции возникают по температуре раньше. В этом случае сначала формируется ТФ состояние. При дальнейшем понижении температуры магнитные взаимодействия между тяжелыми фермионами могут установить дальний магнитный порядок, при этом эффект Кондо и дальний магнитный порядок сосуществуют. Общей особенностью магнитных упорядоченных фаз в ТФ металлах является аномально малая величина спонтанного магнитного момента, которая может быть на два (как в CeCu2Si2 или ШЧз), а то и три (как в UBen) порядка меньше, спонтанного магнитного момента в обычных магнетиках [6]. Природа этого явления является актуальной проблемой в теории магнитных ТФ металлов. Изучение конкуренции магнетизма и эффекта Кондо, особенностей магнитных фазовых переходов и магнитоупорядоченных фаз в ТФ системах составило третью цель диссертационной работы. Исследование низкотемпературных свойств ТФ металлов преподнесло еще одну загадку. Оказывается, некоторые ТФ металлы являются еще и сверхпроводящими при достаточно низких температурах {Те <<Тк). Сначала сверхпроводимость была открыта Штеглихом с сотрудниками в типичном ТФ металле CeCu2Si2 [14], а затем была обнаружена и во многих других ТФ металлах, например, в URU2S12, 1ЛЧз и др. Практически во всех известных ТФ сверхпроводниках реализуется одинаковый сценарий температурного поведения. При понижении температуры сначала эффект Кондо формирует ТФ состояние. При дальнейшем понижении температуры ТФ состояние оказывается неустойчивым относительно дальнего магнитного порядка. Магнитный порядок представляет соизмеримую или несоизмеримую волну спиновой плотности. Именно магнитоупорядоченное ТФ состояние становится сверхпроводящим при достаточно низких температурах. Экспериментальные данные однозначно указывают, что сверхпроводящее спаривание происходит между тяжелыми фермионами. Условия возникновения сверхпроводимости и свойства сверхпроводящего состояния делают реальным предположение о нефононном механизме сверхпроводимости в ТФ металлах. Поиск нефононных механизмов сверхпроводящего спаривания в ТФ металлах, изучение особенностей сосуществования дальнего магнитного порядка, эффекта Кондо и сверхпроводимости является актуальной проблемой и представило четвертую цель диссертационной работы. ТФ металлы одновременно являются и соединениями с нецелочисленной средней валентностью/ионов. В литературе для таких соединений принят термин «соединения с переменной валентностью». Согласно экспериментальным данным в ТФ соединениях на основе церия отклонение средней валентности ионов Се от целочисленной (v=+3) невелико, и не превышает 0.1. В ТФ соединениях на основе Yb или U отклонение может быть заметно больше чем 0.1. Нецелочисленная валентность редкоземельных ионов и эффект Кондо имеют общую природу, а именно, наличие гибридизации между / -состояниями и состояниями в зоне проводимости. Гибридизация делает возможным электронные переходы между этими состояниями, что в свою очередь означает возникновение флуктуации числа электронов на/ионе, т.е. флуктуации его валентности. Благодаря гибридизация возникает также обменное взаимодействие между / и проводящими электронами. Поэтому тяжелофермионные соединения являются одновременно и соединениями с переменной валентностью/ионов. Наиболее удивительным явлением в редкоземельных соединениях с переменной валентностью является изоструктурный валентный фазовый переход первого рода. Он был сначала открыт в металлическом церии под давлением, а затем Фелнером и Новиком в УЫпСщ при нормальном давлении [15]. В настоящее время валентный фазовый переход известен и в других редкоземельных соединениях. Наибольшей загадкой этого явления является экспериментальный факт, что в высокотемпературной фазе / -электроны локализованы, а в низкотемпературной - делокализованы. Были предложены различные механизмы этого фазового перехода, однако последовательная теория этого явления отсутствовала. Построение теории изоструктурного валентного фазового перехода первого рода в соединениях переменой валентностью с учетом кондовских корреляций составило пятую цель диссертационной работы. Защищаемые положения. 1. Разработана феноменологическая ферми-жидкостная теория для электронов в тяжелофермионных (ТФ) металлах. Выведено кинетическое уравнение для тяжелых фермионов в электрических и магнитных полях. Вычислена амплитуда рассеяния при парном столкновении тяжелых фермионов с учетом потенциального и обменного взаимодействий. 2. В рамках феноменологической ферми-жидкостной теории вычислен спектр спиновых и плазменных колебаний тяжелофермионной жидкости. Показано, что спиновые волны имеют конечный порог возбуждения и слабую дисперсию. Спектр плазменных колебаний состоит из двух плазменных частот. Высокочастотная плазменная частота равна неперенормированной плазменной частоте электронов проводимости. Низкочастотная плазменная частота имеет величину порядка низкотемпературного масштаба Кондо Т$. Вычислена частота электронного спинового резонанса в области температур ниже температуры Кондо. 3. Предложена точно решаемая модель Кондо-решетки с большой кратностью спинового вырождения, включающая каналы обменного взаимодействия, отвечающие за эффект Кондо, магнетизм и сверхпроводимость. Модель описывает конкуренцию и сосуществование эффекта Кондо, магнитного упорядочения и сверхпроводимости. В рамках теории среднего поля показано, что эффект Кондо и ферромагнетизм могут сосуществовать только при ненулевой температуре. Для поверхности Ферми с нестингом показана возможность сосуществования антиферромагнетизма и эффекта Кондо в всей области температур ниже температуры Нееля, включая Г=0. Показано, что спонтанный антиферромагнитный момент при нулевой температуре пропорционален отношению температуры Нееля Тх к низкотемпературному масштабу Кондо Го. 4. Показано, что предлагаемая точно решаемая модель Кондо-решетки предсказывает для кристаллов с гексагональной кристаллической структурой двойной сверхпроводящий переход в антиферромагнитном ТФ состоянии, подобный тому, что наблюдался в сверхпроводящем ТФ металле UP13. Для тетрагональных кристаллов сверхпроводящий переход один. Сверхпроводящая щель в ТФ сверхпроводниках обращается в ноль на определенных линиях на поверхности Ферми. 5. В рамках специально разработанного метода учета валентных флуктуации между магнитным конфигурациями 4/-оболочки редкоземельных ионов, в пределе большой кратности спинового вырождения показано, что эти флуктуации создают эффективное притяжение между тяжелыми фермионами и могут являться посредниками сверхпроводящего спаривания тяжелых фермионов. 6. В рамках решеточной модели Кокблина-Шриффера определена зависимость сопротивления, термоэдс и числа Лоренца от температуры и магнитного поля при различных механизмах рассеяния тяжелых фермионов в ТФ металлах. 7. Показано, что в области температур ниже температуры Кондо туннельный ток, текущий через контакт нормальный металл-изолятор-тяжелофермионный металл, охлаждает электроны в нормальном металлическом электроде. 8. В рамках теории среднего поля, показано, что периодическая модель Андерсона с учетом кулоновского взаимодействия {Ucf) между локализованными/электронами и электронами проводимости претерпевает изоструктурный валентный фазовый переход первого рода из парамагнитного состояния с локализованными /-электронами в тяжелофермионное состояние. Параметром порядка является эффективная гибридизация между локализованными /- и проводящими электронами. Движущей силой фазового перехода является кулоновское взаимодействие С/с/. Показано, что магнитное поле уменьшает критическую температуру фазового перехода первого рода. Критическая линия фазового перехода в Н-Т плоскости хорошо описывается эллиптическим законом. 9. В рамках предлагаемой расширенной модели Андерсона описан изоструктурный валентный фазовый перехода первого рода в соединениях с переменной валентностью YbIni-xAgxCu4. Получены температурное поведение и зависимость от давления энтропии, магнитной восприимчивости, объема системы, объемного модуля упругости и валентности ионов Yb. Показано, что скачок проводимости и константы Холла при переходе фазовом переходе обусловлен делокализацией /-электронов вследствие формирования тяжелых фермионов. 10. Предложен новый механизм взаимодействия /-электронов с решеткой, который обусловлен локальными деформациями решетки, создаваемых флуктуациями ионного радиуса редкоземельных ионов при флуктуациях валентности. Этот механизм объясняет отрицательный знак и величину параметра Грюнайзена в ТФ соединениях на основе иттербия. 13 ГЛАВА 1. ЭФФЕКТ КОНДО В ПРИМЕСНЫХ И ТЯЖЕЛОФЕРМИОННЫХ МЕТАЛЛАХ. В настоящей главе мы сравним экспериментально наблюдаемые температурные особенности эффекта Кондо в примесных системах и тяжелофермионных металлах. Определим общие особенности электронной структуры этих материалов и сформулируем основные модели, которые используются для описания эффекта Кондо. 1.1. От Кондо- примеси к Кондо-решетке Изучение ТФ соединений явилось закономерным продолжением исследования проблемы формирования локализованного магнитного момента [16] и, в частности, взаимодействия этого момента с электронами проводимости. Эксперименты в этой области начались с изучения поведения примесей переходных 3d металлов, таких как Fe, Мп, V и Сг, в немагнитных металлических остовах, например, таких как Си, Аи или Ag (подробная библиография по этому вопросу представлена в многочисленных обзорах [17-19]). Было обнаружено, что малая концентрация магнитных примесей в металле приводит к появлению минимума на температурной зависимости сопротивления [20]. К сожалению у этих систем имеется одна существенная особенность, обусловленная тем, что даже при сравнительно маленьких концентрациях частично заполненные 3d-орбитали ионов переходных ионов перекрываются. Это приводит к образованию примесной зоны и, самое главное, к исчезновению локализованных магнитных моментов и обусловленных ими температурных особенностей сопротивления. Более перспективными для создания больших концентраций локализованных моментов оказались редкоземельные системы. Частично заполненные 4/"-орбитали редкоземельных ионов имеют очень маленький радиус порядка 0.2-0.3 А, поэтому их перекрытие остается малым даже при очень больших концентрациях редкоземельных атомов, как это имеет место в редкоземельных соединениях, где магнитные редкоземельные ионы образуют регулярную решетку. Таковы сплавы и соединения на основе Се, Sm, Eu, Yb и Тт. Позже были обнаружены сплавы и соединения на основе урана, в которых ионы урана имеют хорошо локализованный магнитный момент. Уран имеет частично заполненную 5/ — оболочку. Так как ее радиус несколько больше чем радиус 4/ — оболочки, но меньше радиуса электронных 3d -состояний, уран можно рассматривать как промежуточный элемент между 4/ и 3d элементами. Недавно был открыт первый тяжелофермионный метал LiV2O4, не содержащий редкоземельных элементов [21-23]. Так как это соединение содержит только d электроны, природа большой эффективной массы квазичастиц является в настоящее время объектом противоречивой дискуссии. Необычность металлических систем с локализованными магнитными моментами проявляется наиболее ярко в температурном поведении сопротивления и магнитной восприимчивости. С понижением температуры примесное сопротивление логарифмически растет и достигает максимума при 7=0, в отличии от сопротивления нормальных металлов, которое монотонно убывает с понижением Т и достигает минимального значения (остаточное сопротивление) при 7=0. Магнитная восприимчивость локализованных магнитных примесей при понижении температуры сначала растет, что и следовало ожидать, в соответствии с законом Кюри для парамагнитных примесей (хШр~\1Т ), но затем неожиданно рост прекращается, восприимчивость начинает убывать и при 7"=0 выходит хоть и на большую, но конечную величину. Одновременно с этими явлениями в температурном поведении теплоемкости наблюдается максимум. Схематически поведение Rimp, %(тр и dmp представлено на рис.1. С физической точки зрения рост сопротивления свидетельствует о увеличении сечения рассеяния электронов проводимости на магнитных примесях при понижении температуры. Поведение магнитной восприимчивости дополняет физическую картину явления, указывая на формирование при 7=0 немагнитного синглетного состояния. Другими словами, можно говорить об экранировке примесного магнитного момента электронами проводимости. Часто в литературе это явление схематично представляют в виде образования вокруг магнитной примеси облака электронов проводимости, имеющих спин противоположный примесному магнитному моменту (такое представление нам кажется очень условным, так как эффект Кондо является квантовым явлением, как отмечалось во введении). Описанный выше эффект, долго остававшийся загадочным, получил название "эффекта Кондо" по имени японского теоретика Кондо, который в 1964 году первым показал, что именно антиферромагнитное обменное взаимодействие между локализованным магнитным моментом и электроном проводимости, характеризуемое для определенности константой J, ответственно за рост R / некогерентное ' рассеяние кондовское N ьт _"' Tk т Рис.1. Схематическое температурное поведение сопротивления (/?), магнитной восприимчивости (х) и теплоемкости (С) для одной кондовской примеси (пунктирная линия) и тяжел офермионно го металла (сплошная линия). сечения рассеяния электронов проводимости и, в следствии этого, за рост примесного сопротивления [24]. Кондо ограничился вычислением амплитуды рассеяния во втором порядке по взаимодействию. Дальнейшее улучшение теории, учитывающее многократное взаимодействие (это соответствует суммированию бесконечного ряда диаграмм определенного вида), показало, что амплитуда рассеяния электронов вблизи поверхности Ферми расходится при некоторой характерной температуре Кондо 7. [25, 26]. Этот результат, известный как резонанс Абрикосова-Сула, показывает, что с понижением температуры взаимодействие между локализованными магнитными моментами и спинами электронов проводимости растет, вызывает неустойчивость поверхности Ферми и формирует новое основное состояние. С математической точки зрения в проблеме Кондо мы сталкиваемся с переходом от режима слабого взаимодействия (7»7\), который может быть рассмотрен в рамках теории возмущений, к режиму сильного взаимодействия (Г«7), для описания которого необходимо искать новые методы. Как показал Нозьер [13], физические свойства кондовской примеси в области Т«Тк можно описать, исходя из некоторых феноменологических предположений о структуре синглетного основного состояния и ферми-жидкостном характере квазичастичного спектра. Феноменологический подход Нозьера позволил объяснить наблюдаемое температурное поведение термодинамических свойств и сопротивления. Точное решение однопримесносной проблемы Кондо найдено Андреи и Вигманом с помощью метода Бете [11, 12, 27, 28]. Хотя основные физические представления о природе эффекта Кондо были получены в рамках теории возмущений (высокие температуры Т»Ти ) и ферми-жидкостного подхода Нозьера (низкие температуры Т«Тк), точное решение позволило не только подтвердить справедливость эти подходов, но и дать полное количественное описание температурных и магнето полевых зависимостей, включая и область перехода из режима слабой связи в режим сильной связи, т.е. область наиболее трудную для теоретического анализа. Важно отметить, что эффект Кондо очень чувствителен к магнитному полю. Действительно, магнитное поле выстраивает спины вдоль своего направления и делает энергетически невыгодными спиновые состояния с противоположным направлением. Это уменьшает вероятность процессов рассеяния с переворотом спина. Сильная зависимость эффекта Кондо от магнитного поля является хорошим экспериментальным методом изучения этого эффекта и способом выделением его из других явлений. Полагать процессы рассеяния электронов проводимости на различных локализованных магнитных моментах независимыми возможно только при небольших концентрациях примеси. При увеличении концентрации среднее расстояние между магнитными ионами уменьшается. Можно ожидать, что процессы корреляции эффекта Кондо двух соседних магнитных моментов станут заметными, когда их электронные экранирующие облака перекроются. Следовательно, характерная концентрация должна быть порядка ??3 , где ? есть радиус экранирующего облака. Для оценки ?* можно воспользоваться следующими рассуждениями. Во взаимодействии с локализованным моментом активно участвуют электроны с кинетической энергией в пояске As = квТк вокруг поверхности Ферми, что соответствует интервалу импульсов Д/? = As/vF -квТ^1vF. В силу принципа неопределенности Гейзенберга, неопределенность координаты электрона, которая в свою очередь характеризует радиус экранирующего облака вокруг локализованного момента, дается выражением: ?i0C (1Л) * ар ад v Этот результат совпадает с оценкой, полученной Нозьером [29] из аргументов аналогичным в теории Бардина-Купера-Шриффера. Если положить v^ = h/ (2atnQ), где а - постоянная решетки (~5хЮ"8см) и /и0 ¦ масса свободного электрона, тогда для характерных значений 7* ~1-И00 К, получим, соответственно, оценку: ^lO^-s-K^A. К сожалению и экспериментально и теоретически развитие нелокальных кондовских корреляций в зависимости от концентрации кондовских примесей изучено слабо [32, 33]. Противоречивы и попытки экспериментального наблюдения экранирующего электронного облака [30, 31]. Перейдем теперь к ТФ соединениям, в которых кондовские магнитные ионы образуют регулярную решетку и находятся на расстояниях порядка постоянной решетки. В этом случае корреляции в рассеянии электронов проводимости на магнитных ионах должны быть максимальными. Примером таких соединений являются соединения на основе Се, U и Yb, такие как CeCu2Si2 , CeRu2Si2> CeCu6, CeAl3, UA12, UPt^ , URu2Si2, UBei3, YbAb и многие другие, свойства которых можно найти в многочисленных обзорах и монографиях [1-9].

Список литературы

Цена, в рублях: (при оплате в другой валюте, пересчет по курсу центрального банка на день оплаты)	1425

Скачать бесплатно	23289.doc

Найти готовую работу

ЗАКАЗАТЬ

Обратная связь:

Связаться

Вход для партнеров

Регистрация

Восстановить доступ

Материал для курсовых и дипломных работ

03.11.24 Лексикографический анализ единиц поля

03.11.24 Из истории слова гость и его производных

03.11.24 Семантическое поле гость в русском языке

Архив материала для курсовых и дипломных работ

Ссылки:

Счетчики:

© 2006-2024. Все права защищены.
Выполнение уникальных качественных работ - от эссе и реферата до диссертации. Заказ готовых, сдававшихся ранее работ.