Устойчивость магнитных состояний металлических наносистем

• Автор: Бессараб, Павел Федорович
• Шифр специальности: 01.04.02
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 2013
• Место защиты: Санкт-Петербург
• Количество страниц: 110 с. : ил.

Оглавление
Введение ■
1 Теория активационных переходов для магнитных систем
1.1 Статистическое описание магнитных переходов
1.2 Теория переходного состояния для магнитных степеней свободы
2 Моделирование неколлинеарных магнитных состояний

2.1 Обзор методов
2.2 Неколлинеарная модель Александера-Андерсона: приближение среднего
поля и процедура самосогласования
2.3 Метод рекурсий и расчет матричных элементов функции Грина
2.4 Магнитная теорема о силах и эффективный алгоритм расчета градиента
энергии
3 Поиск седловых точек на многомерных поверхностях
3.1 Обзор методов
3.2 Метод “подталкивания упругой ленты” для поиска пути с минимальным
перепадом энергии
4 Применение теории переходного состояния для описания магнитных
активационных переходов в металлических наносистемах
4.1 Сравнение с результатами моделирования динамики
4.2 Температурное перемагничивание островков Ре на поверхности ЛV(110)
(модель локализованных магнитных моментов)
4.3 Магнитные переходы в тримере железа на металлической поверхности .
4.4 Температурное перемагничивание островков Ре на поверхности ¥(110)
(модель коллективизированных электронов)

Заключение
Приложения
А Вывод формулы (1.10) для константы скорости
В Доказательство утверждений (2.51) и (2.52)
Литература
Б лагодарности

Введение
Физика магнитных наноструктур представляет собой один из наиболее динамично развивающихся разделов современной физики, где за последние годы был сделан целый ряд открытий, важных как с точки зрения фундаментальной науки, так и приложений. Среди них осцилляции обменного взаимодействия в магнитных сверхрешетках [1], неколлинеарный магнетизм кластеров [2] и слоистых систем [3, 4] на основе Зй-металлов, гигантское магнетосопротивление [5], спин-зависящие транспортные свойства [6] и другие. Достаточно упомянуть, что за открытие гигантского магнетосопротивления в металлических магнитных сверхрешетках в 2007 году П. Грюнбергу и А. Ферту была присуждена Нобелевская премия по физике [7, 8].
Изучение факторов, ответственных за формирование сложных пространственнонеоднородных магнитных структур, имеет большое значение при создании новых магнитных материалов с заданными свойствами. Энергетическая зонная структура наносистем на основе Зй-металлов характеризуется наличием двух зон, отвечающих Зй- и 4«(р)-электронам. Зй-электроньт являются локализованными, и именно они формируют магнитные моменты. Электроны 4в(р)-зоны коллективизированы, и связанный с ними магнитный момент не велик. Тем не менее, они могут быть ответственны за магнитное упорядочение локализованных спинов. Например, как было показано в работе [9]. осцилляции межслойного обменного взаимодействия в металлических магнитных сверхрешетках и стабилизация структур типа волны спиновой плотности в переходных металлах и сплавах могут быть объяснены на основе представления о зависимости энергии з(р)-электронов проводимости с разными проекциями спина от потенциала, создаваемого локализованными магнитными моментами й-электронов.
Проблема устойчивости магнитных состояний наноструктур относительно температурных флуктуаций имеет особую практическую значимость в связи с разработкой устройств магнитной памяти, в которых необходимо осуществлять управляемое изменение (запись информации) и поддержание неизменным (хранение информации) намагни-

откуда имеем:
Затем следует подействовать оператором II на следующий базисный вектор и вычислить очередную пару элементов трехдиагональной матрицы. Эта последовательность действий повторяется до тех пор, пока все матричные элементы Н в новом базисе не будут найдены. Кроме того, процедуру можно оборвать на определенном шаге ncut, если соответствующее значение bcut близко к нулю.
На к- м шаге рекурсии (к < 2 Р), когда уже известны ai,...,a*_i, bi,... ,b/.-i и yi)Iyk), имеем:
Теперь, когда все элементы трехдиагональной матрицы Н^и найдены, выведем выражение для искомого матричного элемента С?и- Введем обозначение:
Очевидно, что С?іі = Ах. Подействуем на уравнение (2.13) вектором (у\ слева и вектором |уД справа, к — 1,. .., 2Р. Получим систему уравнений для А*,:
Двигаясь от последнего уравнения к первому и последовательно выражая А2р через
ак = ІУ кН IУ к),
Ьк = \Н IУ к) - bk-i ІУк-і) - ак Ук)\
(2.30)
(2.31)
Ук+і) =
н IУк) - bk-11 Ук-і) - ак IУк)

(2.32)
Наконец, на последнем таге:
0-2Р = (У2р II У2р) ■
(2.33)
Ai = (yiGyk) .
(2.34)
(со — (2|) Ах — bi^2 — 1 :
(сэ йі) Ai bk—iAi_x bk^k+i “ 0, к 1, к ^ 2П, (uj — a,2p) A2p — бгя-іАгр-і = 0.