Моделирование электронной структуры аморфных металлических сплавов Fe-Co-B и Fe-Cr-B тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.07 ВАК РФ

РГ6 од

2 8 ЖОП 1333

АКАДЕМІЯ НАУК УКРАЇНИ ІНСТИТУТ МЕТАЛОФІЗИКИ

На правах рукопису

ЯРЕСЬКО Олександр Миколайович

УДК538.915

МОДЕЛЮВАННЯ ЕЛЕКТРОННОЇ БУДОВІ! АМОРФНИХ МЕТАЛІЧНИХ СПЛАВІВ Ре-Со-В І Ре-Сг-В

Спеціальність 01.04.07 - фізика твердого тіла

Автореферат

дисертації на здобуття вченого ступеня кандидата фізико-матеиатичних наук

Київ - 1993

Роботу виконано о Інституті металофізики АН України

Науковий керівник: Член-кореспондент АН України

доктор фізико-математичпих наук професор Шпак А.П.

Офіційні опоненти: доктор фізика-математичних наук

професор Алтонов В.М. доктор фізико-математичних наук ведучий науковий співробітник ДонФТІ АН України Шаталов В.М.

Ведуча організація: ФТІНТ АН України м. Харків

Захист дисертації відбудеться "^П 993 р. о

./£

год.

на засіданні спеціалізованої ради К 016.37.01 при Інституті металофізики АН України за адресою:

м. Київ, 252680, пр. Вернадського, 36

З дисертацією можна ознайомитися у бібліотеці ІМФ АН України.

Автореферат розосланий НГіГ’іЛ 1993 р.

Вчений секретар спеціалізованої ради кандидат фізико-математичних наук ^ Л. Власенко

ЗАГАЛЬНА ХАРАКТЕРИСТИКА ДИСЕРТАЦІЙНО! РОБОТИ.

Актуал ьність теми. На протязі останніх десятиліть увагу вчених, що працюють у галузі фізики твердого тіла, притягає ловлі; клас матеріалів - аморфні маталічні сплави (АМС). Внаслідок аморфної структури ці сплави мають виняткові магнітні, механічні, електричні властивості і корозійну стійкість.

К теперішньому часу накопичено багато даних, які переконливо свідчать про те, що в більшості аморфних металічних сплавів існує ближній порядок. В сплавах типу ПМ-М атоми перехідних металів, які оточують атом мегалоіду, утворюють добре визначені багатогранники (наприклад тригранні призми і антипризми Архімеда в сплавах ПМ-В). Характер хімічної взаємодії атомів перехідних металів та металоіда у таких утвореннях (в подальшому будемо називати їх кластерами) має сильний вплив на властивості АМС. Для вивчення ніх кластерів доцільно використовувати методи, які розроблено для розрахунку електронної будови молекул і фрагментів твердого тіла, такі як метод Ха розсіяних хвиль (РХ). При такому підході можна розглянути особливості електронної будови і хімічної взаємодії в невеликих, найбільш часто спостерігаемих кластерах і на базі діх даних спробувати змоделювати електронну будову та властивості сплаву в цілому.

Застосування кластерних методів для вивчення електронної будови АМС має свої недоліки, тому доцільно під час теоретичних дослідженнь застосовувати різні методи розрахунків в комплексі, витягуючи з результатів розрахунків ту інформацію, яка достовірно описується даним методом. З цією метою в дисертації використано кластериий метод Ха розсіяних хвиль, ЛМТО метод розрахунку зонної будови та метод ЛМТО функції Гріна. Перший з них дозволив отримати детальну інформацію про хімічну взаємодію перехідний метал - металоід, розглянути вплив складу найближчого оточення атому ПМ на формування його локального магнітного моменту. За допомогою ЛМ'ГО методу проведено порівняння з електронною будовою відповідних кристалічних сплавів і отримано кількісні оцінки.

До цього часу більшість теоретичних розрахунків було проведено для бінарних АМС, тоді як застосування в техниці знаходять здебільшого складні багатокомпонентні сплави, залежність електронної будови і властивостей яких від складу вивчена недостатньо. Тому за об’єкти дослідження було обрано два ряди трьохкомпонентних АМС типу ПМ-М: залізо-кобальтові сплави Ге85.*СохВі5, х=12; 25 і Реао-хСоАо, х=60; 70; 74 та сплави на основі заліза і хрому Ре85.хСгхВі5 с х=0; 5; 10; 15; 32; 38. Ці сплави є перспективними для практичного використання завдяки їх магнітним, механічіїм і корозійним властивостям.

Мстою роботи с комплексне теоретичне дослідження багатокомпонентних аморфних сплавів Ие-Со-В и Ре-Сг-В за допомогою різних методів розрахунків, спільне застосування яких дозволяє отримати достовірну інформацію про електронну будову і властивості АМС; експериментальне визначення залежностей локального магнітного моменту атомів перехідних металів від складу аморфного сплаву методом рентгенівської емісійної спектроскопії.

Наукова новина. В роботі реалізовано новий алгоритм пошуку одно-електронного спектру в методі Ха РХ, застосування якого приводить до значного скорочення витрат машинного часу, необхідного для проведення розрахунків.

Вперше застосовано комплексний підхід до вивчення електронної структури АМС з використанням кластерних і зонних методів розрахунку. Порівняння результатів різних методів розрахунку дозволило отримати достовірну інформацію. про особливості формування електронної будови АМС Ре-Со-В и Ре-Сг-В.

Для вивчення залежностей локальних магнітних моментів від складу аморфного сплаву вперше застосовано метод рентгенівської емісійної спектроскопії.

Наукова і практична цінність. Отримані в дисертації результати дозволяють краще зрозуміти природу хімічної взаємодії в багатокомпонентних АМС типу ПМ-М і встановити ступінь впливу ближнього порядку на електронну структуру ціх сплавів. На базі отриманих з модельних розрахунків даних про сильнішу порівняно із

взаємодією бора і залізом Со-В і Сг-В взаємодію можна зробити припущення про склад найближчого оточення атомів В в реальних сплавах.

Знайдені закономірності формування локальних магнітних моментів в залежності під найближчого оточення атомів перехідного металу і складу сплаву дозволяють уточнити уявлення про характер магнітних взаємодій в АМС. З порівняння результатів розрахунків сплавів РеСоВ і КеСгВ можна пов’язати відмінності залежностей типу магнітного упорядкування і критичної температури від концентрації кобальту і хрому в ціх сплавах з особливостями їх електронної будови.

Додаткову інформацію про характер магнітних взаємодій в досліджених сплавах можна отримати з аналізу форми внутрішніх рентгенівських емісійних ліній перехідннх металів, яка відбиває зміну їх локальних магнітних моментів.

На захист внноситьси:

1. Повий алгоритм розрахунку електронного спектру в методі Ха РХ, який дозволяє автоматично знаходити всі корені секулярного рівняння в заданому енергетичному інтервалі і істотно скорочує витрати машинного часу, необхідного для проведення розрахунків.

2. З розрахунків повної енергії кластерів Ге,Со(В з різним найближчим оточенням бору випливає, що атоми бору взаємодіють з атомами кобальту сильніше-ніж з атомами заліза.

3. В результаті розрахунків кластерів Ге,Сг< різної конфігурації отримані самоузгоджені розв'язки з феро- і анти феромагнітним типом упорядкування. Найнижчу повну енергію мають кластери з антиферомагнітною конфігурацією.

Апробація роботи

Матеріали дисертації доповідалися і обговорювалися на:

- V Всесоюзній конференції "Аморфные прецизионные сплавы: свойства, технология, применение", м. Ростов-Великий, 1991.

- Всесоюзній конференції 'Теория и электронное строение тутоплавких соединений и сплавов", м. Намашан, 1991.

- Конференції "Рентгеновские и рентгеноэлектронпые спектры и химическая связь" м. Ростов-на-Дону, 1992.

- V Всесоюзній нараді по розрахункам електронної структури металів.

Дисертація складається з вступу, чотирьох глав і закінчення, містить 32 малюнки, 8 таблиць, список літератури з І01 назв,- усього 111 сторінок.

У вступі обгрунтовується актуальність теми, визначено ціль і задачі, які підлягають вирішенню в дисертації, виділено основні результати, отримані у ході дослідження, їх новизну і практичну цінність.

В першій главі наведено короткого огляду методів розрахунку електронної будови АМС і результатів, які отримано за їх допомогою для сплавів типу перехідний метал - металоїд.

Друга глава містить викладення методу Ха розсіяних хвиль. У першому розділі наведено схему побудови кластерного потенціалу і вказано на використані при цьому наближення. Потенціал кластеру будується в МТ-формі, тобто сферично усереднюється в. атомних сферах і за сферою Ватсона, що оточує кластер, і усереднюеться по об’єму в межсферній області. Для обмінно-кореляційної частини потенціалу використовується наближення локальної густини (LDA) або, у випадку спінполяризованих розрахунків, локальної спінової густини (LSDА).

В другому розділі наведено основні рівняння методу Ха РХ.

Витрати машинного часу при розрахунках методом Ха РХ пов'язані здебільшого з пошуком енергетичного спектру електронів. У третьому розділі запропоновано новий алгоритм, якиГі дозволяє значно скоротити ці витрати у методі Ха РХ Аналогічний алгоритм викладено у роботі (1) для методу приєднаних плоских хвиль.

Припустимо, шо на інтервалі енергій між двома полюсами детермінанту секулярною рівняння методу Ха РХ рівняння

ОСНОВНИЙ ЗМІСТ РОБОТИ.

(2)

Енергію £ будемо розглядати як параметр. Оскільки

Оеі||М(£)|| = ПЯ,(£),

то кількість пулів визначника Ь(Е) на данному інтервалі енергій буде дорівнювати числу всіх розгіяжіп рівняння

де п - размір Аіатриці М(£).

Таким чином, якщо матриця М(£) має обмежену норму на деякому інтервалі енергій, то кількість нулів детермінанту 0(£) на цьому інтервалі можна визначити за

Далі методом бісекцій можна знайти інтервал, на якому число додатних власних значецнь змінюється на одиницю і, отже, визначник 0(Е) змінює знак тільки один раз. Після цього точне положення кореня можна знайти за допомогою стандартних методів розв'язання рівняння р(х)=0. Оскільки значення енергії, при яких функції Я ,.(£) мають полюса, можна визначити відразу після побудови потенціалу для чергової ітерації, наведена процедура дозволяє знайти псі корені рівняння (1) у заданому діапазоні енергій.

Такий алгоритм пошуку коренів скорочує витрати машинного часу, але його можна додатково прискорити, якщо використати наслідок теореми Сильвестра про інерцію |2), за яким при пошуку числа додатних власних значеннь матриці М(£)

замість вирішення задачі на власні значення можна використовувати алгоритм ЬОЬ1 розкладу, який потребує значно менших обчислювальних витрат.

У четвертому розділі розглянуто питаній нормування хвильової функції кластера. Описано процедуру "аналітичного" нормування, коли безпосередньо розраховується інтеграл квадрату модуля хвильової функції по межсферній області. Такий підхід потребує для кожного енергетичного рівня тільки побудови матриці

Л,(Е) = о, і = 1,2,...,л,

(3)

різницею числа додатних власних значеннь матриці М(£) на границях інтервалу.

Ж (£)

і відчутно скорочує, порівняно з нормуванням з використанням теорії

збуреннь, час на розрахунки.

Під час пошуку одноелектроиного спектру в методі Ха РХ доводиться багато разів розраховувати детермінант матриці великого розміру. Використовуючи теорію груп, цю задачу можна звести до розрахунку детермінантів кількох матриць меншого разміру. У п'ятому розділі описано алгоритм побудови симетризованнх хвильових функцій з використанням операторів проектування.

Аморфні металічні сплави на основі заліза і кобальту широко застосовуються в техниці і є одною з найбільш вивчених систем АМС. Проте не дивлячись на це, не існує однозначних відповідей на ряд питаннь стосовно їх електронної і атомної будови. У третій главі наведено результати моделювання електронної будови АМС Ї'е-Со-В за допомогою розрахунків методами Ха РХ і ЛМТО та дані

експериментальних досліджень рентгенівськнх емісійних Ка,,г и Крі спектрів заліза і кобальту в ціх сплавах.

У першому розділі описано результати розрахунків кластерів Ре8, Со* симетрії О і, і трьох кластерів однакового складу Ге4Со, (С<„ 0!Ь, ТД але з різним розміщенням атомів заліза і кобальту, проведених з метою оцінити вплив на електронну будову взаємної координації атомів перехідних металів. Найближчі відстані метал-метал (і метал-бор в кластерах і’(-СоВ)

псо(Ге)

Ч

Рис. 1 Залежності парціальних зарядів і-злектронів з різними проекціями спіну в МТ-сферах заліза і кобальту від пСо(Ге)в кластерах Ге^Со^.

було обрано рівними середнім відстаням, шо спостерігаються в аморфних сплавах. Атоми металів в кластерах займали геометрично еквівалентні положення.

При збільшенні числа атомів Со в найближчому оточенні заліза пСо(Ге) спостерігається перенос заряду електронів із спіном донизу з сфери заліза до сфери кобальту, а заряду електронів із спіном догори в зворотньому напрямку (Рис. 1). Це спричиняє збільшення локального магнітного моменту на атомах заліза і його зменшення на атомах кобальту. Максимального значення магнітний момент на атомах заліза сягаїє п кластері симетрії Ті, в якому кожен атом заліза оточений тільки атомами кобальту. Майже лінійна залежність парціальних і-зарядів від пСо(Ре) не порушується і при переході від кластерів Ре8 і Сої до кластеру Ге,Со, (С<,), хоч прн цьому змінюється не тільки конфігурація, але й склад кластерів.

Наведену залежність парціальних зарядів від найближчого оточення атому метала можна пояснити за допомогою моделі лінійних комбінацій атомних орбіталей (ЛКАО), якщо розглянути схему утворення кластерних орбіталей із Ре і Со 4-орбіталей з урахуванням спінового щеплення.

Залежність електронної будови від складу сплаву можна простежити на результатах розрахунків кластерів ре8.„Со„ с п=0, 2.., 8. При збільшенні п від 0 до 4, відповідно із зміною найближчого оточення атомів металу, заряд (/т-електронів в сфері заліза збільшується, а заряд ^-електронів зменшується, доки в кластері Ге<Со( кожен з атомів заліза не буде оточений тільки атомами кобальту. Це, відповідно, спричиняє зменшення ефективного заряду атому заліза і збільшення його локального магнітного моменту. Середній магнітний момент щ», лінійно зменшується від 3.0 в кластері Ге,, до 2.0 |ід в кластері Сов.

Для перевірки закономірностей зміні! зарядів і магнітних моментів атомів, отриманих на малих кластерах, було проведено розрахунки зонної будови сплавів РеСо, результати яких описано у другому розділі.

Таблиця 1 Повні заряди в МТ-сферах, локальні і середній магнітні иомсіпи, огрииані з ЛМТО розрахунків.

Скс № І^Са І'ау. Игар.

Ре 8. - 2.32 - 2.32 2.12

РеСо 7.85 9.15 2.89 1.78 2.34 2.41

Со ОЦК. -- 9. - 1.77 1.77 -

Со ГПУ - 9. - 1.62 1.62 1.71

В таблиці 1 наведено значення зарядів в сферах, локальних і середнього магнітних моментів, отриманих з розрахунків зонної будози ОЦК Ре, ГГІУ і ОЦК Со та еквіатомного сплаву РеСо. Як і в кластерних розрахунках, в сплані ГеСо, порівняно з чистими металами, спостерігається незначний перенос заряду з заліза на кобальт і збільшення локального магнітного моменту атомів Ре, тоді як момент Со

При переході від ре до сплаву РеСо середнії! магнітний момент, на відміну від кластерних розрахунків, збільшується. Така поведінка середнього моменту збігається із сгіостерігаємою експериментально і пов'язана з особливостями

електронної будови ОЦК сплаву РеСо (Рис. 2).

залишається майже незміннім.

Ге Со

•г«г- ■■ і РеСо і П і?

Со ііі ^т-"ї Г .1 1 Іі

Рис. 2 Парціальні густини Ре і Со ^-станів в сплаві РеСо і чистих металах з ОЦК структурою. Стани із спіном догори зображено суцільною, а із спіном донизу - штриховою лініями.

З метою зрозуміти П!!ТОК!І розбіжності залежностей середнього магнітного моменту від складу, отриманих із зонного і кластермого розрахунків, було проведено розрахунки електронної будови чистих заліза і кобальту та сплавів FejCo, FejCoi і FeCoj з ГЦК. кристалічними гратами. Параметр грат, однаковий у всіх розрахунках, було обрано таким, що середній об'єм на один атом дорівнювався об'єму в ОЦК сплавах. У" цьому випадку, як і в кластерних розрахунках, величина середнього магнітного моменту Рїіс. З Парцільні густини ^станів металів та j- і р~ монотонно зменшується із зростати бору в кластгрі Ге^Со^В] симетрії Dm. станням концсіарації Co.

У третьому розділі розглянуто вплив бору на електронну будову АМС Fe-Co-B. Для цього було проведено спіп-поляризовані розрахунки кластерів FesD;, CojDj (D<h) і Ге,Со,Вг (С<„ Djh і P;j), найближче оточення атомів металу в яких змінювалось таким же чином, як і в кластерах Гс,Со,.

Із результатів розрахунків витікає, що р-стани бору дають найбільший внесок в делокалізопані кластерні орСіталі, що мають зв'язуючий d-d характер (Рис. 3), причому взаємодія з бором спричиняє пониження енергії цих орбіталей. Це підтверджує припущення про важливу роль ковалеіггної взаємодії метал-металоід в формуванні електронної будови аморфних металічних сплавів.

Порівняно з кластерами РеСо, в кластерах РеСоВ заряд електронів іа спіном догори в сферах металів зменшується, а електронів із спіном донизу збільшується, причому зміна заряду електронів із сліпом донизу дещо більша за абсолютною величиною. Сумарні заряди в сферах маталів, в результаті, збільшуються. Це зростання заредів можна розглядати як невеликий ефективний перенос заряду з атомів бору на атоми металу. Наявність в кластерах атомів бору не впливає на характер залежностей зарядів електронів з різними проекціями спіну в сферах заліза і кобальту від кількості атомів іншого металу в найближчому оточенні. Величини середнього і локальних магнітних моментів атомів ґе і Со виявилися меншими ніж в чисто металічних кластерах, що співпадає з експериментальними даними.

При збільшенні кількості атомів Со у найближчому оточенні бору, заряд р-електронів в МТ-сфері бору зменшується, з чого можна зробити висновок про сильнішу взаємодію В /і-елек- ' тронів з Со сі, ніж з Ре 4-електронами. Зменшення заряду на атомі бору підтверджується короткохвильовим зсувом максимума В Ка-лінії при зростанні вмісту Со в сплаві. Висновок про сильнішу Со-В взаємодію витікає також із порівняння повних енергій кластерів, и одному з яких атом бору має в найближчому оточенні тільки атоми заліза, а в іншому -тільки атоми кобальту.

Со. аі.%

Рис. 4 Залежність ширини ХРі-ліній заліза і кобальту від концентрації кобальту в АМС ре8).,Со,Ві5 і

Рсв(]-»Со.,В20.

У четвертому розділі наведено залежності параметрів Ге 1 Со Коі>а- та К0і,Р’-лініа від складу АМС Гец.,СожВц, х= 12; 25 і Ге10.«СохВзо, х-60; 70; 74.

Шпршіа Крі-лінії заліза (рис. 4) збільшується пропорційно х при концентраціях Со менших 25 ат.% і починає зменшуватися при х>60. Ширина Со К(ІГлінії має обернену залежність від ССо. Якщо припустити, що ширина лінії пропорційна локальному магнітному моменту атому І3], то обстежувана зміна ширин емісійних ліній узгоджується з результатами кластерних і зонних розрахунків.

Механічні і магнітні властивості аморфних металічних сплавів ГеСгВ дуже відрізняються від властивостей сплавів на основі заліза і кобальту. Так,, якщо аморфні сплави (Ре^.Со,)^!!, можуть бути отримані при будь-яких х, то сплави з хромом аморфізуються тільки при концентраціях Сг менших 40 ат.%. Залізо-кобальтові сплави залишаються феромагнітними в усьому діапазоні концентрацій Со, тоді як сплави РеСгВ стають парамагнітними при великому вмісті хрому.

З метою зрозуміти причини відмінності властивостей сплавів було проведено кластерні і зонні розрахунки, які моделюють електронную будову АМС РеСгВ, та дослідження форми внутрішніх рентгенівських емісійних ліній заліза і хрома, результати яких наведено в четвертій главі.

В першому розділі розглянуто особливості магнітного упорядкування в кластерах ГеСг і ГеСгВ та хімічної взаємодії ПМ-М. У результаті розрахунків електронної будови кластерів Ре4Сг< різной симетрії з’ясувалося, що для них існують самоузгоджені розв'язки з різними типами магнітного упорядкувати. Для знаходження найбільш стійкої конфігурації було порівняно повні енергії, отримані із спінполяризоваиих розрахунків кластерів с феромагнітним (Ф) і аитиферомашітннм (АФ) типами упорядкування та із розрахунків без урахування спінової поляризації. Виявилось, що в усіх кластерах найнижчу енергію має антиферомагнітна конфігурація, тоді як енергія немагнітної конфігурації є найвищою. Різнизя енергій фсро- і антиферомагнітної конфігурацій, АЕ, збільшується пропорційно числу атомів хрому я найближчому оточенні заліза пс,(Ре).

Якщо припустити, що магнітні взаємодії в кластері можна описати гамільтошапом Геіізенберга-Діраха-Бан-Флека:

#=-2£АМ, (4)

го, підставляючи в рівняння 4 розраховані значення різниці енергій Ф і АФ конфіїурацШ АЕ і спінових мокеїпів на атомах заліза і хрому та 5<» можна оцінити величину обмінного інтегралу /;>-о Обчислене за такий спосіб значення /г«-см середнє дія кластерів різної симетрії, виявилось від’ємним і дорівнює -0.047 еВ.

Для моделювання впливу беру на електронну будову сплавів ре^Сг.Ви було проведено розрахунки кластерів Ре<Сг,В; різної симетрії. Як і у випадку кластерів Рс(Сг< було отримано різні самосузгоджсні розв'язки для конфігурацій з паралельними і антипаралельшіми спінами на атомах заліза і хрому.

Різниця енергій Ф і АФ конфігурацій для всіх кластерів з бором значно менша,

ніж для відповідних кластерів РеіСг*, тоді як величини локальних магнітних моментів майже не змінюються. Як наслідок зменшуються отримані із рівняння 4 значення обмінного інтегралу ]г,.сг~ В наближенні ефективного поля критична температура, нижче якої виникає спонтанна намагніченість,

пропорційна величині обмінного параметру / [4|- Таким чином, зменшення ]г,-сг при додаванні атомів бору в кластер узгоджується із

експериментально

0.4.. 0.3 .

о.г..

о.і:.

О.ОІ-

Рис. 5 Парціальні густини «/-станів металів і р-станів бору в кластері Ге(Сг(В2 симетрії (С«„).

слостерігаеі.шю залежністю температури Кюрі від склада сплавів ГсС.і ті Кр.іта'шл температура аморфних сплавів, що містять бор, нижча зз відповідну іеміїгрзіуру чисто металічнії* кристалічних сплавів з тим же вмістом хрому.

Простежити відмінкосгі Ге-її і Сг-ІЇ взаємодії кожна на прикладі класіеру Ре4Сг4В2 (С4ї), один з атомів бору в якому мас в найближчому оюзенні тільки агами Ре, а інший - тільки атоми Сг. З рис. 5 гигдіго, що рсташі атома бору, який розташований біля атомів хрому, дають більший виесок в заповнені зв’язуючі кластеркі орбіталі. Виходячи з цього, можна зробити висновок про сильнішу взаємодію атомів бору з атомами хрому, ніж з атомами заліза і, що в АМС РеСгВ атсни Сг будуть переважно розміщені в оточенні бору. Таке припущення підтверджується даними структурних досліджсннь аморфних сплавів Ре85.,Сгхііи.

Другий розділ г.іісг.аг

Сг

опис результатів зошшх

розрахунків поодинокої до-

мішки хрему в залізі.

У випадку ОЦК сплаву ГеСг знайдений з ЛЬПО

Ра

!

днться значно вншг но енергії за центр Ре <У|-зонн. Це спричиняє розщеплення с^-зони на дві підзонн, одна з яких утворена переважно іі станами заліза, а інша -хрому (Рис. 6). Рівень Фермі сплаву розташованій"' в області високої густини сІ\-

Рис. 6 Парціальні густини Ре і Сг Л станів, отримані із зонного розрахунку сплава РеСг з ОЦК кристалічною

структурою.

станів, у наслідок чого локальний магнітний момент атомів їс зменшується до 1.91 на, порівняно з 2.32 це в ОЦК Ге. Заряди (^-електронів і різними проекціями спіну в сфері хрому майже однакові і локальний магнітний момент атомів Сг дорівнює 0.005 ця.

За експериментальними даними сплави ГеСг стають парамагнітними при великих концентраціях Сг. До цього ж висновку можна дойти базуючись на результатах проведених розрахунків. Для систем з двома магнітними иідгратами критична температура, нижче якої з’являється спонтанна намагніченість, визначається в наближенні ефективного поля при урахуванні взаємодії тільки між найближчими сусідами співвідношенням [4]:

Г = (5)

' 3*в ’

де г- число найближчих сусідів, /- обмінний параметр, ^ і 5У спіни в кожному з підгратів і к-:Г стала Больцману. Отримана з снінполярнзованого розрахунку величина спіну на атомах Сг практично дорівнює 0. Ллє тоді, згідно з співвідношенням 5, дорівнює нулю і критична температура.

Для моделювання впливу малих домішок хрому на електронну будову сплаву ГеСг було проведено самоузгодженнй спінполярнзований розрахунок методом ЛМТО функції Гріна поодинокої домішки Сг п ОЦК Ре. Зміна потенціалу ураховувалася тільки в одному вузлі кристалічних грат.

Крива густини ^-станів поодинокої домішки хрому має вигляд вузького піку, енергія максимума якого співпадає з рівнем Фермі сплаву. У наслідок цього атом хрому має локальний магнітний момент, який дорівнює 1.02 ця і колінеарний моменту матриці.

Оскільки в сплавах ГеСгВ можливе існування мікрообластеіі типу твердого розчину хрому в у-Ре, було розраховано електронну будову поодинокої домішки хрому в ГЦК залізі і упорядкованих сплавів і:еіСл і Ре;Сг;. В усіх розрахунках

виявлено зменшення абсолютних значенні локальних магнітних моментів атомів заліза і хрому прн зростанні концентрації хрому в сплаві.

Результати дослідження аморфних сплавів Рє8і.жСг,Ві5 с х=0; 5; 10; 15; 32; 38 методом РЕС викладено в третьому розділі. На рнс. 7 наведено відхилення повної ширини Кр і-ліній заліза і хрому на половині висоти (ПШПМ) еід значеннь для чистих металів як функція Сс,- При малих концентраціях Сг (<10 ат.%) ширина Ре Крглінп залишається незмінною і дорівнює п межах експериментальної помилки ширині лінії чистого Ге. Прн подальшому збільшенні ССгПШПМ Ре КРі-спсктру монотонно зменшується. Ширина Сг КРі-лінії має більш складну залежність від складу сплапа: при ССг=5% вона на 0.6 еВ більша ніж для металічного хрому і швидко зменшується при зростанні концентрації хрому до 15 ат.%. Проте прн великих Сс, спостерігається розширення Сг Хрі- лінії.

Наведені залежності ширин емісійних ліній можна пояснити зменшенням локальних магнітних моментів атомів заліза і хрому. При великому вмісті хрому в сплаві на короткохвильовому склоні Сг КРі-лінії з’являється наплив, який пов'язаний, певно, з наявністю в сплаві атомів Сг з топологічно чи хімічно нееквівалентним найближчим оточенням.

Ссг. аі.%

Рис. 7 Залежність ширини Ге і Сг Крі-лініЙ від концентрації хрому в сплавах Ре8;.жСг„Вц.

1. Миллер М.Л., Синько LB. Усовершенствованный алгоритм расчета энергетического спектра кристаллов методом присоединенных плоских ВОЛИ.' Рукопись деп. в ВИНИТИ 27.07.90, Per. N 4275-В90, реферат опубликован в куриале: Изв. вузов. Физика, 1990, 33> N 10, с. 127.

2. Ларлет Б. Симметричная проблема собственных значений.- М.: Мир,

1983, 382 с.

х Барипский P.M., Куликова ИМ., Кошелева И.В. Кашляния и магнитные свойства металлов и сплавов 3<1-элементов.- Тезисы ХУ Всесоюзного совещания по рентгеноьской и электронной спектроскопии.- т. 2-Ленинград, 1988, с. 3-4.

4. Уайт Р. Квантовая теория магнетизма.- М.:Мир, 1985.- 304 с.

D закінченні сформульовано основні результати і висновки:

V. Розроблений ефективний алгоритм побудови симетризованого базису в методі Ха РХ.

2. Розроблений і реалізований новий алгоритм розрахунку спектру електронів г методі Ха РХ, який дозволяє автоматично знаходити всі розв’язки сскулярного рівняння в заданому енергетичному інтервалі та істотно скорочує витрати машинного часу, необхідного для проведення розрахунків.

3. В результаті проведених розрахунків встановлено, що локальний магнітний момент атомов заліза збільшується із зростанням концентрації Сов сплавах FeCoB за рахунок переноса заряду електронів із спіном донизу з атомів Fe на атоми Со, причому зміна величини моменту пропорціоиальнз кількості атомів Со в найближчому оточенні заліза.

4. Збільшення середнього магнітного моменту із зростанням концентрації Со в кристалічних сплавах FeCo з ОЦК структурою пов'язане з особливостями

електронної будови, зумовленими конкретним типом кристалічних грат і тому не спостерігається и АМС РеСоВ.

5. При взаємодії з бором локальний магнітний момент атомів перехідного металу зменшується за рахунок гібридизації 3^-електроиів з В 2/ьелектронами, а також за рахунок незначного переносу заряду з атомів В на атоми перехідного металу, причому заряд переноситься переважно на атоми Со. Це підтверджується залежностями положення максимума В Ксц-лінії від концентрації Со в сплаві.

6. З розрахунків повної енергії кластерів РеСг і РеСгВ з різним типом магнітного упорядкування оіримано оцінку обмінного інтегралу |рсСг» який виявився від’ємним. Встановлено, що взаємодія з бором спричиняє зменшення абсолютної величини обмінного інтегралу.

7. З результатів зонних розрахунків електронної будови сплавів РеСг випливає, що зростання вмісту Сг в сплаві має наслідком зменшення локальних магнітних моментів як атомів Ре, так і атомів Сг. Це підтверджується даними рентгенівскої емісійної спектроскопії.

8. Магнітний момент поодинокої домішки хрому в ОЦК Ре колінеарний магнітному моменту матриці, тоді як при збільшенні концентрації Сг в сплаві магнітні моменти атомів заліза і хрому стають антипаралельними.

ОСНОВНІ РЕЗУЛЬТАТИ ДИСЕРТАЦІЇ ОПУБЛІКОВАНО В РОБОТАХ:

1. Немоиікалеико В.В., Шпак А.П., Карбоаский В.Л., Ярєсько А.Н., Нагибин И.ГГ. Исследование электронного строения металлических стекол Со80.хРехВ20 і Со85.хРехВ2„.- Тез. докл. III Всесоюзное совещание "Физикохимня аморфных (стеклообразных) металлических сплавов", Москва, 1989, с. 192.

2. акад. Немошкаленко В.В., Шпак А.П., Нагібін І.П., Яресько О.М., Харбінський В.Л. Особливості електронної будови металічних стекол Со8„В20 і Со7оРеюВ2о - Доповіді АН УРСР, 1990, ном.4, серія А, с. 80-81.

3. Карбовский В.Л., Шпак А.П., Яресько АЛ. Влияние состава на электронную структуру аморфных металлических сплавов на основе железа н кобальта.- Металлофизика, 14, N4, 1992, с. 66-69.

4. Немошкалешо В.В., Шпак А.П., Карбовский В.Л., Нагибин И.П., Яценко ВМ., Касияиенко В.Х., Мыежик А.В., Яресько А.Н. Исследование электронной структуры аморфных сплавов на основе титана и медн.-Тез. докл. Международной конференции "Химия твердого тела", Одесса, 1990, часть 2, с. 170.

5. Немошкаленко В.В., ШпакА.П., Яресько А Н., Мележик А.В., Дзюба Н.Н., Карбовский В.Л. Электронное строение АМС системы Со-Ре-В.- Тез. докл. Всесоюзной конференции 'Теория и электронное строение тугоплавких соединений и сплавов", г. Наманган, 1991.