- ЗОННЫЙ МАГНЕТИЗМ
- ЗОННЫЙ МАГНЕТИЗМ
-
- магнетизм металлов и сплавов, интерпретируемый в рамках моделей, основанных на зонной теории. Типичные представители зонных магнетиков (ЗМ) - переходные металлы Fe, Co, Ni, Сr, Мn, их сплавы и соединения. <Энергетич. спектр переходных металлов представляет собой широкую sp-зону, в к-рую погружена система пяти узких пересекающихся d-зон (рис. 1) [1].
Рис. 1. Схематическое изображение плотности состояний переходных металлов. В условиях, когда ферми-уровень EF лежит в пределах d-зоны, плотность уровней r(E) вблизи EF гораздо выше, чем в sp-зоне.По сравнению с типичными зонами проводимости sp-электронов d-зоны имеют меньшую ширину, но плотность энергетич. уровней в них оказывается гораздо выше плотности уровней sp-электронов в той же области энергий, где расположены d-зоны. Об этом свидетельствует существенный вклад d-электронов в низкотемпературную теплоёмкость С эл=g Т, где g~r(EF), т. е. значению плотности состояний на ферми-уровне. Коэф. g у переходных металлов на порядок величины больше, чем у нормальных [2]; d-электроны переходных металлов по своим свойствам занимают промежуточное положение между локализованными и коллективизированными электронами. Оценки энергии связи электронов в кристалле и исследование ферми-поверхностей свидетельствуют о значит. степени коллективизации d-электронов. Так, ср. магн. моменты на атом в переходных металлах в единицах m Б(m Б - магнетон Бора)являются дробными, в то время как магн. моменты изолированных атомов в единицах m Б- целые числа; кроме того, измеренное значение g-фактора у переходных металлов близко к 2 (значение g=2 отвечает модели свободных электронов). Напр., магн. момент у Ni составляет 0,583m Б, у Fe-2,177m Б, у Со- 1,707m Б [3]; дробность значения магн. момента свидетельствует о том, что спонтанная намагниченность в этих металлах создаётся коллективизированными электронами. Рассеяние медленных нейтронов на спиновых волнах в этих веществах хорошо описывается как в рамках Гейзенберга модели, основанной на представлении о локализованных магн. моментах [4], так и в рамках модели коллективизированных электронов [5].Распределение зарядовой плотности в ферромагн. металлах (Fe, Ni, Co) близко к атомному [3]. Двойств. характер поведения d-электронов обусловлен тем, что перекрытие d-орбиталей соседних атомов в переходных металлах оказывается значительным, и электроны имеют возможность перемещаться по всему образцу. В результате атомный d-уровень уширяется и образуется d-зона. В то же время между d-электронами существует кулоновское взаимодействие. Наиб. значит. вклад в энергию взаимодействия вносит кулоновское отталкивание электронов с противоположными направлениями проекции спина, находящихся вблизи одного и того же узла кристаллич. решётки. Энергия взаимодействия двух таких электронов
где Ф i(r) - функция Ванье для d-электрона, локализованного вблизи иона, расположенного в узле i кристаллич. решётки. Оценки показывают, что для двух электронов, находящихся на расстоянии r~а 0, т. е. Бора радиуса, U~10 эВ. Для электронов, локализованных на соседних узлах решётки, эта энергия на порядок меньше [6, 7].Наиб. существенным обстоятельством для появления магн. порядка в переходных металлах является то, что энергия U в этих металлах больше ширины d-зоны (U б W, где W~1эВ - ширина d-зоны). В этом случае кулоновское межэлектронное взаимодействие существенно влияет на движение d-электронов и в силу этого радикально меняет их плотность состояний. Как будет показано ниже, именно это взаимодействие приводит к раздвижке энергетич. зон электронов с разными направлениями спина и возникновению спонтанной намагниченности [7]. Простейшим образом, не учитывая орбитального вырождения и пренебрегая взаимодействиями, проявляющими себя на больших расстояниях, гамильтониан 3. м. можно записать в след. виде (см. Хаббарда модель):
Здесь tij - интеграл переноса электрона между узлами i и j, a+is(ais) - оператор рождения (уничтожения)электрона с проекцией спина s/2 на узле i(j), пsi=a+isais - оператор числа электронов с ориентацией спина а на узле i, s принимает значения +1 и -1 [5]. Первый член гамильтониана описывает переходы электронов с узла на узел, а второй - кулоновское взаимодействие электронов с противоположными направлениями проекций спина на одном узле решётки. В рамках среднего поля приближения пsi п -si заменяется на пsi<п -si>, т. е. считается, что на электрон, находящийся в узле i и обладающий проекцией спина s/2, действует ср. поле U< п -si> создаваемое электронами с противоположной ориентацией спина. В этом случае гамильтониан модели Хаббарда после преобразованияФурье переходит в гамильтониан Стонера модели[8]:
где k - импульс, t(k)- закон дисперсии невзаимодействующих электронов (фурье-образ интеграла переноса tij), т - ср. намагниченность на атом. Именно с этой моделью связаны осн. представления о 3. м. <Для того чтобы система коллективизированных электронов обладала намагниченностью, необходимо, чтобы подзоны электронов с проекциями спинов +1/2 и -1/2 были по-разному заполнены. В рамках данной модели это достигается простейшим способом: предполагается, что кулоновское взаимодействие между электронами приводит лишь к раздвижке подзон электронов с разными проекциями спина, причём закон дисперсии и плотность состояний не изменяются. Схематически это изображено на рис. 2.Ср. число электронов с ориентацией спина а и импульсом k определяется ф-цией распределения Ферми:
где b=(kt)-1, Esk=t(k)-sUm/2. Намагниченность т системы d -электронов определяется разностью числа электронов с ориентацией спинов по намагниченности и числа электронов с ориентацией спинов против намагниченности:
Это ур-ние определяет величину суммарного магн. момента d -электронов металла при любой темп-ре. Среди его решений всегда имеется тривиальное решение m=0, а темп-pa, при к-рой появляется нетривиальное решение m№0, представляет собой темп-ру Кюри ( Т C )в данной модели. Значение Т C определяют из ур-ния, к-рое получается при дифференцировании левой и правой частей ур-ния для магн. момента по m в точке m=0. Существование ферромагнетизма возможно, если TC>0. Полагая TC=0, получим критич. условие возникновения ферромагнетизма в данной модели - критерий Стонера:Ur(EF)> 1,где r(EF) - значение плотности электронных состояний на ферми-уровне. Как видно из этого условия, для возникновения ферромагнетизма в модели Стонера необходимо, чтобы достаточно большими были как энергия взаимодействия d -электронов, так и плотность состояний на уровне Ферми. Т. о., уже для самой простой модели ферромагн. металла оказывается, что темп-pa перехода и само существование ферромагн. состояния определяется структурой энергетич. зон электронов, значением плотности состояний вблизи поверхности Ферми и раздвижкой подзон электронов с разл. проекцией спина.
Рис. 2. Схематическое изображение зонного расщепления для модели Стонера: r+(E) - плотность уровней в подзоне, где спины электронов ориентированы по направлению намагниченности; р -(E) - плотность уровней в подзоне антипараллельных спинов.Детальное исследование модели Хаббарда показывает, что раздвижка зон при росте U, достигнув величины W, перестаёт увеличиваться и форма электронных зон существенно меняется при переходе из парамагн. состояния в ферромагнитное [9]. Схематически это изображено на рис. 3. Структура энергетич. зон определяет и осн. состояние, и равновесные термодинамич. свойства системы, такие, напр., как зависимость магн. момента от темп-ры, к-рая связана с одноэлектронными возбуждениями. Дополнит. вклад в термодинамич. характеристики дают коллективные возбуждения типа спиновых волн. Наиб. успешно для количеств, расчёта свойств 3. м. в осн. состоянии применяется метод функционала спиновой плотности. В рамках этого подхода точный гамильтониан системы взаимодействующих электронов заменяется гамильтонианом газа невзаимодействующих частиц в эфф. нелокальном потенциале.
Рис. 3. Схематическое изображение зонного расщепления при последовательном учёте межэлектронного кулоновского взаимодействия.В приближении локальной спиновой плотности удаётся показать, что критерий Стонера справедлив только для ферромагн. переходных металлов Fe, Co, Ni (при Т=0)[10]. Однако при конечных темп-pax свойства 3. м. описать на основе теории Стонера не удаётся. В рамках этой теории невозможно согласовать большие (~1 эВ) значения энергии межзонного расщепления, необходимые для создания измеряемого на эксперименте магн. момента насыщения, и низкие (~1000 К) темп-ры Кюри переходных металлов. Кроме того, не удаётся объяснить наблюдаемое экспериментально кюривейсовское поведение восприимчивости при темп-pax выше темп-ры Кюри (см. Кюри - Вейса закон). Слишком высокое по сравнению с экспериментальным значение темп-ры Кюри, получаемое в рамках теории Стонера, свидетельствует о том, что осн. ферромагн. состояние разрушается не стонеровскими возбуждениями (т. е. возбуждениями, создаваемыми при переходе одного электрона из зоны с ориентацией спина +1/2 B зону с ориентацией спина -1/2), а коллективными флуктуациями спиновой плотности. <На основе преобразования Стратоновича - Хаббарда [11] Т. Мория (Т. Moriya) с соавторами развил теорию спиновых флуктуации [11]. С помощью этого преобразования они заменили систему взаимодействующих спинов системой невзаимодействующих спинов в произвольно флуктуирующих полях. Рассчитанное в рамках этой теории значение темп-ры Кюри хотя и выше эксперим. значения, но значительно ниже рассчитанного в рамках теории Стонера. Температурная зависимость восприимчивости c при повышении темп-ры в согласии с экспериментом переходит от кюривейсовской [c=С/(Т-q)] к паулиевской (c=const). Однако спин-флуктуационная теория далека от завершения и во многом дискуссионна. В целом до настоящего времени полное и адекватное описание термодинамич. свойств ЗМ отсутствует. <В ЗМ может возникать не только ферромагн. порядок. Эксперименты по рассеянию нейтронов в Сr, a-фазе Мn и g-фазе Fe показывают, что в спектрах рассеяния возникает ряд пиков, свидетельствующих о существовании в этих материалах антиферромагн. упорядочения. Наиб. интересен с точки зрения магнетизма коллективизированных электронов хром, существенно отличающийся от обычных антиферромагнетиков. Во-первых, в чистом Сr длина волны спиновой плотности несоизмерима с периодом кристаллической решётки. Волновой вектор этой структуры Q с компонентами [2p(1-d)/а; 0; 0] (а - постоянная решётки, d=0,05) направлен вдоль одной из осейтипа [100] и слабо зависит от темп-ры. Во-вторых, выше Нееля точки Сr (TN=312 К) не существует локализованных магн. моментов. Ср. магн. момент на атом Сr равен 0,46 m Б. При 120 К в Сr происходит магнитный фазовый переход (спин-флип переход с переориентацией магн. моментов). Поперечная модуляция магн. моментов сменяется продольной. Существование антиферромагн. структуры, несоизмеримой с постоянной кристаллич. решётки, <связано с явлением нестинга - наличием вкладывающихся участков ферми-поверхности у хрома [12]. Лит.:1) М о t t N. F., Electrons in transition metals, "Adv. Phys.", 1964, v. 13, p. 325; 2) А ш к р о ф т Н., Мермин Н., Физика твердого тела, пер. с англ., т. 1, М., 1979; 3) В о н с о в с к и й С. В., Магнетизм, М., 1971; 4) L у n n J. W., Temperature dependence of the magnetic exicitations in iron, "Phys. Rev.", 1975, v. В 11, p. 2624; 5) I z u у a m а Т., Kim D.-J., Kubo R., Band theoretical interpretation of neutron diffraction phenomena in ferromagnetic metals, "J. Phys. Soc. (Jap.)", 1963, v. 18, p. 1025; 6) H u b b a r d J., Electron correlations in narrow energy bands, 2, "Proc. Roy. Soc.", 1964, v. A 277, p. 237; 7) М а т т и с Д., Теория магнетизма, пер. с англ., М., 1967; 8) S toner E. G., Collective electron ferro-magnetism, "Proc. Roy. Soc.", 1938, v. A 165, p. 372; 9) Ведяев А. В., Николаев М. Ю., Концентрационный фазовый переход в модели Хаббарда, "Письма в ЖЭТФ", 1985, т. 41, с. 18; 10) Janak J. F., Uniform susceptibilities of metallic elements, "Phys. Rev.", 1977, v. В 16, p. 255; 11) Hubbard J., Calculation of partition function, "Phys. Rev. Lett.", 1959, y. 3, p. 77; 12) М о r i у а Т., Recent progress in the theory of itinerant electron magnetism, "J. Magn. and Magn. Mater" 1979, v. 14, p. 11; 13) КуликовН. И., Тугушев В. <В., Волны спиновой плотности и зонный антиферромагнетизм в металлах, "УФН", 1984, т. 144, с. 643. А. В. Ведяев, М. Ю. Николаев.
Физическая энциклопедия. В 5-ти томах. — М.: Советская энциклопедия. Главный редактор А. М. Прохоров. 1988.
.