Особенности формирования волн спиновой плотности и спиновых флуктуаций в слабых зонных магнетиках тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.07 ВАК РФ

п8 ОД

УР^ЛЬ(ЖИ^ГО^УДАРСТВЕННЫЙ ТЕХНИЧЕСКИЙ УНИВЕРСИТЕТ -

Наиравлх рукописи

ЛИХАЧЕВ Дмитрии Владимирович

ОСОБЕННОСТИ ФОРМИРОВАНИЯ ВОЛН СПИНОВОЙ ПЛОТНОСТИ И СПИНОВЫХ ФЛУКТУАЦИЙ В СЛАБЫХ ЗОННЫХ МАГНЕТИКАХ

Специальность 01.04.07 - Физика твердого тела

Автореферат диссертации на сонскаяве ученой степени жаидидата физяго-иатеыатачесиис паук

Екатеринбург 1993

Работа выполнена на кафедре физики Уральского государственного технического университета - УПИ.

Научный руководитель- кандидат фишко-иатсыатнческих наук, доцент Повзиер А.А.

Официальные онпонепгы: доктор фяэяко-иагеиатичесьял изух Садовскнй М.В.;

кандидат фиэдко-ыатеиаткческих наук, доцент Кожевников Н.В.

Ведущак органциаик - Уральский ордева Трудового Красного Знамени государственный университет ни. Л.М.Горького

Защита состоится 1993 г. в ч . мая ва заседа-

нии специализированного совета К 063.14.11 при Уральском государственном техническом университете - УПИ в аудитории Ф-419, 5-н учебный корпус.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке Уральского государственного технического университета - УПИ.

Ваш отзыв в одном экземпляре, заверенный гербовой печатью, просим направлять по адресу: С20002, г.Екатерпвбург, К-2, Втузгородок, ул.Мира, 19, УГТУ, ученому секретарю совета университета.

Автореферат разослан _1993 г.

Учены4 секретарь спедкализироваяного

совета, кандидат физико-математических

наук, доцент Кононевко Е.В.

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Актуальность темы. Развитие теории зонного антиферромагнетизма волп спиновой плотности (ВСП) стало весьма актуальным в последние годы в связи • . с созданием и широким использованием большого числа металлических, сверхпроводящих а полупроводниковых сплавов и соединений на основе переходных н редкоземельных металлов, отличающихся сложными магнитными и тепловыми характеристиками (1]. Одним из важных вопросов, возникающих при описании их свойств, является установление связи особенностей электронной структуры этих соединений с условиями происходящих в них фазовых превращений. Тенденция к антиферромагнетизму в ряде систем связывается со специфической топологией поверхпости Ферми, которая заключаете* в наложении ("нестин-ге") ее электронных и дырочных участков при сдвиге на некоторый вектор Ф,- в пространстве квазиимпульсов. В результате многочисленных экспериментальных исследований и расчетов зонной структуры надежно установлено, что наличие почта конгруэнтных электронных и дырочных участков поверхности Ферми отнюдь пе является исключением. Наиболее известным примером такой системы может служить хром и его многочисленные сплавы [ . Похожая ситуация имеет место и в ряде других систем, например, таких как геликоидальные магнетики - сплавы иттрня с тяжелыми редкоземельными металлами [3], интерметаллическом соединении ит> класса фаз Навеса со структурой С15 TiBej [1), халькогенндах ванадия V.V, ИЛ, Vs.Ya, Л' = 5, Se [t], упорядоченных бинарных сплавах марганца с металлами VII и VIII групп [4] н Других. Обсуждается также применимость данной модели ВСП к металлооксидам и всюможная связь ВСП с явлением высокотемпературной сверхпроводимости [5].

Из всех вышеперечисленных соединений с ВСП одним из наиболее хорошо изученных экспериментально является сплав TiBtj с температурой Не-елл Тц — 2 К. Теоретическому рассмотрению зонного антиферромагнетизма данного соединения посвящена обстоятельная работа Энца [6],в которой, в рамках теории среднего пол» рассматривается модель нестинга (вкладывающихся поверхностей Ферми). Эта работа позволила выявить некоторые важные противоречия между теоретическими расчетами и экспериментом. Так, измерения теплоемкости позволяют оценить плотность состояний конгруэнтных участков как г: 49 (Ry • яч)"1, что всего лишь в три раза меньше полной плотности состояний при энергии Ферми. Соответствующая этой плотности состояний температура Нееля я модели, рассматриваемой Энцом, должна была бы быть на порядок выше экспериментально наблюдаемой. Поэтому Эйд в своей работе произвольно принимает = 10 {Ry • яч)"1. Как отмечалось в обзоре [1], данное расхождение между экспериментальной оценкой а необходимой для модели величиной плотности состояний связано, по-видимому, е аномально большим обменным усилением, обнаруженным в сплаве HBtj. В этом случае для объяснения свойств TiBe% необходимо учитывать не только топологические особенности поверхности Ферми, но а эффекты спиновых флуктуации.

Но современной теорка магяегяэма коллективизированных электронов во вество, что термодинамическое поведение магнитных ■ других физическая свойств различных метилов я сплавов (как ферро-, так в антяферромагиит-вых) определяете* влияетем стоговых флуктуации (СФ) (см., например, [7]) Разработка истоде» учета спиновых фпуктуапий а модели волн спиновой плотности остается пока нерешенной проблемой а именно с этим обстоятельством, в большой степени, связаны о&ыетиые количественные расхождения реоульта той теоретических расчетов я экспериментальных данных [1]. По существу омеетеж лишь одна работа [8], а которой была предпринята попытка учета спиновых флуктуации в модели ВСП. Однако развита* а работе [8] теорш термодинамических аитиферромагнатных СФ авляется несамосогласованной так как не учитывает их вляяиия на неоднородную динамическую восприимчивость, рассматривает талы» амплитудные флуктуации ВСП, пренебреги наличием флуктуации направление вектора поляризации, сводит весь флукту-ациониый аффект лишь к незначительным (по сравнению с теорией среднегч полк) поправкам дм температуры Несла Ты и не описывает ближний магнит вый порядок.

Целый ркд Последних открытий обострил интерес к системам с ВСП. Так эксперименты по неупругому рассеянию нейтронов в чистом хроме, являющем ея классическим зонным автнферромагнетиком с ОСП [Тц ü 312 К), н ег - разбавленных сплавах [4?] указывают на наличие в этих системах простра! ствевпых спиновых корреляций особого типа, описываемых в представления < сохрг-нении воины спиновой плотности в области, захватывающей примерно дс сять элементарных ячеек и сохраняющейся вплоть до температур (1.7-2.2)7/v А именно, относител- но слабое размывание инка вблизи (100) на нейтронограь ые с ростом температуры свидетельствует о наличии в Сг ближнего поряди при Т > Ту.

Особенно интересными оказались результаты недавних нейтронографкческЕ измерений, обнаруживших существование магнитных вообуждений, специфич ских для систем с ВСП (так называемых "ВСП-варамагновов"), в парама! нитном сплаве Сг + 5%V в интервале от низких температур до 300 К [£ Существование ВСП-парамагноиов выше Тц вытекает и из экспериментов т рассеянию нейтронов в лантаново-медном оксиде La^CuOit, претерпевающе переход в антиферромагнитное состояние при Ты гг 200 К и являющемся пр< тот ином высокотемпературных сверхпроводников. В обоих случаях выявлена!» особенности в веупругом рассеяния нейтронов могут быть связаны с наличш ближнего антиферромагнитного порядка в парамагнитной фазе [9].

В недавней работе [10] была предложена модель ближнего порядка ("ло кализованвая волна спиновой плотности"), индуцированного крупномасшта! нымя флуктуациями состава в автнферромагиитяых сплавах. Хотя подобны механизм является вполне реалистичным, не очевидно, что лишь к нему с& дится решение всей проблемы происхождения ближнего аитиферрсмагвнтно! порядка, поскольку а его рамках не находит объяснения факт наличия блиа

вето порядка выше 7V » частом хроме. Тшш образом, ве вызывает сомвевяя сам» необходимость учете термодинамических спнноиих флуктуации, особенно в свете нентрояографвческих исследования, виишмиш валичие ближнего порждга при 7* > 7лг. Кроме того, ш отмечааос» ■ [I], дяа хрома существует расхождение между эксперамевталыюв температурсб Иаяя Т^* я теорети-чесхой JJ,*, иолучениом в приближеяия среднего поля с поправкой ва веков-груэнтность ».тех троп-дырочных участков поверхности Ферт. В этом смысле теории [7], пок&эавшпе уменьшение по сраетеято со значениями, наидеи-вымв в рамхах теория среднего паля, тют важным аргументом в пользу спян-фзухтуаановяого подхода.

Цель работы ^ развитие сшш-фзужтувционвого подхода оря авашгое свойств систем с ВОП-пеустоичяяостыо я рассмотрение аытоающях из вето следствий прпиенятелыю к коякргтньш фяэячеехжм характеристикам оояных ыагнетихов.

Научна* новвона. 1. В рамках модели эонвого авткферромагветнка с три-плетвым спариванием особых кош-рулвтинх ам» цхмицх я дырочных участков поверхности Ферма, pmwTpmoi с учетом крупномасштабных аятвферро-магнитных фтухтуацня, оагучево существование ежового ближнего ыагяят-вого гюрждха выше 7л * одновременное знаиггеяыюе поивжеяве 7лг за счет флухтуация тришетой евкхя по сраиаепню с теорией средаего поя», что качествен во соответствует экпертмпм.

2. Описан механизм вляквих сшгаовых фяугтуапнв ва слабый эонныя ал-тиферромагаетиам в рисках двухэовяов ждав ВСП, ее свхзмшыя с непосредственным рассеяшем адехгривое ВСЯ ва гпямжых флуктуация* в приводящий х пояяжетпо температуры Нее» ва 1-2 порядка по сраяяеияао с теорией сред-ю> юн, что поовозвет пвдучить tómeme с экспериментом.

X Развита теория воонвхяовеввя в ооввих ашвферро в пжрминюнт ферромагветизыа в ограниченном не I градле темпер*!> р, илааячого сидьиыии флуктуацнкыя спияиои шютяоетя, а ва се основе юседяин возможность и усаовм осуществзенвя >ш кдтвоси фазового перевода вз аатиферромапштиою cocToiHHi» ферроыагявтвое. ПсЗучга механизм раорутеиия дальнего аятифер-ромагнитвого поряди в апаш с ВСП-меуснмчяаооыо за лет увеянтеляя степени гофрнромв особы» участк« тиерхжх ib Ферми иядуцяриваавым фер-ромагяитяьш параметром пороса.

4. С учетом неформала об зжятраовв cipjuype сплавов Mn^Si я TiBt* построены температурные asaatiMJCiH их ¿яектрицяоя теплоемкости я коэффициента чецдмои» расаярезяя. Учет фдухтуаяий поовоавя uuay чвп. особея-востп этих фииячеоих хараа пупс 1ик при тех же температурах, тто и в» эксперименте.

Научная ■ практическая цеяяоетк. Проведенные в диесертационяоя par боте вссяеяоеаяжя гашмиваа объяснить особеяиости в специфику аятвферро-магнитши упорядочения в зоаамх мапктяхах я рязаить дрсяставаеяи о причинах вабяюдаваягися ва спите ввгамыпвс свейся атвх соединений. Поаучеа-

ные соотношения, описывающие различные физические характеристики зонных магнетиков, позволяют по новому интерпретировать результаты экспериментальных исследований и предсказать ряд новых особенностей в их свойствах. На опщиту выносятся.'

1. Выведенные выраленла для термодинамического потенциала и неоднородной динамической восприимчивости зонных антнферромагнетиков в модели ВСП, учитывающие вклад спиновых флуктуаций и позволяющие описать ближний магнитный порядок в оонных антиферромагнетиках, индуцированный спиновыми флуктуациямв.

2. Установленные в работе аналитические соотношения, описывающие влияние флуктуации на слабый зонный антиферромагнетизм в двухэонной модели ВСП п демонстрирующие понижение температуры Нееля на одив-два порядка по сравнению со значением Ту, предсказываемым теорией среднего поля, что позволяет получить согласие с экспериментом.

3. Представления о влиянии сильных спиновых флуктуашш на закономерности магнитных превращений "аятиферромагнетик-ферроматетиг*.

4. Полученные аналитические выражения, описывающие температурные зависимости электронной теплоемкости и коэффициента теплового расширения слабых оопных магнетиков.

5. Результаты расчетов влияния флуктуации на характер температурных зависимостей электронной теплоемкости и коэффициента теплового расширения слабых зонных антнферромагнетиков ЛГпз$1 я ТхВсг в области магнитного фазового перехода.

Апробация работы. Основное содержание диссертации отражено в 8 публикациях. Результаты диссертационной работы докладывались и обсуждались ва И Всесоюзном семинаре "Магнитные фазовые переходы и критические явления" (Махачкала, 1989 г.), V Всесоюзной конференции по кристаллохимии интерме-таллнческнх соединений (Львов, 1989 г.), республиканском научном семинаре "Физака магнитных явлений" (Донецк, 1990 г.), IV Всесоюзном симпозиуме "Неоднородные электронные состояния" (Новосибирск, 1991 г.).

Объем работы. Дассератацяонная работа состоит га введения, четырех глав, заключения, списка цитируемой литературы из 130 наименований и приложение. Полный текст диссертации составляет 92 стр., включая 16 рисунков в 4 таблицы.

I. КРАТКОЕ СОДЕРЖАНИЕ ДИССЕРТАЦИИ

Во введении обосновывается актуальность темы диссертационной работы, кратко раскрываете« содержание решаемых в'ней задач, формулируется цель работы, отмечается научная новизна н практическая ценность результатов исследования, а также приводятся основные положения, выносимые ва защиту.

Целью первой главы диссертационной работы является изучение эффектов спиновых флуктуации в модели зонного антиферромагнетика с ВСП. Извест-

пая модель экситонного диэлектрикд, качественно соответствующая оопным расчетам и используемая для описания антиферромагнетизма с ВСП [1], обычно рассматриваете! в приближении среднего поля. Данная модель описывает некоторые свойства типичных зонных антиферромагиетиков ( типа хрома и его раобааленных сплавов ), но предсказывает значительно большую величину температуры Нееля Ту, чем наблюдаете» на эксперименте. Кроме того, в этом случае на модели следует исчезновение антиферромагнитной шел и при Т = Ту, а, слозоватглыю. л резкое изменение интенсивности нейтронного рассеяния при переходе через Ту, что также противоречит эксперименту.

В кач-.'стве попытки устранения выявленных противоречий теории и эксперимента в первой главе также исследуется модель "экситоиного диэлектрика", но с учетом термодинамических флуктуации триплетной связи. Гамильтониан рассматриваемой модели ВСП с электронными состояниями конгруэнтных участков поверхности Ферми, ответственных оа триплетное электрон-дырочное спаривание [1], с помощью операторов спиновой (5Ч) и зарядовой (Лгч) плотности сводится к эффективному гамильтониану вида

г** ч

(1)

•Здесь 5|,- энергия зонного движения электронов: = а^^о^у, а*(а)~ операторы рождения (уничтожения) электронных состояний; ч, к- квалипмпульсы; оспин электрона;}- символ электронного () = 1) или дырочного (} = 2) участков; 1- эффективная константа триплетного взаимодействия. В таком виде гамильтониан антиферромагветика с электрон-дырочпьшн конгруэнтными участками

поверхности Ферми имеет форм)' гамильтониана модели Хаббарда и позволяет__

использовать развитые ранее методы расчета термодинамического потенпима. [Н].:

Рис.1. Топологически 'неэквивалентные диаграммы, использовавшиеся при расчете термодинамического потенциала. Здесь: ч©—

Расчет термодинамического потенциала рассматриваемой системы с гамильтонианом (1) Был выполнен при помощи фуЯЕЦпоналышх преобразований Стратоцовича-Хаббарда, сводящих исходную многочастичную задачу к поучению движения одной квазичастнцы во флуктуирующих во времени п в пространстве обменных ({,) и зарядовых (т;,) полях. Прп суммировании диаграмм (рпс.1), олисываюших вклад электрон-дырочных пар в термодинамический потенциал системы, использовалось предположение о крзттпомасштабном характере флуктуации в антиферромагнетте, при котором £ -поля садаются па векторах ц. близких к вектору антвферромагпитяого упорядочения Чо (совпадающего с вектором 'нестннга" в модели ВСП). Такое предположение можно обосновать сушес гаоваиием максимума фактора обменного усиления обобщенной магнитной восприимчивости й^.ы) = [I — \о(Я'1*')]"1 > где восприимчивость невзаимодействующих электронов, вблизи наблюдающегося в экспериментах во рассеянию нейтронов. В результате в диаграммах остаются грпновские :шнвп с индексами к и к + что позволяет выполнить частичное суммирование диаграмм. При атом и самих {-полях учтены флуктуашш со всевозможными волновыми ве*тор?мп, В этом случае для термодинамического потенциала было получено следующее выражение:

а = -ТЫ /(Л-)егр {-/? + 2 А^Л^) |. (2)

Здесь V* = +схр(м -е)/Г); 5<*>(е,6„.1.) = -

плотность олектрошшх состоянии конгруэнтных участков; = + Ск+кю) + <*[(1/4)(«* ~ ^к+ч.)' + (ч* + £")Т/3; о - ¿1; химический потенциал; 7 = х, 1; ^ = Г-1; Г- абсолютна« температура; Л'Ч7 = Л\о,1(Ч.и') - Хо"г>(Чо, 0}]; Ч = (д,ип); = 2тпТ- бозевскав ыацубаровская частота;

П ]3 +1 Г)};

¿ч<х>лх ч

{»» = Ш, +{-,); 7». = К1?,+Г,); £» и Фурье-образы флуктуирующих полей.

Опенка функциональных интегралов, входящих в выражение для термодинамического потенциала (2), проводила«, методом перевала с заменой переменных интегрирования = г,ы-р(|©,), где г, =| {, |. В итоге получено уравнение

магнитного состояли антаферромагветска в виде

1-/Хо</т(Г))-НД5(<1*) = 0, . (3)

где коэффициенг у приближенно выражаете; через производные от плотности состояний з(е) на уровне Ферма: 7 асд (£/)- 12с4(? (ер))'/г(гг); Мян)~ &ИТ1'-ферроыагквтвьга параметр порядка, а амплитуда флуктуация обменных падей задается выражением

я

Ураваеоае иагяитпого состояния в дальнейшей было использовано для анализа влипая спиновых флуктуации на температуру Нееля в модели В СП. Из него а рамках приближения прямоугольной полосы для плотности электронных состоит» получена следующая формула для температуры Неся*

(5)

где введен энергетический параметр

т у

Г(4/3)((4/3)'

Здесь а 0.57Ло{?.у)~ температура Нееля в приближении среднего поля ((т2) = 0); Ду(0)- антиферромагнитний параметр порядка при Г = 0; А-коэффициент, учитывающий пространственную дисперсию флуктуации; Г(г)-гамма-<$упкци»; С- дэста-фупкпия Римана. Поскольку Та / и для реальных магнетиков До(ду) < /. то из соотношения (5) следует сильное уменьшение температуры Нееля в рассматриваемой модели эа счет влияния СФ, что отличается от вывода работы [в].

Не претендуя на исчерпывающее объяснение свойств хрома, в котором ан-тиферромагнитиое упорядочение происходит при Ту ~ 312 Л* на его примере проиллюстрировал вывод о существенном понижении Ты за счет влияния спиновых флуктуации. Согласно зонным расчетам [1] для гипотетической со-пзиеримои фазы хрома, амплитуда В СП при Т —> 0 Ло(дм) — 0.48 эВ, что ведет к эначепню температуры Ту1 = 3174 К. Учет процессов рассеяния па фопонах ие может дать очень большой эффект в изменении Тщ при разумном выборе коястаити электроя-фонопного взаимодействия [1]. Воспользовавшись вытекающим из зонных расчетов значением параметра I — 0.75 эВ и находя из экспериментальных данных по рассеянию пептронов для парамагнитной области температур [2] параметр А — 0.2, получаем по формуле (5) Тц ~ 660 А'. Приведенное выше обсуждение влияния СФ на Тц для хрома в рамках модели нестанга следует рассматривать лишь как иллюстрацию, не претендующую па серьезпое объяснение величины Т^ хрома, поскольку все оценка проводились без использования реальной зонной структуры хрома. Таким образом, не учитывалось, например, то, что в чистом хроме величина неконгруэнтности ¿/I превосходит величину ¿/10 (6ц0 ~ 0.604А0(?^))[1], при которой реализуется несоизмеримая структура ВСП, а поэтому для дальнейшего анализа необходи-. но обобщение данной теории на случаи несоизмеримых структур. К тому же специфика ситуации в хроме и в некоторых других зонных антиферромагнетиках состоит в наличии двух различных групп электронных состояний— особых участков поверхности Ферми п так называемого "электронного резервуара", т.е. зон, не обладающих особенностями и ие участвующих в формировании ВСП. Это означает необходимость одновременного учета как флуктуации в модели ВСП. так в наличия "электронного резервуара".

Расчет динамической восприимчивости зонного антиферромагнетика был выполнен с использованием методики, аналогичной развитой в работе [12] для вычислена! магнониых спектров в оонных ферромагнетиках. Для этого был введен производящий функционал в виде

Ф(Ь) = (ТгСхр^Я^ + Ь, в-, + Ь-, в, ,

(6)

о

производные которого по производящим полям А (при А -» 0) определяют спиновые корреляторы, необходимые для расчета восприимчивости Здесь Т,- оператор упорядочения по мнимому времени г; {.. .)0- символ термодинамического усреднения с гамильтонианом зонного движения электронов в поле кристаллического потенциала. При расчете функционала Ф(Ь) возникают трудности, связанные с многочастичностыо задачи, для разрешения которых вновь были использованы преобразования Стратоновича-Хлббарда. Окончательно было получено, что динамическая восприимчивость антиферромагнетика может быть описана выражением

— ' — .¿-0, (7Г

где

«а -И1*-^)

и введены обозначения

-= <2 = (Й")' +«№;

Д> = 1\т> - п'.Па = - фурье-образ {£>;

/г - функция распределения Ферми-Дирака. Выражение (7), если пренебречь флуктуациями, совпадает с формулой для \0(ц,и/), получаемой в теории среднего поля [6]. Последняя формула использовалась нами для исследования спектра штатных возбуждений зонного антиферромагнетика.

В итоге получены следующие основные результаты:

1. Спектр магнитных возбуждений, из которого следует наличие ВСП-иарамагнонов выше 7\г. т.е. сильно затухающих спиновых воли, наблюдаемых в опытах по рассеянию нейтронов.

2. Одновременно получено значительное понижение ( ~ в>5 раз ) температурь Несла Тх для гипотетической соизмеримой фазы хрома.

3. Кроме того, поскольку в выражении для восприимчивости учтена СФ а полный магнитный момент слабо меняется выше Х,\\ то и интенсивност!

нейтронного рассеянна Д?,ы) ~ Im слабо меняете* выше Ts в соот-

ветствии с экспериментальными результатами (сильный ближний магнитный порядок). Данный механизм объясняет наличие ближнего магнитного порядка в чистом хроме.

Во второй главе была рассмотрена двухзонная модель антиферромагнетика с ВСП, согласно которой большая часть электронных состояний вблизи поверхности Ферми не участвует непосредственно в формировании ВСП и может быть описана как электронный "резервуар" [3]. Существенно, что нельзя пренебречь взаимодействием электронов в резервуаре, которое может приводить к его собственной спиновой поляризации. Обменное взаимодействие резервуара и ВСП также оказывает сильное влияние на условия возникновения антиферромагнетизма в системе.

Конкретными примера ми реализации таких систем, которые изучались экспериментально и для которых имеются зонные расчеты, являются соединения TiBcf В частности, работа Энца [6] показала, что простая модель "окситонпого диэлектрика" пе годится для сплава TiBej. Рассмотренную в главе I модель ВСП, учитывающую спиновые флуктуации, также нельзя непосредственно Применить к данному соединению, поскольку зонные расчеты указывают на наличие значительного электронного "резервуара" в TiBe1, а эксперимент- на его сильное ферромагнитное усиление. Совместный учет "резервуара" и участков в приближения среднего поля приводит к очень высокому значению температуры Нееля (эффект "подмагничивания" резервуара).

Для объяснения экспериментально наблюдаемых низких значений Ту в таких системах в данной главе был выполнен учет спиновых флуктуации в резервуаре. При этом ВСП считалась соизмеримой, а взаимодействие между электронами резервуара и ВСП, также как и электронов конгруэнтных участков, описывались в приближении среднего Dan. Таким образом, в данной модели прене-брегается флуктуациями самой ВСП по сравнению с флуктуапиями спиновой плотности в резервуаре. Это приближение оправдано в силу малости отношения числа электронов, ответственных за появление ВСП, к полному числу электронов а "резервуаре". В этом случае расчет с использованием преобразований Стратояовича-Хаббарда привел к следующему выражению для термодинамического потенциала системы:

дп = -Tlnj(dv)txp {-ß [ft,(fl + П.»(Д)|}, (8)

где

"'(«> - (i + «р [i^i]) +

П.*(Д) = -ТЕ/In (l + ,

Яг(с) = Ек -£*„) - плотность состояний эле» тронов резервуара; е^, = с к + = Е* <Н£_£1'>>Ь плотность состояний конгруэнтных участков;

Е^ = + ^ +„) + сАо + о^ (9)

Д(ч) = д'';(ч) + Д,г)(ч) и Д'^^чЬ параметры порядка резервуара

и участков соответственно. После вычисления функциональных интегралов, входящих в выражение для термодинамического потенциала (8), методом перевала с заменой переменных интегрирования {,-»{,= г,ехр(«в,), где г, =| |, получено уравнение магнитного состояния в виде

(Члг) + + 26„„6У1) +

+ ~ГуМ?, + аеЛ(Д*)=0. (10)

Здесь при Г —> 0 П(к ~ /5^а,/п(2И;а/Д,у(0))(1Кс»-полуширииазоны участков ), а в окрестности Т\{Т —► Тк) допустимо представление

П«^ (2г^/хГлг) л ^ 1.78.

Далее из уравнения магнитного состояния установлено выражение для температуры Нееля в рассматриваемой модели

ТК = Псхр{(1д,Г>)'1 [0^(^,(т2(Г«)))-/)Л(ЧУ.Дл(0))]}. (11)

Здесь ~ 0.5"Ду(0). В то же время, учет влняинх резервуара в приближении среднего поая приводит к соотношешпо

= 17*1^(0)}, (12)

описывающему усиление антиферромагнетизма оа счет годмагнячявания реоервуара участками ( см. табл. 1 ). Далее, после оценки величины 1ту вместо (11) получено выражение для 7у через Г^'

Ты * ^'^{-(/^Р | (Чл(,0) | (1 + Чс}, (13)

где величина г)с = /2(тг(Г^))/Дл (0) характеризует изменение амплитуды магнитного момента в магшпоупорядоченион области.

Таблица 1

Влияние резервуара яа температуру Несяя в приближении среднего поля

0.10 432 2.718 .

0.08 554 3.487

0.06 840 5.292

0.04 1935 12.186

0.02 23563 148.406

Согласно последнему выражению влияние СФ на температуру Неел» Тя в модели В СП с мощным электронный резервуаром оказывается существенным, если выполняется условие ]д£к) <| |. Действительно, рассматривая

величину Тц/Т£г при различных значеяпкх параметра /$£"*'(где/ ~ д^), видим, что в этих условиях даже ври небольших значениях т)е (характеризующих влияние СФ) происходит значительное понижение Т« по сравнению с ее значением в теории среднего поля (см. табл. 2). Например, в соединении где Ту = 16 К, и соединении (Ту = 8 А') величина ) П^1 («и») 0.1, а Лу ~ 0.01 зВ. Такое значение параметра Ддг соответствует Ту ~ 10* КглТу1 за счет влияния резервуара может достичь величины ~ 10® Я (да ''^о'* ~ 0.01). Регистрируемую на эксперименте температуру Нееля для в Уз5е< удается объяснить влиянием антиферромагнитных СФ, так как уже при 1с > 0.3 Ту ~ табл. 2). Аналогичная ситуация не исключена н в случае сплава Т:В(2 (Ту ~ 2 Д", | Д>(с1у) 10), хотя зависимость Дат здесь скорее всего связана с ферро- или парамагнитными СФ (| ¿>о(Ч = 0) 10').

Табляда 2

Влияние спиновых флуктуаднД на величину температурь» Нееля Гд

1 А,"' (<Jv,0) 1 tf4 Чс ТнГГ?

0.0 1

0.2 0.1893

0.02 0.4 0.0360

0.6 0.0071

0.8 0.0010

0.1 1.0 0-0002

0.0 1

02 0.0360

0.01 0.4 0.0010

0.6 <¿•10"»

0.7 2.0-W

1.0 6.0-10"»

Мы не проводила оценок 7V дл» хрома, поеятку рассмотренная во второй главе модель описывает совершенно кругов класс магнетиков, в которых отношение j('l'/sfr' < 1,' что поо валило при построении модели пренебречь флуктуадиями антиферромагнятяой щели в особой оояе (участки). Для хрома же отношение д''*'/^'' ~ ^ *** тго Данное орябшпжаве неправомерно.

Следует отметить, что вешнгруэнтаасть "иестпнга* особых участков поверхности Ферми будет приводить к .подавлению ВСП, всскиктен оа счет тртглетвой связи в взаимодействия ззектрооов оссбых я веоссбых (резервуар) участков. При этом реализуется стокерстское оаювлое состояние Соответствующее условие перехода к стоиеровскаму состоянию с ВСП можно установить из анализа уравнения (10) вря Г = 0, в котором за счет сильной гофрировки

•«и-/**, ~ х-

Пра этом можно ожидать подавление триплетного механизма образования ВСП при

где ¿N(0) ~ \У,ксхр{- | (ч* ,0) | /1да ¿р = + £>+,„).

С влиянием неконгруэнтности, возможно, связано формирование слабого зонного ферромагнетизма (а не антиферромагнетизма) в соединении 2г2п>, изо-структурного в изоолехтроняого сплаву Т\Вчъ. Однако для численных оценок влияния вехонгруэнтноств на ВСП необходимы более точные расчеты поверхности Ферми слабых зонных антиферромагнетиков. В отличие от металлов и сплавов с большими значениями Тц а Ду (типа хрома) в рассматриваемой группе веществ наличие конгруэнтных участков на поверхности Ферми не является достаточным условием образования ВСП за счет их триплетного взаимодействия.

Таким образом, мы получили, что "среднеполевая" температура Неелк анти-ферромагиетика, описываемого двухэонаоп моделью ВСП с мощным электронный "резервуаром", оказывается значительно выше величины, определяемой самими особыми участками поверхности Ферми, за счет подыагничивания резервуара участками. Однако за счет флуктуации спиновой плотности в резервуаре аятифсрромагнитяын параметр порядка резервуара быстро уменьшается, что ведет к значению Тц <. ТуЛ Поскольку флуктуации непосредственно не входят в выражение для щели в энергетическом спектре участков (9), то, казалось бы, после разруюевия флужгуацияив параметра, порядка резервуара в системе должна сохраниться пусть малая (т.к. < 9г), во конечная антн-ферромагнитнаа щель самих особых участков. В действительности этого не происходит, поскольку при температуре Хи» при которой исчезает параметр порядка резервуара, сама по себе участки неустойчивы уже ал счет только сто-веровсхих возбуждений (Т$ С* 0.57Д/*(0) < Ты)- В этом случае невооыожво в существование вблизи температуры Нееля ВСП-парамагионов, поскольку к атому моменту особые участки, приводящие к формированию ВСП в системе пра низких температурах, уже отсутствуют. Еще раз подчеркнем, что оггасан-вый механизм разрушения дальнего антиферроыагвитного порядка в системах с ВСП ве свкзан с рассеянием электронных состояний участков на СФ резервуара, поскольку взаимодействие между электронами резервуара в ВСП мы описываем в приближении среднего поля.

В третьей главе на основе рассматривавшейся в глав« II двухзовной модели ВСП (особые участка поверхности Ферма + электронный "резервуар") исследуются причины наблюдавшихся на опыте магнитных фазовых переходов типе "сильный парамагнетизм* "слабый ферромагнетизм" в "антиферромагнетизм" —» "слабый ферромагнетизм" в зонных магнетиках. Во второй главе в рамках двухзовной модели ВСП рассматривалось влияние различных спиновых флуктуации (как ферромагнитных, так в антиферромагнитных) ва слабый зонный антиферромагнетизм соединенна с конгруэнтными участками поверхности

Ферми. Однако при этом анализировался лишь предельный случай ннзкоонер-гетических СФ резервуара, когда /(т2)1/' < £р. Между тем, ранее в работе [И] с помощью приближения однородных локальных полей было установлено выражение для термодинамического потенциала слабых зонных магнетиков, справедливое при произвольном соотношении между величиной /{гп3)1'1 нзнергией Ферми ff. При этом было получено, что в области отличных от нуля температур имеет место растепление электронных состояний на узле в случайных внутренних обменных полях, приводящее к перенормировке энергетического спектра электронов: £k —> ± /(m1)1'3(ík- энергия электронов в кристаллическом поле решетки ). Учет указанной перенормировки пооволил для низких температур получить результаты теории низкоэнергетических спиновых флуктуации, а также описать образование температурно-нндуцированных локальных магнитных моментов (ЛММ). П со тому целью третьей главы являлось исследование влияния спиновых флуктуации резервуара с амплитудой /(in1)1'1 ~ £р на слабый зонный антиферромагнетизм соединений с особой топологией поверхности Ферми. В связи с этим обсуждался флуктуациопный механизм образования ферромагнетизма в ограниченном интервале температур, связанный с флукту-ациями обменных полей, амплитуда которых сравнима с энергией Ферми.

Известно, что возникновение зонного ферромагнетизма коллективизированных электронов в основном состоянии ( Т О К ) связывают с выполнением критерия Стонера: ¡sÍCf) > 1. Однако еше в 1965 г. Шимицу [13|, анализируя зависимость свободной энергии от намагниченности (F(mo)) в приближении среднего поля, показал, что при достаточно большой положительной величине кривизны плотности электронных состояний s(í) возможно формирование в интервале температур от Т, > 0 до Тс > Т, ферромагнитного упорядочения за счет фазового перехода первого рода, даже если основное состояние парамагнитно (Ig[e) < 1). Учет спиновых флуктуации, выполненный в ряде работ в ниэкоэнергетическом пределе, приводит к противоречивым выводам относительно возможности существования ТИФМ. Однако имеются экспериментальные свидетельства возможности возникновения ТИФМ как в парамагнитном (ПЛГ«7)[1б), так и антиферромагнитпом (Ti'5«j)[17j состояниях.

Возникновение ТИФМ рассмотривалось в системе коллективизированных электронов, ВСП-неустойчивость которых связана с триплетным спариванием электронных состояний почти конгруэнтных участков. При этом обменное взаимодействие электронов резервуара описывалось гамильтонианом Хаббар-да, а их взаимодействие с электронными состояниями особых участков, как а триплетное спаривание последних, записывалось в приближения среднего поля. Для анализа условий возникновения ТИФМ использовалось уравнение магнитного состояния, отличающееся от полученного ранее уравнения (3) учетом ферромагнитного параметра порядка До вместо An

D? + 7 ¿I = 0, (14)

где (Цт3}*'1) = 1 —/*»',(/{т3),/г>- обратиыи фактор усиления. Дальвеи-шга аааяяэ механизма вддуцароваявого ферромагнитного состояния к ограниченной интервале гаазерятур от Т, > 0 я» Тс > Т, проводился на промере коахретвых сплавов Y—Si к У—Со, кспользуя результаты расчетов плотности кх электронных состояний. При этой, с целью анализа прятан всозикновенпя экспериментально наблюдаемых иагшггаых состояний, варьировалось положение уровня Ферми, Обоовачая решения уравнения (14) ■ точках Г =Т, аТ= Тс как ш, в те соответственно, мы получили, что

(m.¡rxc)2 =t{T,/Tt)*'3.

Последнее соотношение полезно при выборе величины £р (В пределах точности зонных расчетов для конкретных сплавов систем Y — Ni и Y - Со ). Тогда причвяоя всвдпкловеяля состоянии с О,"1 (/(от2)1'2) = 0 при увеличении температуры ( что соответствует ппдуцнрованпому ферромагнетизму ) является наличие точки перегиба вблизи уровня Ферми. Действительно, если воспользоваться формулой (11]

^КПН-М, (15)

m

где л,//- эффективное число магнитных носителей, пропораиональаое амплитуде СФ

п,и{т,Т) = * L g{£ + °Im)fF{e)ds,

«i J

/р(е)- функция Ферма-Дирака, согласно которой аффективное число магнитных носителей ne¡¡ определкется разностью высоко- и низкоэнергетических состояний с энергиями г + /го н г — /т соответственно, то можно видеть, что при переходе через точку перегиба (го) величина N+ = ¡д{е + Im)ffds начинает расти быстрее, чем N- = [ д(е — Im)jpds, а, следовательно, обратный фактор обменного усиления уменьшается п может стать < 0, т.е. система перейдет в ферромагнитное состояние.

Для плотности состояния, установленной в работе [14], были расчитаны температурные зависимости намагниченности н восприимчивости сплава Y-¡Ni-;. Небольшой сдвиг в наших расчетах уровня Ферми от точки перегиба приводит к условиям, характерным для слабого зонного ферромагнетизма. При этом из данной модели следует резкая зависимость Тс от положения уровня Ферми, что согласуется с экспериментальными данными, полученными при легировании иатерметаллида Y¡Nij алюминием и кобальтом, приводящими к уменьшению концентрации d-электронов, смещению уровня Ферми влево по шкале энергий и, тем самым, к понижению плотности электронных состояний </(г).

Таким образом, возможной причиной возникновения индуцированных ферромагнитных состояний могут Сыть достаточно большие флуктуации обменной энергии. Такой механизм реализуется в условиях, когда основное состояние характеризуется достаточно большим (но положительным) фактором обменного

силення, а уровень Ферми располагается вблизи особенности на кривой д{е нпа точка перегиба (е0) на расстоянии от нее, сравнимом с Im, (во мень-ie, чем | £о - ер |). Отметим, что развитые в главе III представлена« о ехавизме индуцированного ферромагнетизма являются ве единственно воэ-ожными. Применительно я соединению YjNtj в работе [3S] предполагалось, то при Т <Т, реализуется антпферромагнитное основное состояние, которое интервале от Т, до Гт„ становится ферримагнитньгм, а при Т > Тпы- слабо •ерродгагнктяым. Такая модель полезна для описания переходов из аятяферро-ферромагнитное состояние. Однако у сплава У'2Л'(; в опытах по деполяризации ейтроиов [1С] антиферромагнетизм обнаружен не был. Другой ыеханпсм обра-оваиия индуцированного ферромагнетизма, основанный г.а предположении о емонотоцвой температурной зависимости олехтроя-фонониого вклада в вос-рппмчпвость, рассматривался в работе [19]. Для его реализации требуется пачсяпе температуры Дебая во < МО К, что, судя по экспериментальным гнным, не имеет места в I¡Nij.

Для дальнейшего анализа влияния сильных ферромагнитных флуктуации на лабый оонныи антиферромагнетизм соединений с В СП-неустойчивостью яс-ользовалось уравнение магнитного состояния для антиферромагнвтвого па-аметра порядка в двухзонвоп модели ВСП. Рассмотрпвая случай, когда по рвчпвам, обсуждавшимся выше, при Т > 0 в резервуаре возникает инду-Еровакпый ферромагнетизм и для простоты используя модель ВСП с дву-[2 идеально конгруэятяыъш злектроя-дырочвьгми участками в приближения рямоутольвой полосы, получаем, что уравнение для температуры Нее.-!* Ts аписывается в виде

де температура Нееля в системе, где отсутствует ферромггнвтн:-т| пара-:етр порядка До, а Щ')- дпгамма-фуккпия. Здесь параметр порядка До входит _ уравнения аналогично параметру пеконгоуэнтности 6ц = (l/2)(fk + ik+<u»)[l]-

Для простейшей модели ВСП с двумя почти конгруэнтными участками ре-Jeane аналогичного уравнения было получено в теории антиферромагнетизма^.

Из последнего уравнения легко получить, то рост ферромагнитного пграме-ра порядка До быстро подавляет аятпферромагвптное упорядочение л может пособствовать переходу i темлературпо-пндуяироваяному состоянию. Таким бразом, указан новый механизм увеличения гофрировки особых участков по-ерхностя Ферыноа счет роста индуцированного ферромагнитного параметра юрядка, приводящего к подавлению ВСП, сформированной особыми участками.

В заключении главы данная модель применяется для обсуждения температурно-[ндударованного ферромагнетизма в соединении TtBei, Недавно обяаруженного хспериментальво [17]. ТгВе2 относится к тем соединениям, расчеты злектрон-юи структуры которых указывают на наличие почти конгруэнтных участков

на поверхности Ферма, а ЯМР-исследованця выявляют огромное усиление ферромагнитных, спнновых флуктуации (Оо(ц = 0) ~ 100) (см.обзор [1]). Кроме того, кривая плотности электронных состояний ТИЗсг имеет особенность типа точки перегиба вблизи уровня Ферми сг. Все вышесказанное позволяет заключить, что к ТИ)<1 при.мснимл модель аитиферромагнегпка с трипяетным спариванием особых участков поверхности Ферми, в электронном резервуаре *ого]>ого возможно образование температурно-индуцироваиного (¡>ер)>омлгне-тизма при температуре Т, (0 < Т, < Ту) ч подавление триплетного механизма образования ВСП за счет роста однородного параметра порядка. С учетом этого, была построена возможная магнитная фазовая диаграмма для сплава ТхВсг. Отметин, что результаты расчетов сильно зависят от положения уровня Ферми, небольшой сдвиг которого приводит к реализации нормального слабого зонного ферромагнетизма.

Теория магнитного фазового перехода "антиферромагнетизм" - "ферромагнетизм" с учетом спиновых флуктуации развивалась также в работе [18]. При этом сами по себе СФ (которые в работе [18] рассматривались в низкоэнергетическом приближении) не являются причиной фазового перехода. В нашей же модели показано, что достаточно большие флуктуации обменной энергии в зонном антиферромагнетнке с мощным электронным резервуаром и особыми участками поверхности Ферми могут привести к магнитному фазовому перехода' между двумя упорядоченными состояниями. Такой переход возможен, когда кривая плотности электронных состояний имеет особенность типа точки перегиба вблизи уровня Ферми £р. Для дальнейшего экспериментального изучения такого перехода требуются как более подробные измерения намагниченности слабых зонных антпферромагнетиков, так и прямые вейтронографические наблюдения таких переходов.

В четверток главе на осиове описанной в главе II модели зонного антафер-ромагнетика с ВСП получены соотношения для теплоемкости, магнитооб-ьем-вого эффекта и коэффициента теплового расширения слабых зонных аятифер-ромагнетихов. Поскольку двухэонная модель антиферромагнетизма более адет хватво соответствует реальным системам с ВСП, то в данной главе именно она использовалась для анализа влияния СФ па тепловые свойства зонных анти-ферромагветвков. Данное рассмотрение, за счет пониженных по сравнению со "среднеполевым" подходом значения температур Нееля, поз валяет получить хорошее количественное согласие теоретических расчетов с экспериментальными данными для ряда физических характеристик слабых зонных автиферромагне-тиков.

Для рассмотрения теплоемкости в двухзоадоа модели ВСП использовалось выражение для термодинамического потенциала системы электронов особой зоны и резервуара. Тогда после применения известных термодинамических соотношений получаем выражение для магнитного вклада резервуара в теплоемкость

е коэффициент к = дР(1т)/8[1т)}, /) - фактор усиления. При этом, по-ольку и вклад участков С,ь и вклад резервуара С™"' пропорциональны про-(водной ¿Лл'/^Т, а вок/Зо < I и • »том случае вклад участков » общую плоемхость мал и при обсуждении экспериментов мы его не рассматривали. Так как объем магнетика V очень чувствителен к намагниченности, то темпе-1Турное изменение магнптного момента в слабомапштцых металлах и сплавах юавляется в магнитообъсмиом эффекте и тепловом расширении. В оакпюче-:и четвертой главы рассмотрены магнитообъемный эффект п коэффициент елового расширения (КТР, о) в двухо'онвой модели ВСП, цключаюшей и |ектронные состояния резервуара, и электрон-дырочные участки. При этом ¡я вклада резервуара в КТР имеем

" v v dT \ovj

¿r /

\e t = í"1 Da1 — V(dxof3V) ~ -V(d\o/dV). Подобная формула ранее была порчена в рамках низкоэнергетической сппн-флуктуационной теории л лсполызо-иась для описания инварной аномалии (am„, < 0 при Т <ТС) в слабых зонных ерромагнетиках [7].

Полученные в данной главе соотношения д.1я теплоемкости п КТР были ис-эльзованы для построения расчетных крпвых, которые неплохо описывают меющпеся экспериментальные данные для соединений iín¡Si п TtSej велед-, гвпе того, что за счет учета СФ в нашем рассмотрении удается получить гмпературу Нееля, близкую к экспериментальной. Отметим некоторые дру-ie результаты, полученные в последней главе. Так, в коэффициенте теплового асшпрения имеется вклад, яе рассматривавшийся ранее, который обусловлен 1льноц зависимостью восприимчивости \о от температуры из-за особенностей энной структуры. Указаны возможные экспериментальные проявления такою слада в магнитную часть коэффициента теплового расширения. Кроме того, осуждается закон Грюнайэена для магнетиков п показано, что при учете флук-уациа магнитный коэффициент Грюнаазепа становится зависшим от темпе-атуры. Продемонстрировано, что подобное поведение качественно совпадает с аблюдавщимся у слабого зонного антаферромагнетшса Mn¡Si.

ОСНОВНЫЕ РЕЗУЛЬТАТЫ И ВЬГООДЫ

Таким образом, представленная диссертациояпая работа посвящена раэ-итию флуктуацпопной теория оовного антиферромагнетизма волн сзипо-оа плотности. При этом рассмотрены две основные модели систем с ВСП-еустойчивостью:

1. Модель, а готоров поверхность Ферми металла представляется а вале электронных и дырочных участков, совмещающихся при параллельном переносе на вектър "нестинга" qy.

2. Модель, в которой помимо особой зовы электрон-дырочных участков учтены электронные состояния на поверхности Ферми, непосредственно ве участвующие в формировании ВСП ("электронный" резервуар).

Первая модель традиционно использует» дл! описания систем с В СП-неустойчивостью (см., например, обоор [1]). Следует сказать, что ее обычное рассмотрение в рамках приближения среднею пол! дает значительное завышение расчетного значения температуры Нееля в, кроме того, резкое нзлеценпе интенсивноств рассеяния нейтронов при переходе через Тц (отсутствие баихие-го магнитного порядка). В качестве попытки устранения выявленных противоречий теории и эксперимента а данной моделв были учтены термодинамические флуктуации триплетвой связи, что позволило полуколичественно согласовать расчетное значение Тц, а также получить существование ближнего порядка

выше 7у.

Однако эта простейшая модель ве совсем адекватна имеющимся зонным расчетам доя систем с ВСП-неустойчивостыо. поскольку ве учитывает электронные состояния, непосредственно ве участвующие в триплет ном спаривании (так называемый "электронный реаервуар"), число которых довольно значительно. Такой "мощный* резервуар пожег усиливать шл ослаблять ВСП, возникшую оа счет трвпоетвов связи. Поэтому в дальнейшем рассматривалась боэее сложная вторая ыадель, лучше соответствующая мвогкм реальным зонным аятифер-рсмагветяхам. В се рамках в главах II - IV исследовалось азнянве пявовых флуктуации ва магавтаые в тенящие свойства слабых аоввых антвферроыаг-ветжкоа.

Отметим освоение полученные результаты;

1. В рамках модели эоевого аитвферрешагвггвзыа, обусвовэеяиого трпплет-ным спариванием аиегч ровных состояний конгруэнтных участков псверх-воств Фермн, получено, что учет флуктуации трицзетвон связи приводя к одаштеаыюму поквжешоо температуры Нетая, а также к наличию вы ие Тц ВСП-парамагваиов, нлбдюдагмьгк в опытах до нестройному рассе-яавю.

2. В рамках двухтонной модна миферцапяижви опвс^в ндмим оо Лшкш аяткферроаигжнтвого дальнего оорядха флуктуация«» сливовое шютвости резервуара, ве «исканный с непосредственным рассеянно электронных сосммввв особых участкрв поверхности Ферма, фермеру шцвх Б СП, ва sтех флуЕТГмаях. За счет этого механизма проваада существенное умгнит-яве температуры Иеезя по сравнеяяю с ее "средне ппдевым* значение».

Исследуете» влияние сильных ферромагнитных флуктуации и покапано, что образование так называемого "темпервтурно-индуцированного ферромагнетизма" вооможно как в сильных парамагнетиках, так и в зонных антиферромагиетиках с большим ферромагнитным фактором обменного усиления "электронного реоервуара". Причина ТИФМ связана с наличием особенностей тонкой структуры плотности электронных состояний вблизи уровня Ферми. Применительно к рассмотрению зонного антиферромагнетизма получен механизм увеличения гофрировки особых участков поверхности Ферми растущим индуцированным ферромагнитным параметром порядка, вследствие чего происходит подавление аитиферромагиитного порядка и переход к индуцированному ферромагнетизму.

4. Получены соотношения для различных вкладов в теплоемкость, магии-тооб-ъемный зффект и кооффиииент теплового расширения оонных антиферромагнетиков, которые в дальнейшем, использованы для построения температурных зависимостей соответствующих физических характеристик, сравниваемых с экспериментальными данными для сплавов Mn3Si и TiBe}. Наконец, обсуждается закон Грюнайзеиа для магнетиков, в котором из-за учета СФ магнитный коэффициент Грюнайзена оказывается зависящим от температуры.

Последующее развитие теории спиновых флуктуации в соединениях с ВСП-неустойчивостыо требует дальнейших экспериментальных исследований различных физических свойств этих веществ, особенно характеризуемых сосуществованием антиферро- и ферромагнитного упорядочений. Необходимо также проведение подробных зонных расчетов слабых зонных антиферромагнетиковг в отсутствие которых построение моделей для конкретных систем становится беспредметным.

Основные результаты диссертации опубликованы в работах:

1. Магнитные фазовые переходы и особенности теплового расширения слабоантиферромагнитных силицидов марганца/ А.А.Повзаер, С.В.Кортов, Д.В.Лихачев, П.В.Гельд// II Всесоюзный семинар "Магнитные фазовые переходы я критические явления": Тез.докл. (Махачкала, 11-14 сентября 1989 г.). Махачкала, 1989. СЛ10-1Ц.

2. Гельд П.В., Лихачев Д.В., Повзнер A.A. Температурно-индуцированный ферромагнетизм и сверхпроводимость интерметаллических соединений переходных металлов// V Всесоюзная конференция по кристаллохимии интерметаллических соединений: Тео.докл. (Львов, 17-19 октября 1989 г.). Львов, 1989. С.188.

3. Повзнер A.A., Лихачев Д.В. Влияние особой топология поверхности Ферми и спиновых флуктуации на слабый зонный антиферромагнетизм переходных металлов и их соединений// ФНТ. 1990. T.16.N 3. С.314-320.

4. Гельд П.В., Повзнер А.А., Лихачев Д.В. Фазовые переходы и температурные зависимости тепловых и упругих свойств слабых оокных магнетиков// ДАН СССР. 1990. T.315.N1. С.86-90.

5. Конкурирующие магнитные взаимодействия в интерметаллидах редкоземельных металлов/ П.В.Гелид, А.А.Повонер, А.Г.Волков, Д.В.Лихачев// IV Всесоюзный симпозиум "Неоднородные электронные состояния": Тез,докл. (Новосибирск, 4-6 марта 1991 г.). Новосибирск, 1991. С.49-50.

6. Повэиер А.А., Лихачев Д.В. Флуктуационный механизм температурив индуцированного ферромагнетизма в интерметаллпческих соединениях переходных металлов// Металлофизика. 1991. T.13.N 3. С.54-61.

7. Повзнер А.А., Лихачев Д.В. Ферромагнитные спиновые флуктуации в ела бых зонных антиферромагнетиках// Металлофизика. 1992. T.14.N 3. С.3-7.

8. Повзнер А.А., Лихачев Д.В., Волков А.Г. Флуктуационный ближний маг нитный порядок в зонных аятпферромагнетиках// ФНТ. 1992. T.18.N 7. С.715-721.

ЦИТИРОВАННАЯ ЛИТЕРАТУРА

1. Куликов Н.И., Тугушев В.В. Волны спиновой плотности и зонный антп ферромагнетизм в металлах// УФН. 1984. Т.144Лып.4. C.643-6S0.

2. Fawcett Е. Spin-density-wave antiferromagnetism in chromium// Rev.Mod.P 1988. V.60.N 1. P.209-283.

3. Кулатов Э.Т., Куликов Н.И., Тугушев В.В. Локализованные магнитны моменты в металлах и сплавах с ВСП-неустойчнвостью// Магнитные электронные структуры переходных металлов и сплавов: Тр. Ин-та обще! физики АН СССР.Т.З. М.: Наука, 1986. С.122-142.

' 4. Сляднаков Е.Е., Тугушев В.В. Волна спиновой плотности в упорядочен ных бинарных сплавах марганца с металлами VII и VIII групп// ФТ* 1990. Т.32Вып.8. С.2247-2254.

5. Schrieffer J.R., Wen X.G., Zhang S.C. Dynamic »pin fluctuations and t bag mechanism of bigh-re-superconductivity// Pbys.Rev.B. 1989. V.39,N 1 P.11663-11679.

6. Епг C.P. Weak itinerant antiferromagnetism. Application to TiBej 'Phys.Rev.B. 1982. V.25,N 11. P.6S22-6S37.

7. Мория Т. Спиновые флуктуации в магнетиках с коляективиэированны! злектронамн: Пер. с англ. М.: Мир, 1988, 288 с.

8. Hasegawa Н. A study of spin fluctuations in antiferromagnetic metals descrii by a nesting-type model// J.Low Temp.Phys. 1978. V.31.N 3/4. P.47-5-496

9. Фосетт Э. Волны спиновой плотности и ВСП-флугтуацпи// ФНТ. 1989. T.15.N 8. С.797-802.

0. Меньшов В.Н., Тугушев В.В. Флуктуациояный ближний порядок и его влияние на восприимчивость зонных антиферромагяетиков с магнитными примесями выше точки Нселя// ЖЭТФ. 1990. Т.98.Вып.1(7). С.359-366.

1. Повэнер А.А., Волхов А.Г., Гельд П.В. К теории слабого оонпого магнетизма переходных металлов и их соединений// ФММ. 19S4. Т.58Лып.1. С.47-53.

2. Повзнер А.А. К теории спиновых волн в оонных магнетиках// ФНТ. 1986. T.12,N 9. С.971-974.

3. Shimizu М. On the conditions of ferromagnetism by the band model.II// Proc.Phys.Soc. 19C5. V.86,N 519. P.147-157.

1. Shimizu M., Inoue J. Thermal spontaneous ferromagnetism in VjiVir intermetallic compound// J.Phys.F: Metal Phys. 1987. V.17.N 5. P.1221-1229.

5. Moriya T. On the possible mechanisms for temperature-induced ferromagnetism// J.Phys.SocJapan. 19SS. V.55.N 1. P.357-368.

3. New properties assosiated with the occurrence of d-band magnetism in the Y-Ni compounds/ D.Gignoux, RLemaire, P.MoIho, F.Tasset// J.Appl.Phys. 19S1. V.52,N 3. P.2087-20S0.

Г. Ioshpe D.M. On the possibility of the temperature-induced ferromagnetism in TiBe3 and other itinerant magnets// Mod.Phys.Lett.B. 1991. V.5,N 10. P.721-724.

i. Толкачев O.M. О флуктуационном механизме возникновения теплового магнитного момента в электронной жидкости сплава YjNirl/ ФТТ. 1989. Т.31.Вып.5. С.40-46.

I. Kim D.J., Ukon S., Tanaka. С. Phonon mechanism of temperature induced ferromagnetism// Physica B+C. 19S8. V.149.N 1-3. P.169-174.

I. Rice T.M. Band-structure effects in itinerant antiferromagnetism// Phys.Rev.B. 1970. V.2,N 9. P.3619-3630.

иоддксаЕй_в_вечать io.uo.aj Формат t>uxe4 ¿До

Бумага дпсчая Плоская печать Усл.п.л. 1,39

Уч.-изд.л. 1,28 Тирах 100 Заказ 357 Бесплатно

гедакционно-дздательскид отдел ЛМ./-ЛШ 620002, Екатеринбург.УГГУ-УМ, 8-3 учебный корпус Ротапринт УГТУ-УПИ. 620002, Екатеринбург, ЛТУ-УШ, 8-Я уч.корпус