Высокочастотные свойства и коллективные возбуждения в антиферромагнетиках с коллективизированными магнитными электронами

• Автор: Баранник, Евгений Александрович
• Шифр специальности: 01.04.02
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 1983
• Место защиты: Харьков
• Количество страниц: 107 c. : ил

1. ДВУХЗОННЫЙ АНТИФЕРРОМАГНЕТИЗМ

1.1. Основное состояние

1.2. Коллективные возбуждения

1.3. Высокочастотная восприимчивость и магнитное рассеяние медленных нейтронов

Выводы

2. ВОЛНА СПИНОВОЙ ПЛОТНОСТИ

2.1. Основное состояние

2.2. Коллективные возбуждения

2.3. Высокочастотная восприимчивость и магнитное рассеяние медленных нейтронов

Выводы
3. ВЛИЯНИЕ АНИЗОТРОПИИ НА СПЕКТРЫ СПИНОВЫХ ВОЛН И РАССЕЯНИЕ МЕДЛЕННЫХ НЕЙТРОНОВ В ВСП
3.1. Высокочастотная восприимчивость
3.2. Магнитное рассеяние медленных нейтронов
Выводы
4. СПИРАЛЬНЫЙ АНТИФЕРРОМАГНЕТИЗМ
4.1. Основное состояние
4.2. Антиферромагнитные спиновые волны
Выводы
ЗАКЛЮЧЕНИЕ
ЛИТЕРАТУРА

ПРИНЯТЫЕ СОКРАЩЕНИЯ

т - оператор одночастичной энергии
,П(Р) к Г) - одночастичная матрица плотности
- корреляционная функция Ландау
р=(р,д - 4- импульс квазичастиц
„ &(р) - одночастичная функция Грина
Яй&ВД) - вершинная функция двухчастичного взаимодействия
бь'ч - двухрядные матрицы Паули
9(£) - энергетическая плотность числа состояний
4 квазичастиц
- фермиевская скорость
Р. - фермиевекий импульс
"т - плотность магнитных электронов
И - химический потенциал
, і 1е№ - магнетон Бора
^ 2т с
Рп - магнитный момент нейтрона
І* - температура Нееля
т(?) - плотность магнитного момента
Х}Н(^М) - тензор высокочастотной магнитной восприим-
чивости
а - постоянная решетки
8 - вектор обратной решетки

Согласно современным представлениям об электронной структуре Зс( -металлов и их сплавов магнитные электроны в этих веще
ствах нельзя считать ни полностью коллективизированными, ни полностью локализованными; прямое и косвенное обменные взаимодействия играют при этом равную роль [7,30,37] . Поэтому существующая в настоящее время теория магнитоупорядоченных состояний 3с1 -металлов и их сплавов основана на двух взаимодополняющих моделях: модели спинов, локализованных в узлах кристаллической решетки, и модели коллективизированных с(-электронов, в которой последние заполняют энергетическую зону конечной ширины.
Для ферромагнетиков коллективные модели разработаны достаточно полно [2,18,32,73,89] ; одной из наиболее популярных является модель Стонера [89] или (несколько обобщающая ее) модель ферромагнитной Ферми-жидкости [2,32] . Предсказанное в рамках этой модели поведение намагниченности было обнаружено экспериментально для 2г2П2[80] . в теоретических [93] и эксперименталь -ных [45,68] работах было показано, что модель Стонера дает возможность количественно описать так называемый слабый ферромагнетизм, т.е. ферромагнитное упорядочение, характеризуемое малой спонтан -ной намагниченностью ( П1«рьЛт, ГП - намагниченность, |1в -
магнетон Бора, Пт - плотность магнитных электронов). Высокочастотные свойства и спектр коллективных возбуждений (в частности, магнонные ветви спектра) ферромагнетиков исследовались в рамках коллективных моделей, например, в [2,39, 50, 63] , а магнитное рассеяние медленных нейтронов и критические явления вблизи точки Кюри - в [73]
В отличие от ферромагнетизма, для антиферромагнетизма коллек-

(М0!
где интегральный оператор — Т Д Ьр ^ ^^{рр • 2ти же УРав_

нения получаются из (1.2.14) - (1.2.15), если
^4(^^)4йм^"х,4йв-Г)т
дг„ I # «>« 4 А «2.«,^, 4 Л?-«.«
~г" )*%Г (‘ГГ-І&ИУ -і ДЛ,
откуда следует (I.I.10).
Интегрируя левую и правую часть уравнения (2.2.6) по квазиимпульсу р и пренебрегая членами, содержащими интегралы от не-четных по ^ и КЯУ величин, находим систему уравнений для интегральных амплитуд колебаний
<2-2-10)
+п'.»(^+^)4ф(1,
МЩ+А>)0Ж
(2.2.12)
= -ЧЛШ,
П»Л> =П0^р493(о4)-гПи5?^/,фс1, (2-2.13)
Пі.|^і = Пи^?О^^(с4)-По40о(5ч(1), (2.2.14)