Универсальные свойства сильно коррелированных металлов

• Автор: Попов, Константин Геннадьевич
• Шифр специальности: 01.04.07
• Научная степень: Докторская
• Год защиты: 2011
• Место защиты: Сыктывкар
• Количество страниц: 269 с. : ил.

ОГЛАВЛЕНИЕ

Введение б
ГЛАВА 1. Обзор состояния проблемы теоретического описания сильно-
коррелированных Ферми систем.
1.1. Введение
1.2. Квантовые фазовые переходы и аномальное поведение сильно коррелированных Ферми систем
1.3. Цели и границы диссертации
ГЛАВА 2. Ферми-жидкость с фермионным конденсатом. _
2.1. Теория Ландау ферми-жидкости
2.2. Уравнение для эффективной массы и скейлинговое поведение . .
2.3. Ферми конденсатный квантовый фазовый переход
2.3.1. Параметр порядка ФККФП
2.3.2. Квантовый протекторат, связанный с ФККФП
2.3.3. Влияние ФККФП на систему при конечных температурах
2.3.4. Фазовая диаграмма ферми-системы с ФККФП
2.4. Закон дисперсии и форма контура линии одночастичного возбуждения
ГЛАВА 3. Электронная жидкость с фермионным конденсатом в магнитном поле
3.1. Фазовая диаграмма электронной жидкости в магнитном поле . .
3.2. Зависимость эффективной массы от магнитного поля в металлах
с тяжелыми фермионами и ВТСП
ГЛАВА 4. Появление ФККФП в Ферми системах
ГЛАВА 5. Высоко коррелированная Ферми жидкость в ТФ металлах
5.1. Зависимость эффективной массы М* от магнитного поля .... 81 5.2-. Зависимость эффективной массы М* от температуры и затухание
квазичастиц
5.3. Скейлинговое поведение эффективной массы
5.3.1. Схематическая фазовая диаграмма ТФ металла
5.4. Не-ферми жидкостное поведение УЪШ12
5.4.1. Удельная теплоемкость и коэффициент Зоммерфельда
5.4.2. Намагниченность
5.4.3. Продольное магнетосопротивление
5.4.4. Магнитная энтропия
5.4.5. Энергетические шкалы
5.5. Электрическое сопротивление металлов с тяжелыми фермионами
5.6. Магнитная восприимчивость и намагниченность СеШд^г
5.7. Поперечное магнетосопротивление в НР металле СеСо1п
5.8. Восстановление ферми-жидкостного поведение при наложении магнитного поля и спин-решеточные частоты релаксации в УЪСи5_хАих •
5.9. Соотношение между критическими магнитными полями Всо и Вс
в ТФ металлах и ВТСП
5.10. Скейлинговое поведение ТФ ферромагнетика СеРсф-хШт*
ГЛАВА 6. Металлы с сильно коррелированной электронной жидкостью
6.1. Энтропия, линейное расширение и закон Грюнайзена

6.2. T — В фазовая диаграмма YbRh2Si2, коэффициент Холла и намагниченность
6.3. Металлы с тяжелыми фермионами в непосредственной близости
от квантовой критической точки
ГЛАВА 7. Скейлинговое поведение систем с тяжелыми фермионами
7.1. Квантовая критичность в 2D 3Не
7.2. Изломы термодинамических функций
7.3. Металлы с тяжелыми фермионами и метамагнитные фазовые переходы
ГЛАВА 8. Асимметрия проводимости в металлах с тяжелыми фермионами и высокотемпературных сверхпроводниках
8.1. Нормальное состояние
8.1.1. Подавление асимметричного дифференциального сопротивления в YbCu5_xAlx магнитным полем
8.2. Сверхпроводящее состояние
ГЛАВА 9. Влияние ФККФП на фазовые переходы в металлах с тяжелыми фермионами
9.1. Сравнение В — Т фазовых диаграмм для YbRh2Si2 и CeCoIns
9.2. Трикритическая точка в В — Т фазовой диаграмме YbRh2Si
9.3. Энтропия YbRh2Si2 при низких температурах
ЗАКЛЮЧЕНИЕ
ПРИЛОЖЕНИЕ А. Сверхпроводящее состояние в присутствии ферми-
онного конденсата
А.1. Сверхпроводящее состояние при Т

При Т —> 0, из уравнений (2.1) и (2.5) получают стандартное решение п(р,Т —> 0) —* в(р],' — р), если производная де(р ~ Рд)/ф конечна и положительна. Здесь 9(рр —р) является ступенчатой функцией. Энергия квазичастицы может быть аппроксимирована выражением е(р ~ р^) — р, = р^(р — рр)/М*ь. где М|. обратно пропорциональная производной, является эффективной массой квазичастицы Ландау [18,19]
1 1<гф,г = о)
М£ — р ф . ' ;
Подразумевается, что является положительной и конечной на поверхности Ферми. В результате Т-зависящие поправки к М£, к энергии квазичастиц е(р) и к другим величинам начинаются с члена, пропорционального Т2. Эффективная масса связана с "голой" массой электрона т хорошо известным уравнением Ландау [18-20]
Щ т рАр
дпа1{ръТ) с?р 1 ,п ^
Х ^ (2я)з-
Здесь (рн, ра), — амплитуда Ландау, зависящая от импульсов р и рг,
спинов а. Для простоты мы опускаем спиновую зависимость эффективной
массы, поскольку в случае однородной жидкости и слабых магнитных полей
М£ не зависит заметно от спина. Амплитуда Ландау Л задается выражением
-РфДр, ра, п) = -——у (2-8)
5п«г(р)5п01(р1)
Устойчивость нормального состояния ЛФЖ определяется условиями По-меранчука: система теряет устойчивость, когда хотя бы одна из амплитуд Ландау становится отрицательной и достигает некоторой критической величины [19,20,48]
> —(2Л + 1). (2.9)