Основное состояние и фазовые переходы в сильно коррелированных ферми-системах

• Автор: Кудасов, Юрий Бориславович
• Шифр специальности: 01.04.07
• Научная степень: Докторская
• Год защиты: 2003
• Место защиты: Б.м.
• Количество страниц: 263 с. : ил.

Список основных сокращений и обозначений:

1. Вариационная теория основного состояния сильно

коррелированных ферми-систсм

1.1. Теория почти локализованной ферми-жидкости (ПЛФЖ) при

ненулевых температурах и произвольных магнитных полях

1.1.1. Вариационный метод в теории сильно коррелированных ферми-систем

1.1.2. Обобщение теории ПЛФЖ на случай ненулевых температур и произвольных магнитных полей

1.1.3. Магнитная фазовая диаграмма УгОг и родственных соединений

1.1.4. Линия плавления и кинетика плавления 3Не в сверхсилыюм магнитном поле при сверхнизких температурах..:

1.1.5. Заключение к главе 1

1.2. Теория ближнего порядка в сильно коррелированных системах

1.2.1. Экспериментальное наблюдение ближнего порядка
1.2.2. Теории среднего поля и феноменологические теории ближнего порядка в ферми-системах
1.2.3. Пробная вариационная функция основного состояния с ближним порядком
1.2.4. Расчет энергии основного состояния в молекулах и кластерах
1.2.5. Расчет энергии основного состояния кристалла с учетом ближнего порядка (модель Хаббарда, ПМ фаза, половинное заполнение)
1.2.6. Энергия основного состояния в модели Хаббарда в магнитном
поле: влияние ближнего порядка на метамагнитные переходы
1.2.7. Основное состояние в антиферромагнитной фазе
1.2.8. Спектр элементарных возбуждений сильно коррелированной системы

1.2.9. Расчет энергии основного состояния в модели Кондо-Хаббарда
1.2.10. Заключение к главе 1
2. Экспериментальные исследования основного состояния и фазовых переходов сильно коррелированных веществ в сверхсилыюм магнитном поле
2.1. Техника экспериментов со сверхсильным магнитным полем
2.1.1. Взрывомагнитные генераторы
2.1.2. Техника измерения сверхсильного магнитного поля
2.1.3. Заключение к главе 2
2.2. Исследование УВа2Сщ07-хСВЧMemodoxt
2.2.1. Микроволновый отклик и состояние ВТСП в магнитном поле
2.2.2. Техника измерения комплексных коэффициентов пропускания
и отражения ВТСП в сверхсильном магнитном поле
2.2.3. Методика вычисления комплексной проводимости пленки
2.2.4. Разогрев сверхпроводящей пленки импульсным магнитным полем
2.2.5. Экспериментальное исследование YBajCujC^.x в сверхсилыюм магнитном поле
2.2.6. Магнитная фазовая диаграмма УВагСизС)?* в сверхсильном магнитном поле
2.2.7. Заключение к главе 2
2.3. Исследование фазового перехода полупроводник - металл в FeSi
2.3.1. Индукционная техника измерения намагниченности
2.3.2. Усовершенствованные ВЧ методики измерения проводимости
(на проход и на отражение)
2.3.3. Результаты исследования фазовой диаграммы FeSi
2.3.4. Заключение к главе 2
3. Принципы работы твердотельного размыкателя тока на фазовом переходе металл-изолятор
3.1. Диффузия магнитного поля в вещество при фазовом переходе
металл-изолятор

3.1.1. Размыкание электрического тока при фазовом переходе металл-изолятор
3.1.2. Аналитическая модель волны переключения
3.1.3. Численные расчеты диффузии магнитного поля при переходе металл-изолятор
3.1.4. Заключение к главе 3
3.2. Термомагнитная неустойчивость фазового фронта металлизолятор
3.2.1. Аналитическая модель развития термомагнитной неустойчивости
3.2.2. Численные расчеты развития термомагнитной неустойчивости
3.2.3. Заключение к главе 3
3.3. Сильноточный размыкатель на фазовом переходе металл-изолятор
3.3.1. Основные элементы и принципы работы
3.3.2. Конструкция макета сильноточного размыкателя и экспериментальные результаты
3.3.3. Заключение к главе 3
Заключение
Список использованных источников

магнитном поле. Расчет смещения давления, выполненный в работе [21], показан на рис. 7 (линия 3). Видно, что при больших температурах экспериментальная кривая стремится к равновесному значению.
В работе [20] автором были указаны некоторые методические недостатки при анализе экспериментальных данных. В работе [159] после быстрого плавления твердой фазы с очень высоким значением начального магнитного момента (80%) была получена сильно поляризованная жидкость 3Не, которая затем медленно релаксировала при почти постоянной температуре (~0,08 К). Измерялся магнитный момент жидкости М и теплота Q, выделяемая при релаксации. Эффективное магнитное поле Вед вычислялось затем из следующего выражения: Q = -цп(Bcff - Ви)К{, где /лп - ядерный магнитный
момент 3Не, Ва - приложенное магнитное поле. Отсюда была получена зависимость момента от Bm=Beff-Ba, которая была близка к линейной. Эта зависимость была принята в [159] в качестве доказательства того, что переход первого рода при моментах до т=0,6 отсутствует, потому что при его наличии жидкость должна была бы расслоиться на две фазы, а Вт выйти на плато. В этих рассуждениях, однако, совершенно игнорируется скрытая теплота перехода, а при данном методе вычислений она приведет к завышению Вт. В пользу того, что Вт в работе [159] завышено, говорит также и следующий факт. Если вычислить смещение давления при плавлении по графику Вт от т [159] (поскольку т здесь не ограничено критическим значением, то момент жидкости равен начальному моменту твердой фазы [162]), то получим 8Р»3 бара. В то же время экспериментально получено значение 5Р«1 бар [158] для тех же условий.
Сравнивая теорию ПЛФЖ с другими теориями, следует отметить следующее. В пределе от-» 1 локализованное состояние ПЛФЖ для 3Не явно нефизичное, и здесь теории индуцированного взаимодействия и почти метамагнитной жидкости оказываются предпочтительнее. С другой стороны, они являются теориями среднего поля, поэтому трудно ожидать, что они будут корректны для описания сильного короткодействующего взаимодействия при умеренных т. Таким образом, остается открытым вопрос о существовании перехода первого рода в сильно намагниченное состояние. Ответ на него можно получить из опытов по быстрому плавлению 3Не. Обратим внимание на то, что в работе [158] начальный момент заметно превосходил критическое значение при низкой температуре. Тогда в теории ПЛФЖ дальнейшее увеличение начального момента не приведет к изменению смещения давления.