Исследование связи магнетизма и необычной сверхпроводимости в многоорбитальных моделях слоистых соединений переходных металлов

• Автор: Коршунов, М.М.
• Шифр специальности: 01.04.07
• Научная степень: Докторская
• Год защиты: 2014
• Место защиты: Красноярск
• Количество страниц: 345 с. : ил.

Содержание
Введение
Глава 1. Обзор литературы
1.1. Купраты
1.2. Кобальтиты N^0
1.3. Соединения железа: пниктиды и халькогениды
Глава 2. Зависящая от допирования зонная структура купратов в эффективной £ — і' — Ґ — ./* модели и фазовые переходы с изменением поверхности Ферми
2.1. Параметры моделей
2.2. Формулировка эффективных моделей и приближений
2.3. Результаты для р-тина купратов
2.4. Результаты для и-типа купратов
2.5. Ферми-иоверхность в ЗіЩ-^Се^СиО.!
2.6. Обсуждение
2.7. Заключение
Глава 3. Эволюция магнитного отклика с допированием в кобаль-титах КагСо02 • г/Н20
3.1. Эффективная модель сильной связи
3.2. Магнитная восприимчивость в нормальной фазе
3.3. Влияние сильных электронных корреляций на зонную структуру
3.4. Магнитный отклик в Ка^СоОг • 0.6Н2О
3.5. Обсуждение
3.6. Заключение
Глава 4. Спиновая восприимчивость в сверхпроводящей фазе ко-
бальтитов Na^CoCb • уНгО
4.1. Модель aiÿ-зоны
4.2. Модель <2Э-зон
4.3. Заключение
Глава 5. Спин-резонансный пик в неупругом рассеянии нейтронов в соединениях железа
5.1. Магнитные возбуждения в четырёхзонной модели
5.2. Несоизмеримые антиферромагнитные возбуждения и спиновый
резонанс в сверхпроводнике FeTeo.eSco.é
5.3. Спиновый резонанс в многоорбитальной модели
5.4. Обсуждение
5.5. Заключение
Глава 6. Магнитное состояние и его эволюция с допированием в пниктидах
6.1. Эволюция магнитного отклика с допированием
6.2. Температурная зависимость A$dw
6.3. Скорость спин-решёточной релаксации и однородная магнитная
восприимчивость
6.4. Заключение
Глава 7. Линейная температурная зависимость спиновой восприимчивости в соединениях железа
7.1. Теория
7.2. Сравнение с экспериментальными данными
7.3. Заключение
Глава 8. Анизотропия времени жизни квазичастиц в пятиорбитальной модели пниктидов
8.1. Модель
8.2. Метод
8.3. Собственно-энергетическая часть
8.4. Сравнение с экспериментальными данными
8.5. Заключение
Глава 9. Влияние примесей на сверхпроводящие свойства соединений железа
9.1. Вызванный немагнитными примесями переход из£±- в в++-сос.тояние
в двухзонном сверхпроводнике
9.2. Скорость спип-решёточпой релаксации 1/ТТ в ЯМР
9.3. Магнитный беспорядок в многозониых сверхпроводниках
9.4. Заключение
Глава 10. Сверхпроводящее спаривание в соединениях железа в приближении главных угловых гармоник
10.1. Спин-флуктуационная теория сверхпроводящего спаривания . .
10.2. Формализм LAHA
10.3. Влияние Гу (kp, k'F) на структуру параметра порядка
10.4. Зависимость от допирования и передопированные системы
10.5. Симметрия щели в KFe2As2 и гармоники cos4ö в LiFeAs
10.6. Обсуждение
10.7. Заключение
Заключение
Благодарности
Литература

Рис. 1.2. Зонная структура антиферромагнитного La2Cu04 (слева) и Nd2Cu04 (справа) вдоль основных направлений зоны Бриллюэна в методе LDA-fGTB [3-1].

синглетных состояний. Первое возбуждённое состояние - триплет ТМ) (М = +1,0, —1) С симметрией 3Big. Полное число собственных состояний порядка сотни.
• Следующим шагом является вычисление матричных элементов (0| Cf Ха |1о-'А), (lo-'A| Cfa |2, г), и конструирование Х-операторов для всех электронных орбиталей. Здесь значения А соответствуют Cu-dx2_y2, Cu-dz2, О-Ь, О-а или О-pz орбитали. В антиферромагнитпом ІдьСі+ф мы производим разбиение на две подрешётки А и В. соответствующие противоположным
• направлениям спина на узлах. Из-за такого разбиения в решении Хаббард-1 возникают два фактора заполнения: +тщ и +m,ß- Благодаря эффективному молекулярному полю локальный спиновый дублет big расщепляется так, что при нулевой температуре имеем: (Х^) = (Х^) = 1, (Х^") = (Х^) = 0. Зонная структура и плотность состояний в методе GTB в широкой области энергий со всеми возбуждёнными двухдырочными состояниями |2,г) была получена в работе [99]. Пустая зона проводимости формируется только одним хаббардовским фермионом Х^'а. Она отделена щелью с переносом заряда Uejf = Ест ~ 2 эВ от заполненной валентной зоны. Валентная зона, имеющая ширину порядка
• эВ, сформирована большим числом хаббардовских фермионов Xrj'21 и состоит из ряда узких зон. Если нас интересует небольшое энергетическое окно вблизи