Развитие теории спинового полярона в двумерных антиферромагнетиках типа ВТСП

• Автор: Белемук, Александр Михайлович
• Шифр специальности: 01.04.07
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 2001
• Место защиты: Троицк
• Количество страниц: 109 с.

ОГЛАВЛЕНИЕ
ВВЕДЕНИЕ
ГЛАВА I Роль сильных электронных корреляций в
высокотемпературных сверхпроводниках
1.1 Магнитная подсистема плоскостей СиОч ’
1.2 Модели с сильной электронной корреляцией для слоя оксида меди
1.2.1 Трехзонная модель Хаббарда-Эмери. Эффективный гамильтониан
1.2.2 Однозонная модель Хаббарда, і — .7 модель
1.3 Трапспортпыс свойства высокотемпературных
сверхпроводников
ГЛАВА II Спин- поляронные возбуждения в двумерной
решетке Кондо со спиновой фрустрацией
2.1 Особенности дырочного спектра. Модельный гамильтониан
2.2 Результаты и обсуждение
ГЛАВА III Эволюция ферми- поверхности купратов на основе
спин- поляронного подхода
3.1 Постановка задачи
3.2 Гамильтопиап и метод вычислений
3.3 Базисные операторы и приближения
3.4 Результаты и обсуждение
ГЛАВА IV Роль квазинестинга и магнонной моды на антиферромапштном векторе для оптической проводимости
двумерного допированного антиферромагнетика

4.1 Постановка задачи
4.2 Модель и спин- поляролпос описапис спектра носителей
4.3 Особенности спиновой подсистем
4.4 Инфракрасная проводимость
4.5 Результаты и обсуждение
ЗАКЛЮЧЕНИЕ
ПРИЛОЖЕНИЕ А
ПРИЛОЖЕНИЕ Б
ПРИЛОЖЕНИЕ В
ЛИТЕРАТУРА

Введение
Открытие высокотемпературной сверхпроводимости в медно- оксидных системах (купратах) привело к интенсивному исследованию систем с сильными электронными корреляциями [1, 2, 3]. Главной чертой всех этих материалов является определяющая роль сильных электронных корреляций. Это приводит к электронным свойствам, которые необычны по сравнению со свойствами обычных металлов. Помимо многих отличий материалы купратных сверхпроводников имеет общие важные свойства. А именно, все они имеют резко анизотропную структуру, состоящую из плоскостей CuO'z, разделенных различными для разных материалов промежуточными слоями. Несмотря па огромные различия в строении элсмсптарпой ячейки электронные свойства купратов почти схожи. Это объясняется определяющей ролью CuOz плоскостей. Связь между плоскостями СиО-2. очень слаба, что приводит к огромному отношению сопротивления рс/раЬ >• 1, анизотропии длины когерентности и ряда других свойств. Промежуточные слои служат главным образом в качестве резервуаров заряда для плоскостей Cit02. Поэтому свойства купратов классифицируются по уровню допирования плоскости Си02.
Основные купратные соединения, например, лантановые LazCuO^, иттриевые YBazCu-iOfi или висмутовые BizSi'zCaCu-zOs, представляют из себя моттовские изоляторы, в которых эффекты сильных корреляций ответственны за образование зоны с половинным заполнением и с корреляционной щелью ~ 2 эВ. Спиновые степени свободы такого изолятора могут быть хорошо описаны свойствами двумерного ан-тиферромагаетика с 5 = 1/2 (модель Гайзенберга).
При дырочном допировании купраты переходят либо в металлическое, либо в сверхпроводящее состояние. В теоретических подходах считается, что паипизшим состоянием с лишней дыркой в плоскости CuOi будет аналог синглета Занга- Райса, т.е. синглетная суперпозиция СиЫх2_у2 орбитали и когерентной комбинации четырех соседних 02рх/02ру орбиталей. Движение такого синглета по решетки Си2+ ионов часто рассматривают, как движению дырки в рамках однозонного эффективного гамильтониана.
В настоящее время имеются многочисленные свидетельства того, что существенные особенности электронных свойств допированного антиферромагнетика можно объяснить в рамках эффективной однозонной модели коррелированых электронов,

В проекционном методе новые операторы апроксимируются проекциями па пространство базисных операторов:
Вк,;^^(к)4,„ 1(к) = Р(к )К~ Оч(к) = <{вк,г,Л+.}). (3.9)

После подстановки приближенных выражений для операторов /?к г (9) в уравнение движения (8) система уравнений (8) для гриновских функций ^Лк,;|Лк^ становится замкнутой и ее можно представить в матричной форме
[шЕ - бк-1) а = К (3.10)
где Е едшшчпая матрица.
Спектр квазичастиц е(к) определяется полюсами функции Грина С? и находится из уравнения
с1еЦКе(к) — Б —
3.3 Базисные операторы и приближения
В качестве первых трех базисных операторов выбираются операторы, которые описывают состояния локального спинового полярона
1 1 Лн.,1 = - (са+а* + ся-а^); Лв.,2 = 2^СК+а!^ + Дй,з = (3-11)
Их суперпозиция дает полярон Занга-Райса и состояние голой дырки. В частности,
2 л 2 л
С^=1+ехР(*Мк’1; Ск'^1+ехр(^)Лк'2; °к^ = 7м^е СК+**Ы
(3.12)
Спектр элементарных возбуждений в рамках приближения локального полярона (ПЛП) исследовался ранее [69]. В частности, было установлено, что фрустрация в спиновой подсистеме и кислород-кислороднные прыжки могут объяснить появление протяженной седловой точки в спектре. Однако недостаток ПЛП заключается в том, что спектр элементарных возбуждений оказывается зависящим от спин-спиновых корреляционных функций, отвечающих только ближнему порядку (даже при нулевой температуре Т = 0). Таким образом, ПЛП не учитывает влияние спинового дальнего порядка, на е(к).