Электронная структура частично упорядоченных систем в линейных методах расчета тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.07 ВАК РФ

Р V 6

од

д 7

1 Государственный комитет Российской Федерации '

по делам науки и высшей школы

Сибирский физико-технический институт им.В.Д.Кузнецова при Томском государственном университете им.В.В.Куйбышева

[{а правах рукоаиси

ВОЛОДИН Сергей Анатольевич

ЭЛЕКТРОННАЯ СТРУКТУРА ЧАСТ1ШО УПОРЯДОЧЕННЫХ' СИСТЕМ В ЛИНЕЙНЫХ МЕТОДАХ РАСЧЕТА

Специальность 01.04.07 - физика^твердого тела

Автореферат диссертации на соискание ученой степени. . кандидата физико-математических наук

Томск - 1693

Работа выполнена в Сибирском физико-техническом институте им.В.Д.Кузнецова, при Томском государственном университете

Научные руководители: Доктор физико-математических наук Демвденко B.C.

Кандидат физико-математических наук,

доцент

Симаков Б.И.

Официальные оппоненты: Доктор физико-математических наук, профессор Козлов Э.В..

Кандидат физико-математических наук, доцент Чалдашев В.А.

Ведущая организация: Институт физйки прочности и материалов СО РАН г.Томск

„^ащита диссертации состоится " 3 « йен я_1993 г. в

14 — час. на заседании Специализированного совета К 063.53.05 по присуждению ученой степени кандидата физико-математических наук ' в Томском государственном университете по адресу: 634010,-Г.Томск, пр.Ленина, 36.

С диссертацией можно ознакомиться в научной библиотеке.Томского университета.

. Автореферат разослан "_"_ 1993 г.

Учета секретарь Специализированного совета

Анохина И.Н,

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Актуальность теш. Последние достижения практического мате риаловедения наглядно демонстрируют, что ванную роль в формировании свойств реальных материалов играют конфигурационный и топологический аспекты размещения в пространства образующих твердое тело физических объектов системы. Возникновение или разрушение дальнего порядка (атомного, магнитного и т.д.) во многих случаях приводит к кардинальному изменению поведения твердого тела (включая и фазовые перехода различного типа), что оказывается особенно вакным при работе материалов в экстремальных и особых условиях. В понимании природа этой связи важное места занимает изучение электронной подсистемы. Анализ свойств твердых тел с позиций электронной теорий невозможно без комплексного подхода к поиску закономерностей, устанавливающих связь между особенностям! поведения электронной подсистемы и физическими свойствами реальных материалов в различных условиях.

Анализ литературы показывает, что электронная теория частично упорядоченных систем к настоящему времени находится еще в стадии формирования. Отсутствие последовательной и надежно обоснованной теории, эффективных, методов и недостаточное количество детальных расчетов электронной структура (ЭС) так:« материалов приводит к трудностям а интерпретации как самих электронных спектров, так и физических свойств. ' .

В связи с этим проблема создания и развития методов расчета ЭС частично упорядоченных твердых тол является весьма актуальной.

Характеристика проблеиы и цель работа. В настоящее время достаточно полно разработана электронная теория частично упорядоченных систем в приближении сильной связи. Полученные зд&сь результаты позволили установить ряд общих закономерностей, открыли широкие перспективы для развития представлений о микроскопических механизмах формирования ванных физических свойств реальных материалов. Однако, в настоящее время, когда основное внимание' уделяется исследованию свойств конкретных материалов, такой полуфэномэнологи-ческий путь развития ужа не удовлетворяет современным потребностям практического материаловедения.

Применение теории многократного рассеяния (TMP) в последние годы дало принципиальную возможность решения проблемы определения ЭС для частично упорядоченных сложных систем из "первых принципов". Однако, практическая реализация разработанных методов

- А -

в полном объеме наталкивается на серьезные трудности вычислительного характера. К настоящему времени удалолсь выполнить расчеты ЭС лишь для частично упорядоченных сплавов замещения с простой кристаллической структурой.

Это обстоятельство накладывает серьезные ограничения на развитие электронной теории реальных систем, проведение исследований для частично упорядоченных сплавов замещения и внедрения со сложной кристаллической решеткой.

Линеаризация существующих методов для расчетов ЭС идеальных кристаллов и полностью неупорядоченных сплавов открывают широкие перспективы создэешя э№ктивных методов определения ЭС реальных систем.

В свете вышеизложенного, основной целью диссертационной работы является разработка основанного на ТИР эффективного линейного метода расчета ЭС сплавов с произвольной степенью дальнего порядка. Применение метода к расчету ЭС сплавов.

Научная новизна. В диссертационной работе впервые получены следующие результаты:

- проведено обобщение линейного метода средней Т-матрицы в приближении атомных сфзр на случай сплавов с произвольной степень«) дальнего атомного порядка:

- выполнены детальные расчеты и проведен анализ 5С сплава N1-25 ат.% Мл в различных состояниях атомного и магнитного упорядочения;

- предложена модель формирования магнитного состояния сплавов Ш-Мп в окрестности критической для ферромагнетизма концентрации.

Научная и практическая ценность работы заключается в следующем:

- предложенный метод позволяет без существенной-потери точности сократить объем вычислений при определении одноэлектронных спектров частично упорядочении сплавов замещения и внедрения вне зависимости от различия в атомных свойствах компонентов;

- полученные результаты дают возможность уточнить микроскопические механизм! сформирования физических свойств сплавов переходных металлов через анчлиз ЭС в различных состояниях атомного и магнитного упорядочения;

- устаноикша корреляция в наблюдаемом поведении удельного электросопротивления сплава ГЛ-^б ат.Ж Кп при разупорядочении со степенью затухания одноэлоктроншх состояний при эпоргии Ферми;

- предложенная модель формирования магнитной структуры в упорядочивающихся сплавах Зй-металлов может бить использована ь целях направленного создания новых материалов и оценки их работоспособности в заданных, особенно критических, условиях;

- практическую ценность представляют алгоритмы и программное обеспечение расчетов ЭС металлов и сплавов.

Основные положения, выносимые на защиту.

1. Линейный метод расчета электронной структуры частично упорядоченных сплавов о произвольным числом компонентов.

2. Результаты детальных расчетов электронной структуры час тично упорядоченного сплава N1-25 ат.% Мп в различных состояниях атомного и магнитного упорядочения.

3. Модельные представления о физической природе возникновения особенностей в кинетических и магнитных свойствах сплавов Н1-Мп при атомном разупорядочении.

Апробация работы. Материалы диссертации докладывались и обсуждались на IV школе "Теоретическое исследование энергетических спектров электронов и теория фаз в сплавах" (Томск, 1934),Второй, всесоюзной конференции по квантовой химии твердого тела (Лиелупе, 1985), 1?-й всесоюзной конференции по магнитным явлениям (Донецк, 1985), школе-сешнаре "Электронное строение и метода расчета физических свойств кристаллов (Воронеж,1986), международной конференции "Физика переходных металлов" (Киев, СССР, 1988), Всесоюзном' семинаре "Теория электронного строения и физические свойства тугоплавких соединений и металлов" (Наманган, Узбекистан, 1991), Всесоюзном совещании "Методы расчета энергетической структуры- и физических свойств кристаллов" (Киев, Украина, 1991), Шестом всероссийском координационном совэщаении вузов по физике магнитных материалов (Иркутск, 1992), 1-м международном семинара "Металл-вот дород-92" (Донецк, Украина, 1992).

Публикации. По материалам диссертации опубликовано 8 статей и одна монография.

Структура и объем работы. Диссертация состоит из введения, трех глав и заключения. Она содержит 19 рисунков, 3 таблицы, список литература из 128 наименований. Объем диссертации 120 страниц.

ОСНОВНОЕ. С0ДВР1А1ШЕ РАБОТЫ

Во введении обосновывается актуальность проблемы. Сформулирована основная цель работы, дана краткая характеристика основных

- с -

разделов диссертации и приведены положения, внносимые на защиту.

Парная глава носит обзорный характер и посвящена анализу существующих матодов расчета ЭС неидеальных систем.

Дано обоснование эффективности применения теории многократного рассеяния (TMP) для разработки пэрвоцриницшшх методов расчета ЭС дефектных материалов. Проведен анализ существующих методов расчета ЭС частично упорядоченных систем. Рассмотрены перспективы развития электронной теории неидеальных твердотельных материалов, связанные как с использованием процедур линеаризации получаемых уравнений, так и с разработкой новых методов, позволяющих в рамках единого подхода определять ЭС сплавов в различных состояниях упорядочения.

Дано обоснование выбора в качества предаете исследования сплава N1-25 ат.й Ил, как материала, где наиболее ярко проявляются многие из комплекса свойств, присущих упорядочивающимся сплавам 3<1-М8таллов. Обсуждаются на примере Ki-lin существующие модели сплавов и трудности, возникающие при их использовании для интер-• преташш экспериментальных результатов.

В конце главы сформулированы основные задачи исследования.

Во второй главе подробно изложен линейный метод расчета. ЭС частично упорядоченных систем с произвольным числом компонентов. Предлагаемый метод основан на TMP и на введении в уравнения TMP в явном виде чисел заполнения, характеризующих распределение атомов по узлам кристаллической решетки.

Формализм TMP достаточно полно и подробно'1тредставлен в многочисленной существующей литературе. Однако полученные соотношения позволяют описывать лишь ЭС бинарных полностью неупорядоченных сплавов замещения. Для вычисления ЭС более сложных систем и учета возможности возникновения той или иной степени упорядочения в сплаве необходимо провести некоторое обобщение существующих уравнений TMP. В ряде работ такие обобщения были сделаны как для описания ЭС сплава, состоящего из нескольких подрешеток, так и для случая возникновения в системе дальнего атомного порядка ti,21. Поэтому, при изложении метода в работе основное внимание.уделялось определению отличий предлагаемого формализма от существующих подходов и анализу выражений и соотношений, смысл которых треборал дополнительного пояснения.

Следуя обычной процедуре, вначале были получены соотношения, позволяющие рассматривать электронные характеристики сплава для некоторой произвольно выбранной конфигурации атомов Ce" J, опреде-

лящие анергетичэский спэктр ЕКо^}) и плотность состояний (ПС) системы, fía данном этапа отличие от формализма TMP, описанного в литературе, заключалось во введении в явном вида чисел ¡заполнения, узлов сложной решетки Изинга атомами компонентов. От подхода, изложенного в [1,2), предлагаемый в настоящей работа формализм отличается способом определения узвлыш t-операторов и оператора пути.

Действительно, согласно С 1,2!, поишй Т-оператор системы имеет вид

Т = ^ (I)

a 'mj

с оператором пути, который в представлении углового момента определяется как

^•»'^(аеЬс^/ае)

sa nra ^¿^ °oLpL L L v

(2)

В приведенных выражениях б - сорт атома, п - определяет векторы решеточных трансляций, 1 - базисные векторы, 1 з (1,и) - совокупный символ орбитального и углового моментов, ъ® - узэльная г -матрица, - символ Кронокэра, а - матричные

элементы функции Грина.

В результате выполнения конфигурационного усреднения в одно-узельном приближении и осуществления преобразования Фурье, для оператора пути получается соотношение [1,2]

- п- пз' ~ п1 в&<«>пЗП <3)

При изложении формализма линейного метода в диссертационной работе полный Т -оператор системы'представлялся в виде

Т = п5з (4)

га;)а' .

с оператором пути

(5)

e"ki"

Воспользовавшись одноузельшм приближением с пренебрежением корреляционными еффектами, для полного Т-оператора систсш получаем соотношение

<т> = ^ „; ♦ „-•}. (6)

где функции распределения п® ^ < о°1> не зависят от векторов решеточных трансляций в силу определения родрешеток [31.

После выполнения Фурье-преобразования оператор пути принимает

вид

сТ^3' (эе)> = {[а.(ае)>~1 - |(зе)п у1}^^ (7)

Определение полюсов оператора пути позволяет найти усредненный одноэлектронный спектр система. В нашем случае это достигается решением уравнения

йег|<^ь(эе)>-1е1=вб1Д|,-е^,(»«)п®'|=0. (8)

где элементы структурной матрицы в определяются выражением

в Сае) - элементы матрицы структурных констант КНР для решеток с базисом.

При анализе полученного секулярного уравнения следует отметить следующее. В произвольно упорядоченной системе имеется а =' Р'7 рассеивателай, где (3 - число подрешеток, 7 - число компонентов в сплаве. Поэтому размерность определителя (6) оказывается в 7 раз больше размерности соответствующего определителя метода ККР для структур с базисом. Это связано с тем, что дополнительно вводятся рассеиватели, расположенные на чужих для них подрешвтках относительно полностью упорядоченного случая. В пределе т) = I (идеальный кристалл) уравнение (6) принимает вид

где ющексы "с" и "ч" означают "свою" и "чужую" подрешэткй для атома э, соответственно. В этом выражении первый сомножитель определяет ренормализовашше атомные состояния соответствующих .компонентов в кристаллическом поло сплава. Второй же сомножитель определяет энергетический спектр электронов идеального кристалла.

В случае полного беспорядка (т|=0) размерность определителя (6) оказывается в а раз больше размерности аналогичного уравнения, записанного в радаах обзмпринятых ПСШ и ПКП.

Тагам обрезом, в получениях уравнениях естественным образом

осуществляется выполнение предельных переходов к случаям идеального кристалла и полностью неупорядоченного сплава.

Кроме того, показано, что используемый в работе подход позволяет построить формализм ТМР, включаШий в себя в качестве частного случая общепринятую модель эфХвктивной среда для вычисления ЭС полностью неупорядоченных сплавов замещения С41.

В используемом формализме усредненный МТ-потэнциал атома сорта в на подрешэткэ 1 не зависит от энергии, в отличие от усредненного потенциала, применяемого в модели эффективной среды. Следовательно, для определения плотности соостояний (ПС) системы можно воспользоваться тождеством

ещЕ) = 1пйр^1п£1 +■ <Т>А]|, (Ю)

где вИ(Е) - полное изменение проинтегрированной ПС на ячейку по сравнению со своим значением для свободных электронов; матрица А имеет вид

А = 2 п - 1ае

Используя общий формализм ТМР [41, для парциальных значений ак3 получим соотношение

О

еы®(Е) = -^•1тЗр[т[<1>"1- вп]}0_1 д (И)

Тогда парциалыше ПС определяются выражением

он-(В) = 1,1шзр 2 {4г1п[<т^'3''тЛ>]}п (12)

пх '

8Н|(Е) = ¿-мр 2 {п; Л 1пГ<т™1..'«3>11 (13)

зпН., • а'пиь'

Соотношение (13) получено с поомощью выражения П(Е) - - ¡ап1 <а1>>

где

«¡±>-ао + <!о I <^>п5'с0.

птз' 3

а функция Грина системы имеет вид

<а> = тг ¡/4<а1>

Легко видеть, что выражение (13) переходит в соотношение для определения ПС в модели эффективной среды C4I. Для случая т} = I из (13) получается выражение для определения ПС идеального кристалла с несколькими атомами в элементарной ячейке. Наконец, в пределе низкой плотности (а-1-»0, где а - параметр решетки) выражение для Sn(E) является обобщением усредненного правила сумм Фриделя для систем с произвольной степенью дальнего порядка.

Выражения'для определения ЭС сплавов, приведенные выше, сложным образом зависят от энергии. Однако, эти выражения могут быть существенно упрощены путем использования приближения атомных сфер (ПАС).

Введение атомных сфер (АС) вместо соприкасающихся МТ-сфер позволяет пренебречь межсферной областью и считать, что рассеяние электрона происходит непосредственно из одной АС в другую. В таком случае можно считать, что энергия электрона в мексферной области есть некоторая постоянная величина Е0. В отличие от общепринятого значения Е0 = О будем считать Е0 отличной от нуля и подлежащей определению. Тогда в уравнениях ТМ? свободноэлектронный пропагатор Gq перестает зависеть от энергии Е. Здесь остается лишь зависимость от кввзиволнового вектора К и от Е0 как от Параметра. Это позволяет избавиться от энергетической зависимости в структурных константах и рассчитывать их лишь один раз для данной структуры:

<JU0) = А& (R.«01 + iae0SÍ¿, Для узельной. t матрицы в рамках такого приближения получаем:

' п^(зе0г®)-п1(8е0г^)<1^1(Е)>

. J'(3e0r®bJ1(«0rJ)<I^1(E)> ~ 1 ~

=-<e0[<ctg E0)>-l]

В приведенных выражениях seQ = ViQ , п]_, ^ - сферические функции Неймане и Бессоля; штрих у функпии означает производную. <Ь®А> -логарифмическая производная, полученная путем решения радиального уравнения Шрелингера. г^ - радиус ЛС для атома сорта s на подреиютке Иэ последнего соотношения видно, что лишь в узельных t - матрицах сохраняется зависимость от Е., возникающая из решения радиального уравнений ¡Предиктора (чароз логарифмические производные). Это cCo'rohTPJibcti:;') позволяет ввести следующую аппроксимацию:

<t®V1=-ae0

г;1

<С16 в;1(Е,В0; г?»-—^ + Ч1

Параметры Г®1, Е®1, Р®1 легко найти по известной зависимости логарифмических производных от анергии.

В рамках использованных приближений секулярныэ уравнения преобразуются к виду

где

Таким образом, спектральная задача сводится к решению проблемы на обобщенные собственные значения.

Отсутствие энергетической зависимости в структурной части уравнений ТИР позволяет упростить и выражения для определения электронной ПС системы: например вместо (13) получается соотношение вида:

к За'Ь'

где П - объем элементарной ячейки сплава.

Для оценки точности и эффективности метода были проведены вычисления ЭС для одномерных моделей металла и сплава, а также для широкого круга металлов и сплавов в трехмерном случае. Полученные результаты сопоставлялись с расчетами, выполненными нелинейными аналогами: методами ПСТМ к ПК11 для одномерных моделей, симмэтризо-ванными методами ККР и ШВ для идеальных кристаллов и методом [I) для частично упорядоченных систем.

Совокупность данных, полученных в результате тестирования, позволила сделать следующие вывода. Наиболее оптимальным оказывается выбор АС из условия полного сохранения внутри них заряда соответствующего компонента. Выбор Е0 слабо влияет на положение од-ноэлектрояных уровней. Однако^ наилучшими оказывается значение Е0

соответствующее центру рассматриваемого интервала энергий. Опрвдв-

ленив параметров Г®1, Е®1, Г®1 подразумевает знание величин при значениях энергии Е1, Ее, Е3. Для удовлетворительного воспроизведения одаоэлектронных состояний по всему интересунцему энергетическому интервалу наиболее оптимальным яваляется выбор Ег в центре этого энергетического интервала. Значения Е1 и Е3 должны охватывать этот интервал энергий. При соблюдении изложенных выше условий было получено максимальное среднеквадратичное отклонение „0,037 Иу при сравнении с нелинейными аналогами. Максимальные погрешности возникали при определении состояний в окрестности верхней границы исследуемого энергетического интервала.

Выполненный анализ показал, что излокенный линейный метод позволяет эффективно и без существенной потери точности проводить вычисления ЭС сплавов переходных металлов вне зависимости от взаимного располоадения компонентов сплава в периодической таблице.

В третьей главе приведены детальные расчеты и дан подробный анализ особенностей ЭС сплава N1- 25'ат.Ж Мл для различных состояний атомного и магнитного упорядочения. Для подтверждения надежности полученных результатов, проводится сопоставление с опубликованными расчетами других авторов и с имеющимися.экспериментальными данными. Проведенное обсуадение показывает, что наблюдаемые свойства сплава N1- 25 ат.% Мл адекватно интерпретируются в рамках полученной ЭС.

Из представленных в работе результатов видно, что наиболее сложную структуру имеет одноэлектронный спектр для значений степени дальнего порядкка 0<т)<1. В связи с этим большое внимание уделено анализу ЭС частично упорядоченного сплава N1- 25 ат.% Мп. В данном случае в системе, согласно используемой модели сплава, формируются следующие типы рассэивателэй: Шо, Шо - атомы N1 и Мп, расположенные на законных для них узлах в сверхструктуре типа СЦдАи. Ич - атомы N1, расположенные на узлах подрешетки Мп. Мй^ -атомы Кп, расположенные на узлах подрешеток Н1. Возникновение перечисленных выше типов рассеивателей приводит к кардинальным изменениям одноэлектронного спектра системы при атомном разупорядоче-нии. Это иллюстрируется рис.1,2, где приведены дисперсионные кривые сплава N1- 25 ач.% Мп в направлении А ЗБ для 17=0,5 и 17=0, соответственно.

К основным особенностям приведенных спектров следует отнести появление дополнительных состояний внутри основных подполос компонентов. При этом дополнительные электронные состояния в подполосе N1 оказываются генетически связанными с рассеивателями типа N1 , а

аналогичные состояния в подполосе Ип - с рассеивателями типа Ыг^. Несмотря на трудности классификации одноэлектрошшх спектров неупорядоченных систем такую связь удается выявить однозначно проведением комплексного анализа кривых логарифмических производнывх, котангенсов фаз рассеяния, степени затухания состояний, а также построением канонического спектра.

Особо следует отметить эволюцию спектра при переходе в состояние полного атомного разупорядочения (11=0). В данном случае все подрешетки в система становятся эквивалентными. Это обстоятельство проявляется в схлапывангии свархструктурных щелей и дополнительном вырождении ряда состояний, В результате поддалосы компонентов становятся идентичными по своей структуре и симметрии состояний. При атом каждая из подполос эквивалентна однозлэктронному спектру чистого металла, рассчитанному в этой не сверхструктуре. Однако, каждая подполоса спектра сплава может Оцть разделена на две группы зон по степени затухания состояний. Одна группа, по-прежнему, соответствует компоненту на "своем" узле решетки, а другая, с большим затуханием, связана с компоентом на "чуком" узле решетки.

Анализ ЭС частично упорядоченногог сплава N1- 25 ат.% Мп завершается обсувдением кривых ПС. На рис.3,4 приведет кривые ПС парамагнитного N1- 26 ат.Я Мп для состояний атомного порядка с т]=0,5 н »1=0, соответственно. Для сравнения на рисунках показаны - спектры эмиссии и поглощения N1, полученные в [51 для Н13Мп. На рис.4 также представлена кривая ПС, ' полученная в рамках "локаторного* ПКП Шибы.

Примечательное особенностью спектра сплава N1- 25 атД Ып является попадание Э4 в область сильно затухающих состояний, генетически связанных о атомами марганца, расположенными на чужих для них узлах решетки. Расчеты ЭС показывают, что на начальной стадии атомного разупорядочения затухание этих состояний оказывается максимальным и плавно уменьшается о уменьшением степени дальнего порядка в системе 4 Приведенное обстоятельство можно рассматривать как один из микроскопических механизмов формирования аномалий в поведении кинетических характеристик рассматриваемого сплава. Лействиетльно, как показывает эксперимент, наблюдается резкое увеличение, например, удельного электросопротивления на начальной стадии разупорядочения в N1- 26 агЛ Мп. Дальнейшее же увеличение атомного беспорядка в системе сопровождается плавным изменением атой характеристики. Кроме того, отмечается, что подобная особенность в поведении удельного электросопротивления присуща всем упо-

рядочиваюцимся сплавам состава А3В. Привлечение к такого рода анализу результатов расчетов ЭС других сплавов ЗсИлеталлов, получен-гшх автором, показывает, что во всех исследованных системах со структурой; СиэАи ЭФ расположим в окрестности состояний, связанных с рассеивателями типа Мп . Поэтому и в этих системах должно наблюдаться аномальное поведение кинетических характеристик, связанное с существованием максимально затухающих состояний в окрестности ЭФ.

Выполненные расчета ЭС упорядоченных магнитных сплавов Зй-металлов для парамагнитного и ферромагнитного состояний, а также привлечение имеющихся литерагруных данных, со всей определенностью показывают, что при учете обменного расщепления перераспределение электронных состояний в различных спиновых подполосах друг относительно друга и относительно парамагнитного состояния подчиняется совершенно определенным закономерностям. Для упорядоченных магнитных бинарных сплавов Зй-металлов со сверхструктурой Ыг основные из этих закономерностей можно сформулировать следующим образом.

В подполосе спина вверх электронные состояния в. сплаве в значительной степени размываются относительно центров тяжести й-подзон кеомггонентов. £ля состояний атомов, ^расположенных в центрах граней элементарного куба в рассматриваемой спиновой подполосе этот эффект проявляется в смещении внсокознергетической части подзоны вверх по энергиям. При этом низкоанергетическив состояния компонента, атомы которого расположены в углах элементарного куба, значительно опускаются вниз по энергиям. В результате в подполосе спина вверх состояния компонентов в значительной степени обобществляются вследствие полного перекрывания й-подзон.

В подполосе спина в:газ для состояний атомов, расположенных в центрах граней элементарного куса наблюдается значительное смещение высокоэнергетической части й-полоск вниз по энергиям и некоторое смещение низкоэкергететоских состояний вверх по энергиям на величину порядка энергии обманного расцепления. При этом кизко-' энергетические состоятся компонента, атомы которого расположены в углах элементарного куби, выталкиваются в высокоэнергетическую область спектра. Ь км*.чет шмаостртди на рис.5 приведены пар-циеяыше кривее ПС для упорядочонного К1а№1 в парамагнитном (а) И . ферромагнитном (О) состояниях.

Анализ литератур:: по .расчетам ЭС неупорядоченных систенм дает оско»з1мя п?*/лоа-?<&::ь, что устоюшюнщв закономерности порерас-

пределения электронных состояний компонентов в системе при возникновении обменного расщепления будут справедливы и для частично упорядоченных бинарных сплавов. Такое предположение, в свою очередь, позволяет построить качественную модель возможной магнитной структуры частично упорядоченного сплава N1- 25 ат.% Мп.

Как наиболее проблематичное в магнитном отношении рассмотрено состояние почти полного атомного разупорядочения <т) - 0) в рассматриваемом сплаве. Здесь ПС при ЭФ, N(¡^>=1,1 эл/ат.зв) при т)=0. В соответствию! с критерием ферромагнитизма Сгонера такое значение ЖЕ^,) является критическим и не позволяет со всей определенностм) решить вопрос относительно магнитного' состояния системы. Так как в состоянии полного атомного упорядочения реализуется в М.3№а ферромагнитное состояние, естественно предположить, что и при тг>0 необходим учет спиновой поляризации электронных состояний. Полученная ЭС сплава после учета спиновой- поляризации в соответствии со сформулированными выше закономерностями схематично изображена на рис.6.

Легко видеть, что уже качественный учет перераспределения электронных состояний приводит к важным следствиям.

В соответствии с моделью рассеиватели Мпо и Нг^ имеют противоположно направленные магнитные моменты. Действительно, согласно схеме (ряс.66), для,Мпо почти полностью заполнены состояния в подполосе спина вверх и йх магнитный момент совпадает с магнитными моментами на рассеивателях типа И0. Для Мгц тенденция прямо противоположные. Рассеиватели же типа К1о и Я1ч в системе имеют одинаковое направление магнитных моментов. Это, в частности, является следствием того, что никель обладает более глубоким потенциалом, чем марганец.

. Таким образом, можно говорить об антиферромагнитном направлении магнитных моментов у ближайших друг к другу атомов Мп и ферромагнитном направлении магнитных моментов у ближайших друг к другу атомов М1 и между атомами N1 и атомами Мп, расположенными в углах элементарного куба-

Следует отметить, что ранее уже моделировалась магнитная структура в неупорядоченном N1- 25 ат.% Мп в модели квазитройного сплава. Однако, модальность подхода оставляла в стороне физическую природу формирования трехкомпонентной магнитной структуры рассматриваемого сплава. Как показывает анализ существующей литература и выполненные расчеты ЭС, аналогичная магнитная структура может возникать и в других сплавах с подобным электронным строением, в

частности, в сплавах системы Nl-Pe.

ОСНОВНЫЕ РЕЗУЛЬТАТЫ И ВЫВОДЫ

1. Получено обобщение линейного метода средней Т-матрицы в Приближении атомныфк сфер для расчета эс сплавов с произвольной степенью дальнего порядка. Показано, что предложенная методика,, при сравнении с нелинейными аналогами, позволяет без существенной потери точности сократить объем вычислений одноэлектронного спектра и решать задачи определения ЭС для частично упорядоченных систем со сложной кристаллической решеткой вне зависимости от различия в атомных свойствах компонентов. •

2. Выполнены детальные расчеты ЭС сплава N1-25 атД Мп с решеткой типа Cu3Au для различных состояний атомного и магнитного упорядочения. Установлены закономерности изменения ЭС при атомном в магнитном разупорядочении.

3. Показано, что при отклонении степени дальнего порядка от единицы ЭС сплавов претерпевает кардинальные изменения. В одно-електронном спектре появляются дополнительные сильно затухающие состояния, которые мояно генетически связать с компонентами, расположенными на чужих для них узлах относительно случая идеального кристалла. Установлено, что во всех рассматриваемых системах указанные дополнительные состояния формируются по энергетической шкала внутри основных подзон этих кб компонентов,

4. В состоянии полного атомного, разупорядочения подполосы компонентов становятся.эквивалентными по своей структуре и симметрии состояний. При атом каждая из подполос идентична одаоэлектрон-ному спектру чистого металла, рассчитанному в этой же сверхструктуре. Однако, каждая подполоса спектра может быть разделена на две группы зон по степени.затухания состояний. Одна группа соответствует компоненту на "своем" узле решетки, а другая, с большим затуханием, связана с компонентом на "чужом" узле решетки.

Б. Показано, что в сплаве N1- 25 ат.Х Un энергия Ферми оказы-: веется в окрестности максимально затухающих одноэлектронных состояний, генетически связанных с атомами марганца, расположенными на "чужих" для них узлах решетки. На начальной стадии разупорядо-чения степень затухания этих состояний резко возрастает и оказывается максимальной, 8 затем плавно уменьшается с уменьшением степени дальнего порядка. |

Установлена корреляция между такой особенностью в поведении

электронной подсистемы и аномальным изменением удельного сопротивления на начальной стадии атомного разупорядочения в сплаве N1-25 ат.Ж Мп. .

6. На основе сформулированных в работе закономерностей перераспределения парциальных электронных состояний при атомном и магнитном разупорядочении построена модель магнитной структуры в частично упорядоченном сплаве N1- 25 атЛ Мп . Предложенная модель позволяет понять физическую природу формирования трехкомпонентной магнитной структуры в сплавах системы никель-марганец.

•7. Показано, что в соответствии с моделью в частично упорядоченном сплаве N1- 25 ат.Ж Мп взаимная ориентация магнитных моментов на ближайших друг к другу атомах Мп оказывается антйферро-магнигной. Взаимная ориентация магнитных моментов на ближайших друг к другу атомах N1 и Мп и атомах N1 между собой является ферромагнитной.

Основные результаты диссертации опубликованы в следужщих работах.

1. Володин С.А., Симаков В.И.,•Тухфатуллин A.A., Нявро В.Ф. Особенности электронной структура сплава Rlt,Zr //Изв.вузов. Физика. - I9B5. - » 3. - С. 97-98.

2. Володин С.А., Симаков В.И., Тухфатуллин A.A. Электронная структура сплавов Ni3Mn-, Nl3Pe и NL,Co //Изв. вузов. Физика. - 1986. - Л II. - С. 108-111.

3. Володин С.А., Симаков В.И., Тухфатуллин A.A. Электронная струк-. тура упорядоченных ферромагнитных сплавов Hi3Mn, Hi3Fe, Nl3Co

// Изв.зузов. Физика. - 1988. - * 6. - С. 82-88.

4. Володин С.А., Симаков В.И. Электронная структура и стабильность фазы Co3Ti //Электронное строение и свойства тугоплавких соединений и металлов: Сб. науЧ. тр. - Киев: ИМ, 1991. - С. 39-41.

5. Володин С.А., Симаков В.И., Тухфатуллин A.A. Влияние входных параметров на результаты расчета электронной структуры магнитных сплавов // Изв. вузов. Физика. - 1987. - * 9. - С. I09-III.

6. Демиденко B.C.," Потекаев А.И., Симаков В.П., Володин С.А. Структурные фазовне переходы в металлических системах. - Томск: Изд-во Том. ун-та, 1992. - 132 С.

7. Володин С.А., Егорушкин В.Е., Симаков В.И. Применение МСТМ-ПЛС к расчету электронной структуры сплавов переходных металлов // Изв.вузов. Физика. - 1990. - * 12. - С. 25-27.

8. Volodin S.A. Slmakov V.l., JfeorushJcln V.E., Thi&hiatullln A.A.

Use oi linear method to caculabe the electron structure ol tra-ition metal alloys with arbitrary degree of lond-range Oder // Proceedings international conference of physics of transition metals. Kiev, USSR, May 31-June 3, 1968. Part 2. -Kiev: Nauk. dumKa, 1989. - P. 53-56.

9. Володин С.Л., Демиденко B.C., Симаков В.И. Роль электронной структуры во взаимной ориентации магнитных моментов марганца в частично упорядоченном сплаве HI- 25 атД Ып // ЗШ. - 1992. - * II.

1. Егорушкин В.Е., Кульментьвв Л.И. Электронная структура сплавов переходных металлов с произвольным дальним порядком //Изв. вузов. Физика. - 1982. - Ji 12. - С. 29-49.

2. Электроны и фонони в неупорядоченных сплавах / Егорушкин В.Б., Кульментьвв А.И., Савушкин Е.В. и др. - Новосибирск: Наука. Сиб. отд-ние, 1989. - 272 с.

3, Хачатурян Я.Г. Теория фазовых превращений и структура твердых растворов. - U.: Наука, 1974. - 384 с.

4, Эренрейх Г., Шварц Я. Электронная структура сплавов. - Ы.: Мир, 1979. - 200 с.

Б. Калениченко A.B., Бартосевич Р.Д., Коваленко Е.Т., Соловьева Н.В. Исследование спектров никеля в упорядоченном Nl3Mh // Электронная структура металлов, их сплавов и соединений. -Киев: Наук, думка, 1874. - с. 179-181.

Цитированная литература

Риг* Д. РЛ'ЖТРОННО-ПН'-РИОТНЧ'.'СККЯ ППОК?р 11Эр->МЛ1'|Г/.?КОГО ппльч," Л'1}AI/t г; нлпрлвл^ш'и А 3D ;узя 'J:i О.Г).

'Рис.2. Электронно-знергетичоский спектр парамагнитного сплава в направлении А ЗБ для /( =0.0.

Рис.3. Криляя ГС пярлмягнитного спллвэ

{— -) - пкепорчментллъниЧ h,î, - споктр э'-№:сии и поглощения в

!Рист4, Кривые ГЕ парамагнитного Ун^М для =0.0'.

(——) - наш расчет; (---) - локагорный ШОТ;

(-.-.-) - экспериментальный Ьш спектр эмиссии И поглощения в

1Л Е,Я9

20

О

20

АО

Рис.5. Эволюция-» -состояний в упорядоченном при ппро-

ход.о от парамагнитного к ферромагнитному состоянию, п) ллр-Шальныо ГС в парамагнитном .

б) плрциалмшв ГГ, в ферромагнитном

огЩ ичн № % —

ж1, \ т 5"

«о

Рис.6. Схема перераспределения электронных состояний в

для ^ =0.0 при учете спиновой поляризации. (-) - со.»

стояния Ж ,(---) - состсянмяМл. Заштрихованы сосг

тояния ^'«и Млг ,