Влияние квантовых флуктуаций на основное состояние 2D магнетиков и реализацию сверхпроводящей фазы ансамбля спиновых поляронов

• Автор: Шкляев, Андриан Анатольевич
• Шифр специальности: 01.04.07
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 2011
• Место защиты: Красноярск
• Количество страниц: 124 с. : ил.

Оглавление
Введение

1 Методы теоретического исследования квантовых магнетиков

1.1 Модель Гейзенберга

1.2 Магнетики со сложным обменным взаимодействием

1.3 Спин-поляронный механизм куперовской неустойчивости

1.4 Атомное представление

1.5 Метод двухвременных функций Грина

2 Многослойные магнитные структуры с границей раздела антиферромагнетик-ферромагнетик

2.1 Трёхмерный антиферромагнетик тетрагональной симметрии

2.2 Конечнослойная структура, содержащая границу раздела

антиферромагнетик-ферромагнетик
2.3 Резюме
3 Антиферромагнетики с четырёхспиновым взаимодействием

Оглавление
3.1 Двумерный антиферромагнетик с анизотропией взаимодействия типа лёгкая плоскость
3.2 Антиферромагнетик с четырёхспиновым взаимодействием
тетрагональной симметрии
3.3 Резюме
4 Влияние магнитных корреляций на куперовскую неустойчивость ансамбля спиновых поляронов
4.1 Локальный спиновый полярон на двумерной решётке Кондо
4.2 Эффективный гамильтониан
4.3 Уравнение для сверхпроводящего параметра порядка
4.4 Резюме
5 Нормальная и сверхпроводящая фазы спиновых поляронов
при учёте триплетных состояний
5.1 Энергетическая структура и спектральные свойства ансам-
бля спиновых поляронов при промежуточных значениях з — -обменного взаимодействия
5.2 Влияние триплетных состояний на сверхпроводящую фазу
ансамбля спиновых поляронов
5.3 Резюме
Заключение
Благодарности
Литература

Введение
На сегодняшний день одним из главных направлений исследований в физике конденсированного состояния вещества является изучение систем с сильными электронными корреляциями. Импульсом для активного исследования сильно коррелированных систем послужило открытие в 1986 году высокотемпературной сверхпроводимости [1] в соединении Ьаг-хВаСиО Купратные сверхпроводники обладают важным свойством — они имеют анизотропную структуру, состоящую из С11О2 плоскостей, разделённых различными для разных соединений промежуточными плоскостями. Связь между С11О2 плоскостями слаба и многие свойства купратов определяются именно этими квазидвумерными слоями. Сильные электронные корреляции в Си02 плоскостях являются определяющими при формировании физических свойств таких материалов. В большинстве случаев эти материалы относятся к так называемым моттовским изоляторам. Их главная особенность заключается в том, что с точки зрения стандартной зонной теории они должны были быть металлами, тогда как в действительности такие материалы в отсутствии легирования являются диэлектриками. Физическую причину такого несоответствия впервые вскрыл Мотт [2], указав на существенную роль кулоновского одноузельного взаимодействия.
При теоретическом описании свойств указанных материалов целесо-

Глава 2. Многослойные магнитные структуры с границей раздела.

ском представлении будем опускать)
= ЖМвЦ) + (2.2)
Раскрывая коммутатор в данном уравнении, получим функции Грина более высокого порядка, содержащие г-компоненту спинового оператора, например ((5 У* /+д|5'ф£)). Для получения замкнутой системы уравнений воспользуемся приближением Тябликова, т.е. функции Грина вида ((/5п,/+д|5Д) сопоставим произведение сг„((5+/|5'-,19)), где ап = (5* ;) есть узельная намагниченность п-й плоскости. Уравнения движения (2.2) в приближении Тябликова приобретают вид
= п.тбиоп - 1оп 13«я+/+д|-я» + +

+ 3 оп1_Х]8т + JcFn(S+lfSm
- - 7ап_1«5+/|5-а». (2.3)
Пусть в плоскости с номером п средняя намагниченность сг„ направлена вдоль оси квантования (ст„ > 0), тогда в соседних плоскостях сгп±1 = — оп. Таким образом, в элементарную ячейку с номером п входят узлы из двух соседних плоскостей и период решётки удваивается вдоль оси г пространственных координат. Выделим в системе А- и В- подре-шётки. В элементарную ячейку входят узлы из двух соседних плоскостей и период решётки удваивается вдоль оси г пространственных координат. Индексом Па будем обозначать плоскости из Л-подрешётки, направление средней намагниченности в которых будем считать направленным вдоль оси квантования, а индексом пв обозначим плоскости из Б-подрешётки с противоположным направлением намагниченности.