КОНДО-РЕШЁТКИ

КОНДО-РЕШЁТКИ

-регулярные решётки, образуемые ионами, металлич. соединениями или сплавами немагн. металлов с парамагн. ионами, в к-рых антиферромагн. обменное взаимодействие электронов проводимости с магн. ионами вызывает ряд характерных аномалий кине-тич., термич. и магн. свойств (см. Кондо эффект, Антиферромагнетизм). Все эти аномалии можно описать с помощью теории, в рамках к-рой считается, что "пере-

брос" магн. иона (в частности, иона с недостроенной f -оболочкой) между состояниями с разл. проекцией локализованного спина (локальные кондовские флуктуации) приводит к увеличению эфф. массы фермиевских электронов . При низких темп-pax , Т _K- темп-pa Кондо) фермиевские электроны регулярно "заскакивают" на f -оболочку (рис. 1), что проявляется в увеличении их эфф. массы (f -электроны имеют большую эфф. массу). Это, в свою очередь, приводит к образованию в окрестности уровня Ферми пика плотности состояний (резонанс Абрикосова - Сула). Ширина резонанса определяется темп-рой Кондо Т _К, а его амплитуда обратно пропорц. Т _К (рис. 2). Для одного парамагн. иона (кондо-примеси) амплитуда резонанса пренебрежимо мала по сравнению с плотностью состояний в нормальных металлах. Однако в системах, содержащих магн. ионы в каждой элементарной ячейке, она может возрасти в N _А раз (на 1 моль, N _А - Авогадро постоянная). Для реализации соотношения необходимо подавить прямое и косвенное обменные взаимодействия локализованных спинов электронов друг с другом, т. к. оно приводит к магн. фазовому переходу и замораживанию спинов в состояниях с той или иной фиксированной проекцией, что делает невозможным локальные кондовские флуктуации спина (рис. 1). Прямое обменное взаимодействие спинов можно сделать достаточно слабым, если в качестве магн. атомов взять атомы с недостроенной 4f -оболочкой ( лантаноиды )или 5f -оболочкой ( актиноиды), у к-рых радиус f -оболочки , что всегда меньше расстояния между соседними f -ионами (3-5 А).

Рис. 1. Переворот спина магнитной примеси (f -иона) с участием фермиевских электронов. Внутренней оболочке парамагнитного иона соответствует узкий энергетический уровень, попадающий в зону проводимости немагнитного металла; - энергия f -электронов, ' - энергия Ферми (k - квазиимпульс); - плотность состояний.

Рис. 2. Плотность электронных состояний в немагнитных кондо-решётках; - энергия Ферми; - энергия f -электронов, Тд. - температура Кондо.

По сравнению с Т _К темп-pa, соответствующая энергии косвенного обменного взаимодействия спинов через электроны проводимости Т _РККИ (взаимодействие Рудермана - Киттеля- Ка-суи - Иосиды), является более медленной ф-цией параметра обменного взаимодействия :

Здесь W - ширина зоны проводимости, - кратность вырождения f -уровня. В случае достаточно больших экспоненциальная зависимость "обгоняет" степенную и выполняется условие , при к-ром локальные кондовские флуктуации спина становятся столь эффективными, что фазовый переход в состояние с замороженными спинами не реализуется вплоть до самых низких темп-р. В такой ситуации возможно создание К.-р., в к-рых число магн. центров N_i в 1 моле достаточно велико , чтобы обеспечить условие , и в то же время взаимодействие магн. ионов подавлено.

Параметр , определяющий соотношение между и , зависит от степени V гибридизации s-, d- и f -состояний (см. Гибридизация атомных орбита-лей )и от положения относительно

Все известные К.-р. содержат в качестве магн. центров f -ионы Се, Sm, Eu, Tm, Yb, U, Np, у к-рых энергия f -электронов аномально близка к . Малость знаменателя и достаточно большое значение числителя в (3) и обеспечивают достаточно большое для выполнения условия . Т. о., увеличение приводит к существенному изменению свойств системы локализованных спинов, находящихся в "море" электронов проводимости в металлах. В обычных магн. металлах параметр мал, и замораживание спинов при делает невозможными кондовские флуктуации спина, поэтому резонанс в окрестности не образуется.

На практике реализуются К.-р. двух типов. В К.-р. с промежуточным значением и (СеВ ₆, СеА1₂, СеIn₃ и др.) видны кондовские аномалии сопротивления, термоэдс, теплоёмкости, магн. восприимчивости, однако в области достаточно низких темп-р тенденция к переходу в состояние с замороженными спинами оказывается доминирующей. В результате осн. состояние системы локализованных спинов является магнитным, но на характер магн. структуры кон-довские флуктуации спина оказывают заметное влияние (магн. К. - р.).

В К.-р. с (СеА1₃, CeCuSi₂, СеСu₆, UBe₁₃ и др.) доминируют локальные кондовские флуктуации, причём каждый f -нон вносит независимый вклад в усиление амплитуды g_R резонанса Абрикосова - Сула (н е м а г н. К.-р.). При этом все параметры, связанные со значением g_R, отличаются на 2-3 порядка от соответствующих параметров у нормальных металлов: немагн. К.-р. обладают гигантским электронным коэф. теплоёмкости ( пропорц. g_R), усиленным Паули парамагнетизмом (магнитная восприимчивость пропорц. g_R), аномалиями электропроводимости, термоэдс, коэф. Холла и т. д. (табл.). Темп-pa Кондо в немагн. К.-р. Т _к~2-10 К, что на 3 порядка меньше темп-ры вырождения электронного газа в нормальных металлах. Чрезвычайно узкому резонансу в немагн. К.-р. отвечают квазичастицы с эфф. массой m*~(10²-10³)m₀ (m₀ - масса свободного электрона), наз. тяжёлыми фермионами. В связи с этим немагн. К.-р. наз. также системами с тяжёлыми фермионами.

Низкотемпературные свойства немагнитных кондо-решёток по сравнению с нормальным металлом (Си)

					Скорость фермиев-ских электронов см/с
	CeCu2Si2 .....	1050	0,65-10-2	200	~105 -106
	CeAl3 ......	1650	3,6-10-2	500	~105 -106
	Сu ........	0,695	10-5- 10-6	0,1-1,0	0,6*108

Положение резонанса относительно зависит от кратности вырождения I -уровня, т. к. при T=ОК резонанс заполнен на часть. В реальных К.-р. эфф. кратность вырождения определяется соотношением между величиной расщепления f -уровня во внутрикристал-лическом поле и Т _K. Если наинизшее, отщепленное кристаллич. полем состояние является дублетом(j= = 1/2, =2) и , то и при темп-рах резонанс образуется точно на уровне Ферми (рис. 2). Если , в формировании резонанса участвуют все проекций спина, причём т. к. в реальных К.-р. (напр., в цериевых К.-р. , то резонанс несколько смещён относительно (рис. 3).

Амплитуда резонанса Абрикосова - Сула в интервале T= (0,1-10) Т _к не зависит от Т, при этом в силу условия её величина представляет собой сумму независимых вкладов всех кондо-примесей. При Т _к необходим учёт когерентности кондовских флуктуации спина, приводящей к появлению на резонансе псевдощели на уровне Ферми.

Рис. 3. Плотность электронных состояний в немагн. К.-р. с кратностью вырождения >2.

В 1979 Ф. Штеглихом (F. Steglich) в CeCu₂Si₂ была открыта "сверхпроводимость тяжёлых фермионов". В дальнейшем она обнаружена у UBe₁₃, UPt₃, URu₂Si₂. Сверхпроводники с тяжёлыми фермионами обладают необычными свойствами как в нормальном состоянии, так и в сверхпроводящей фазе. В частности, при малых значениях темп-р сверхпроводящего перехода Т _с~0,5- 0,9 К они имеют очень высокие критич. магн. поля, высокую чувствительность к примесям. Аномальные свойства сверхпроводников с тяжёлыми фермионами указывают на необычный характер сверхпроводимости, отличный от традиц. механизма БКШ. В частности, обсуждается возможность возникновения сверхпроводимости электронных пар с ненулевым орбитальным моментом, аналогичной сверхтекучести фазы А в ³ Не.

Лит.: Абрикосов А. А., Магнитные примеси в немагнитных металлах, "УФН", 1969, т. 97, с. 403; Уайт Р., Квантовая теория магнетизма, пер. с англ., 2 изд., М., 1985; Steglich F. и др., Superconductivity in the presence of strong Pauli paramagnetism: CeCu₂Si₂, "Phys. Rev. Lett.", 1979, v. 43, p. 1892; Tsvelick A. M., Wiegman n P. В., Exact results in the theory of magnetic alloys, "Adv. Phys.", 1983, v. 32, p. 453; Brandt N. В., Moshchalkov V. V., Concentrated Kondo systems, "Adv. Phys.", 1984, v. 33, p. 373; М о щ а л к о в В. В., Брандт Н. Б., Немагнитные кондо-решетки, "УФН", 1986, т. 149, в. 4, с. 585.

В. В. Мощалков.

Физическая энциклопедия. В 5-ти томах. — М.: Советская энциклопедия. Главный редактор А. М. Прохоров. 1988.