авторефераты диссертаций БЕСПЛАТНАЯ БИБЛИОТЕКА РОССИИ

КОНФЕРЕНЦИИ, КНИГИ, ПОСОБИЯ, НАУЧНЫЕ ИЗДАНИЯ

<< ГЛАВНАЯ
АГРОИНЖЕНЕРИЯ
АСТРОНОМИЯ
БЕЗОПАСНОСТЬ
БИОЛОГИЯ
ЗЕМЛЯ
ИНФОРМАТИКА
ИСКУССТВОВЕДЕНИЕ
ИСТОРИЯ
КУЛЬТУРОЛОГИЯ
МАШИНОСТРОЕНИЕ
МЕДИЦИНА
МЕТАЛЛУРГИЯ
МЕХАНИКА
ПЕДАГОГИКА
ПОЛИТИКА
ПРИБОРОСТРОЕНИЕ
ПРОДОВОЛЬСТВИЕ
ПСИХОЛОГИЯ
РАДИОТЕХНИКА
СЕЛЬСКОЕ ХОЗЯЙСТВО
СОЦИОЛОГИЯ
СТРОИТЕЛЬСТВО
ТЕХНИЧЕСКИЕ НАУКИ
ТРАНСПОРТ
ФАРМАЦЕВТИКА
ФИЗИКА
ФИЗИОЛОГИЯ
ФИЛОЛОГИЯ
ФИЛОСОФИЯ
ХИМИЯ
ЭКОНОМИКА
ЭЛЕКТРОТЕХНИКА
ЭНЕРГЕТИКА
ЮРИСПРУДЕНЦИЯ
ЯЗЫКОЗНАНИЕ
РАЗНОЕ
КОНТАКТЫ


Pages:     | 1 || 3 | 4 |

«Уральское отделение РАН Институт физики металлов УрО РАН Уральский государственнй университет VIII МОЛОДЕЖНАЯ ШКОЛА–СЕМИНАР ПО ПРОБЛЕМАМ ФИЗИКИ ...»

-- [ Страница 2 ] --

1. L.E. Gontchar, A.E. Nikiforov. JMMM, 223, 175 (2001) 2. Salamon M. B., Jaime M. Rev. Mod. Phys., 73, 583 (2001) ИССЛЕДОВАНИЕ НАНОСТРУКТУРНЫХ АТОМНОУПОРЯДОЧИ ВАЮЩИХСЯ СПЛАВОВ Cu3 Pd, ПОЛУЧЕННЫХ ИНТЕНСИВНОЙ ПЛАСТИЧЕСКОЙ ДЕФОРМАЦИЕЙ И ОТЖИГОМ Н.В. Гохфельд, Л.Н. Буйнова, В.П. Пилюгин, В.Г. Пушин Институт физики металлов УрО РАН, 620219, Екатеринбург, ул. С. Ковалевской, E-mail: gokhfeldT@imp.uran.ru Методами просвечивающей и сканирующей электронной микроскопии изучали микрострук туру атомноупорядоченного сплава Cu3 P d со слоистой периодической структурой (обладающего особыми физическими свойствами [1]), подвергнутого различным режимам интенсивной пласти ческой деформации (ИПД) и последующим отжигам. Целью работы являлось создание в сплаве субмикро– и наноразмерной зеренной структуры с сохранением упорядоченного состояния. Это связано с тем, что в упорядоченном состоянии сплав имеет наилучшие электрические свойства, а измельчение зерна позволяет получить высокие прочностные свойства.

Разупорядоченное состояние фиксировалось закалкой в воду от 640 C. Для получения пол ностью упорядоченного состояния образцы сплава Cu3 P d охлаждали в интервале температур 470–270 C со скоростью 2 град/сутки. Наличие периодической антифазной доменной структуры во всех образцах контролировали с помощью микроэлектронограмм по расщеплению сверхструк турных рефлексов.

Электронно–микроскопическое изучение структуры сплава проводили в исходном упорядо ченном состоянии, а также после ИПД кручением под высоким давлением и последующих отжи гов. В исследованных образцах число оборотов n составляло: 1/8, 1/3, 1, 5, 10 и 15 оборотов.

Давление варьировали в интервале (6–9) ГПа. Максимальное измельчение зерен и их высокая однородность по размеру достигались при 10–15 оборотах. После ИПД сплав измельчался на столько, что на микроэлектронограммах практически всегда наблюдались только кольцевые от ражения, а точечные дифракции получить практически не удавалось, кроме как при n = 1/ (для самой малой степени интенсивной деформации). Дальний порядок при этом полностью раз рушался. Большинство зерен после ИПД имели размер от нескольких нанометров до нескольких сотен нанометров. Однако форма зерен отступала от правильной кристаллографической огранки.

Особенности распределения зерен по размерам после различных обработок исследовали путем построения гистограмм.

Часть образцов после ИПД кручением отжигали в кварцевых ампулах, откачанных до мм.рт.ст., при температурах 300, 400, 450, 500 C в течение одного часа, а в некоторых случаях при 450, 500 C в течении 30 минут и при 450 C 24 часа. Кроме того установлено, что предварительная ИПД кручением приводит к существенному снижению температуры рекристал лизации (от 800 C до 500 C).

Наиболее интересной оказалась структура после отжига при температуре 500 C 1 час. В этом случае в результате термообработки формируется однородная структура рекристаллизованных зерен. Анализ гистограмм распределения зерен по размерам с использованием 450–500 зерен по казал, что наибольшее количество зерен в теле образца 30% составляют зерна размером от 25 до 50 нм. Однако при этом основной объем в сплаве занимают зерна размером (500 525) нм, хотя их количество было крайне мало. В данных наиболее крупных зернах в тех случаях, когда в диафрагму не попадали отражения от соседних зерен, на микродифракционных кар тинах можно было наблюдать расщепление сверхструктурных рефлексов на 2 или 4 рефлекса, характерное для сплава Cu3 P d с периодическими антифазными доменными границами (ПАФГ).

Одновременно с этим в теле зерна наблюдались морфологические похожие на двойники домены линзовидной формы. Все это свидетельствует об интенсивно протекающих при 500 C процессах рекристаллизации и атомного упорядочения с образованием ПАФГ.

1. Муто Т., Тагаки Ю. Теория явлений упорядочения в сплавах. М.: ИИЛ, 1959. 130с.

ТЕРМОДИНАМИЧЕСКИЙ ПОТЕНЦИАЛ ТРЕХСЛОЙНОЙ ПЛЕНКИ Fe/Cr/Fe С.А. Гудин, А.В. Гапонцев, М.И. Куркин, Н.Б. Бакулина, В.В. Устинов Институт физики металлов УрО РАН, Екатеринбург 620041, ул. С. Ковалевской, E-mail: gudin@imp.uran.ru В мультислойных магнитных пленках F e/Cr обычно слои железа упорядочены ферромаг нитно, а слои хрома антиферромагнитно. Если толщина неферромагнитных прослоек меньше 106 см, то между намагниченностями ферромагнитных слоев возникает взаимодействие, кото рое стремится ориентировать их друг относительно друга. Такие нанослойные пленки, обладают гигантским магнитосопротивлением. Их магнитные свойства во многом определяются взаимодей ствиями, ответственными за взаимную ориентацию намагниченностей ферромагнитных слоев. В работе рассмотрен термодинамический потенциал трехслойной пленки F e/Cr/F e:

F = FF e1 + FF e2 + FCr + FF eCr. (1) Параметры FF e1 и FF e2 определяют взаимодействие внутри внешнего и внутреннего слоев железа соответственно. FCr описывает взаимодействия, определяющие магнитную структуру хрома.

Нами учтено, что в хроме, антиферромагнитное упорядочение имеет вид линейно поляризованной q и фазой волны 0. Последнее слагае волны спиновой плотности, с волновым вектором мое описывает обменное взаимодействие магнитных моментов железа MF e и хрома на границах раздела железо/хром. Проведенный нами анализ различных параметров влияющих на ориента цию магнитную моментов слоев железа и расчет соответствующих вкладов позволил привести термодинамический потенциал (1) к виду:

= 0 C1 sin 4qys cos 20 C2 (q, ys, r0 ) sin(2qys ) cos 20 (2) 2J (ys )M0 MF e cos(0 + qys ) cos 2J (ys )M0 MF e cos(o qys ) cos J+ 0 MF e cos2 (o + qys ) sin2 J+ 0 MF e cos2 (0 qys ) sin 2 2 2 2 2J+ 0 MF e exp(2ys /r0 ) cos(0 + qys ) sin cos(0 qys ) sin В первое слагаемое в (2) вошла часть взаимодействий, которая не влияет на магнитную струк туру пленки Fe/Cr/Fe. Второе и третье слагаемое в (2) определяет зависимость FCr от фазы o.

x Последнее слагаемое описывает косвенное взаимодействие компонент MF e (±ys ) через прослой q (/9)1. 2ys намагниченность подрешетки хрома. r0 9 A, ку хрома. M0 A толщина пленки хрома, 0 константа однородной магнитной восприимчивости хрома. J± константы обменных взаимодействий магнитных моментов железа и хрома., углы между векторами MF e (±ys ) и осью Oz рис.1.

Рис.1 Ориентация магнитных моментов слоев железа в трехслойной пленке F e/Cr/F e Работа выполнена при частичной поддержке РФФИ (проект 05-02-16087, 08-02-00904), Пре зидиума РАН, Фонда содействия отечественной науки, гранта УрО РАН для молодых ученых.

ФАЗОВАЯ ДИАГРАММА СТАБИЛЬНЫХ МАГНИТНЫХ СТРУКТУР ПЛЕНОК Fe/Cr/Fe С.А. Гудин, А.В. Гапонцев, М.И. Куркин, Н.Б. Бакулина, В.В. Устинов Институт физики металлов УрО РАН, Екатеринбург 620041, ул. С. Ковалевской, E-mail: gudin@imp.uran.ru На основе термодинамического потенциала трехслойной пленки F e/Cr/F e, полученого нами в предыдущей работе, нами рассмотрены взаимодействия внутри слоев железа, хрома и на гра ницах раздела железо/хром. Обмен на границах определяет ориентацию магнитных моментов слоев железа. Использованы следующие приближения:

1) обменные взаимодействия внутри железа и хрома значительно превосходят взаимодействие железо/хром;

2) границы раздела железо/хром имеют шероховатости наноразмерного масштаба;

3) в обменной энергии учитываются эффекты только первого и второго порядков;

4) считается, что магнитная структура хрома имеет вид поперечной линейно поляризованной волны спиновой плотности.

Показано, что при этих условиях взаимная ориентация магнитных моментов слоев железа мо жет быть параллельной, антипараллельной и неколлинеарной. Анализ устойчивости полученных структур позволил сделать вывод, что переход от коллинеарных к неколлинеарным взаимным ориентациям является переходом второго рода, и выделить два периода осцилляций магнитной структуры пленок F e/Cr/F e с толщиной прослойки хрома. Короткий период осцилляций свя зан антиферромагнитным упорядочением в хроме и равен удвоенной толщине его моноатомного слоя. Длинный период осцилляций возникает из–за наличия в хроме волны спиновой плотности и равен ее длине. Показано, что при определенных толщинах хрома, происходит сдвиг фазы волны спиновой плотности. Эта неустойчивость также приводит к фазовым переходам второго рода в магнитной структуре пленки F e/Cr/F e. Найдены границы устойчивости стабильных структур.

Эти границы оказались линиями в двумерном пространстве, одно измерение которого опреде ляется комбинацией параметров взаимодействия VF e/Cr и магнитной восприимчивости хрома, а второе толщиной прослойки Cr. Найденные линии образуют фазовую диаграмму, приведенную на рис.1, построение которой было целью этой работы.

Работа выполнена при частичной поддержке РФФИ (проект 05-02-16087, 08-02-00904), Пре зидиума РАН, Фонда содействия отечественной науки, гранта УрО РАН для молодых ученых.

Рис.1 Фазовая диаграмма магнитных структур пленки Fe/Cr/Fe УСТРАНЕНИЕ НЕОДНОЗНАЧНОСТЕЙ ПАРАМЕТРИЧЕСКОГО СПЕКТРА МНОГОЭКСПОНЕНЦИАЛЬНОГО ЗАТУХАЮЩЕГО СИГНАЛА О.В. Денисова, А.Ю. Денисов Уральский государственный технический университет УГТУ-УПИ,620002, Екатеринбург, ул. Мира E-mail: olga@dpt.ustu.ru Многоэкспоненциальные затухающие сигналы являются широко распространенным типом экспериментальных сигналов, например при геофизических измерениях образцов с помощью ЯМР-релаксометра [1]. Для расчета параметрического спектра, определения амплитуд и времен затухания, применяют различные методы [2]. Часть методов, основанных на подборе амплитуд заданного числа экспонент с фиксированными временами затухания, внедрена в стандартные пакеты обработки данных, например M athLab. Однако, рассчитанные таким способом парамет рические спектры могут существенно отличаться от истинных. Если реальное время релаксации не совпадает точно с отсчетом, то такая экспонента представляется двумя (или большим числом) пиков на параметрическом спектре (Рис.1), что приводит к неоднозначной его интерпретации.

Данная работа предлагает способы устранения неоднозначностей параметрического спектра сигнала ЯМР–релаксометра. Суть метода состоит в выделении участков спектра, вызывающих сомнения, где наблюдаются узкие расщепленные пики, с последующим расчетом параметров од ноэкспоненциальной модели, приближающей данную область спектра, и решением вопроса о наи лучшей аппроксимации исходного сигнала. Представлены и оптимизированы различные алгорит мы расчета параметров сигнала, содержащего одну затухающую экспоненту. Разработаны кри терии согласия модельного сигнала с истинным и алгоритм принятия решения о достоверности числа и параметров экспонент. Представлены результаты модельного компьютерного экспери мента по обработке сигнала ЯМР-релаксометра для разных соотношений сигнал/шум.

A A 0,035 0, АА AA 0, 0, 0, A1B 0, B 0, А AB 0,015 0, A1B 0, 0, 0, T1B T2B T1AT2A T B A Т T T 10 60,,,,, 4, 9,,, 1, 0, 7, 1,, 1, 3, 6, 1, 3, 5, a b Рис.1 Истинный (a) и рассчитанный (b) параметрический спектр сигнала:

S(t) = AA exp(t/T A ) + AB exp(t/T B ) 1. Фаррар Т., Беккер Э. Импульсная и Фурье спектроскопия ЯМР. М.: Мир (1973) 2. Цема М.И. Измерение и обработка монотонно затухающих сигналов. Наукова думка (1988) МОДЕЛИРОВАНИЕ ДИНАМИКИ ТЕРМОУПРУГИХ НАПРЯЖЕНИЙ ПРИ ИНИЦИИРОВАНИИ ТЭНа ЛАЗЕРНЫМ ИМПУЛЬСОМ Е.В. Дугинов 1) Кемеровский государственный университет, 650043, Кемерово, ул.Красная, E-mail: Dugi_evgen@ngs.ru В работе численно решено уравнение теплопроводности совместно с волновым уравнением для термоупругих напряжений, в качестве объема выбран ТЭН с соответствующими теплофизи ческими и кинетическими параметрами:

2T 2 2 2T T E = 2 + (1 R)I exp(x) + qK0 exp( 2 = 3t K 2, c );

c x t x kB T t t где T температура;

, c коэффициент теплопроводности и теплоемкость вещества;

плотность вещества;

q, K0, E тепловой эффект реакции, предэкспонент и энергия активации скорости разложения соответственно;

kB постоянная Больцмана;

R коэффициент отражения, коэффициент поглощения;

I интенсивность лазерного излучения;

c0 адиабатическая скорость звука;

напряжение вдоль нормали к поверхности;

K модель всестороннего сжатия;

t коэффициент линейного расширения.

Кроме напряжения в работе вычислялись деформация твердого тела и перемещение частиц конденсированного тела:

x = 2 [ + 3t K(T T0 )], u(x) = (x)dx.

c Расчеты проводились при различных длительностях и плотностях энергии лазерного импуль са. При плотности энергии лазерного импульса W = 30 Дж/см2 время задержки инициирования ТЭНа составляет 4 мкс. Возникающие в ТЭНе расчетные упругие механические напряжения соизмеримы с его пределом прочности и врыва ударом. Смещение тыльной поверхности образца до момента взрыва носит колебательный характер (см. Рис.1). Период колебания и определяется выражением = 2h/c0, где h толщина образца.

Данные колебания генерируют акустический сигнал.

Рис.1 Динамика смещения тыльной поверхности образца.

СПИНОВЫЕ СОСТОЯНИЯ ИОНА Co3+ В КРИСТАЛЛЕ LaCoO А.В. Ефремов, А.В. Ларин, А.Е. Никифоров, С.Э. Попов, П.А. Агзамова Уральский государственный университет, 620083, Екатеринбург, пр.Ленина, E-mail: basis@hotmail.ru В кобальтитах основным состоянием Co3+ является орбитально невырожденное низкоспино вое состояние 1 A1 (LS, S = 0), вблизи которого находится либо высокоспиновое состояние 5 T (HS, S = 2), либо промежуточное спиновое состояние 3 T1 (IS, S = 1). Традиционная модель кристаллического поля поддерживает первый вариант [1], и результаты электронного спинового резонанса хорошо объясняются в этом предположении [2]. Однако, расчет электронной структуры в LDA + U приближении дает в качестве первого возбужденного состояния IS состояние [3]. При термическом заполнении IS состояния 3 T1 (t5 e1 ) сильным является электронно–колебательное взаимодействие с e–электроном, возникает орбитальное упорядочение. Прямое наблюдении ор битального порядка в LaCoO3 сообщено в работе [4]. Возникновение орбитального порядка при T = 100 K и спиновый переход подтверждаются ИК и рамановской спектроскопией, нейтронным рассеянием и ультразвуковыми исследованиями.

Для расчета электронного спектра кластера [CoO6 ]9 в кристалле использовалась модель, предложенная Цунгером [5], которая учитывает редукцию кулоновских и обменных взаимодей ствий электронов незаполненных оболочек, обусловленную эффектами гибридизации d–функций магнитного иона и s, pфункций лигандов.

Для расчета более тонких эффектов: спин-орбитального взаимодействия, низко–сим метричного тригонального кристаллического поля, Яна-Теллера, использовалась модель, пред ложенная Цукерблатом [6].

Известно, что электронные состояния, относящиеся к 3d металлу, в оксидах являются сильно локализованными, следовательно, приближение внедренного кластера, позволяющее асимптоти чески точно учесть эффекты межэлектронной корреляции при использовании метода МО ЛКАО и конфигурационного взаимодействия (КИ), лучше подходит для описания электронной струк туры иона Co3+. Для описания кластера методом МО ЛКАО использовался комплекс квантово химических программ US GAMESS [7].

Работа выполнена при финансовой поддержке CRDF (REC-005), РФФИ 04-02-16204, 04-02 96078, и Министерства образования UR.01.01.435.

1. Tanabe Y., Sugano S. J. Phys. Soc. Jap., v. 9, 766, 2. Noguchi et. al. Phys. Rev. B., v. 66, 094404 (2002);

Phys. Rev. B., v. 67, 172401, 3. Korotin M.A. et. al. Phys. Rev. B, v. 54, 5309, 4. Maris G. et. al. Phys. Rev. B. v. 67, 224423, 5. A. Fazzio, M. J. Caldas, Alex Zunger, Physical Review, 30, 3430, 6. Kim R. Dunbar, Eric J. Schelter, Boris S. Tsukerblat, Andrey V. Palii, Segei M. Ostrovsky, Vadim Yu. Mirovitskii and Sophia I. Klokishner, Quanyum Chemistry, v. 44, pp. 413-428, 7. M.W. Schmidt, K.K. Baldridge, J.A. Boatz, S.T. Elbert, M.S. Gordon, J.J. Jensen, S. Koseki, N.

Matsunaga, K.A. Nguyen, S. Su, T.L. Windus, M. Dupuis, J.A. Montgomery // J. Comput. Chem.

14, 1347, МОДЕЛИРОВАНИЕ АУКСЕТИЧНЫХ КОМПОЗИЦИОННЫХ МАТЕРИАЛОВ С АУКСЕТИЧНЫМИ И НЕАУКСЕТИЧНЫМИ ВКЛЮЧЕНИЯМИ Н.С. Ефремов Уральский Государственный Технический Университет–УПИ, 620002, Екатеринбург, ул.Мира, E-mail: teormech@mmf.ustu.ru Широкий класс материалов, демонстрирующих отрицательные значения коэффициента Пуас сона, принято кратко называть ауксетиками [1]. Такие материалы обладают перспективой при менения благодаря их необычным механическим свойствам. Большое значение имеют компози ционные материалы, проявляющие свойства ауксетичности. Причем, ауксетичными могут быть композиты, все компоненты которых имеют положительный коэффициент Пуассона, так и мате риалы содержащие ауксетичные компоненты.

К первым можно отнести слоистые косоугольно-армированные резинокордные композиты.

Известно [2], что при относительно малых углах (30 60 ) между однонаправлено армирован ными слоями низкомодульной несжимаемой матрицы коэффициент Пуассона в определенных направлениях измерения может принимать отрицательные значения, превышающие –1. При рас тяжении такого материала в определенном направлении в плоскости армирования материал мат рицы вытесняется высокомодульными волокнами в направлении перпендикулярном плоскости армирования.

Для моделирования упругих свойств пространственно-армированных волокнистых компози тов автором традиционно используется метод осреднения жесткостей отдельных одно направлено–армированных элементарных объемов. При этом эффективный тензор упругих мо дулей может быть определен как взвешенное среднегеометрическое значение предельных при ближений Фойгта и Ройсса, и как среднегеометрическое тензоров упругости однонаправлено армированных составляющих с помощью аппарата анизотропных тензорных функций.

Расчет свойств косоугольно-армированного композита на основе предлагаемой модели по казал, что для подобных материалов это является проявлением их крайней степени механиче ской анизотропии. Кроме того, моделирование показало возможность создания трансверсально изотропного ауксетичного волокнистого композита (см. рис.1), с равномерным распределением волокон по конической поверхности.

Также, большой интерес для автора представляют макроскопически-анизотропные компози ционные материалы, содержащие ауксетичные компоненты.

Рис.1 Указательная поверхность коэффициента Пуассона модельного композита при измерении поперечных деформаций в плоскости Ox1x2 (ось конуса армирования совпадает с Ox3). Темная сетчатая поверхность соответствует области ауксетичности ПРОБЛЕМА КОНДО: ПРОШЛОЕ И НАСТОЯЩЕЕ А.К. Журавлев Институт физики металлов УрО РАН, 620219, Екатеринбург, ул.С.Ковалевской, E-mail: zhuravlev@imp.uran.ru 1. Откуда появилась проблема Кондо: минимум сопротивления в чистом металле.

2. Основополагающая работа J.Кондо 1964 года;

модель Кондо;

низкотемпературные расхо димости теории возмущений.

3. История устранения расходимостей. К.Вильсон и численная ренормгруппа.

4. Модель Андерсона и модель Кондо как её предельный случай. Их точные решения методом анзатца Бете.

5. Пик Абрикосова-Сула и его наблюдение с помощью туннельного микроскопа.

6. Квантовые точки как система с гамильтонианом типа андерсоновского.

7. Метод динамического среднего поля и его связь с примесной проблемой.

8. Экзотический эффект Кондо: треугольник на поверхности.

ПОВЕДЕНИЕ КРИСТАЛЛОВ TiX2 (X = Se, Te) ПРИ ТОЧЕЧНОМ НАГРУЖЕНИИ Д.В. Зайцев, П.Е. Панфилов Уральский государственный университет им. А.М. Горького, 620083, Екатеринбург, пр.Ленина, E-mail: peter.panlov@usu.ru Исследование взаимосвязи процессов, происходящих в деформируемом кристалле на макро–, мезо– и решеточном уровнях является одним из актуальных направлений в физике твердого тела.

Для физического металловедения особый интерес представляет связь между атомным строени ем, дефектной структурой и макроскопическими прочностными характеристиками кристалла. В задачу настоящей работы входило изучение поведения слоистых кристаллов T iSe2 и T iT e2 при микроиндентировании по методу Виккерса на макро– и мезо– уровнях. Механические испыта ния проводили на микротвердомере ПМТ–3. Развитие деформационных дефектов (двойников и трещин) вблизи отпечатков индентора изучали при помощи светового металлографического мик роскопа МИМ–8М. Кристаллическую структуру образцов до и после испытаний аттестовали по методу Лауэ. Дислокационную структуру недеформированных и индентированных кристаллов исследовали на просвечивающем электронном микроскопе JEM–200CX. При внедрении инденто ра, на поверхности образцов возникали деформационные дефекты, типичные для кристаллов с ковалентной связью (двойники и трещины). Однако геометрия трещин существенно отличалось от того, что наблюдается в кремнии и других ковалентных материалах: отсутствуют радиальные трещины, отходящие от вершин отпечатков. Анализ лауэграмм показал, что после индентирова ния наблюдается радиальное размытие рефлексов, что может указывать на значительный вклад дислокационной пластичности в релаксацию упругой энергии. Электронно–микроскопическое ис следование подтвердило, что в данных ковалентных кристаллах зарождение и движение дисло каций является одним из основных каналов релаксации упругой энергии. Сравнение показало, что в T iSe2 радиальное размытие рефлексов на лауэграммах больше, чем в T iT e2, а зарождение и перемещение дислокаций там происходит при более низких напряжениях, чем в T iT e2.

Кристаллы для исследования были предоставлены А.Н. Титовым. Авторы выражают призна тельность О.В. Антоновой (ИФМ Уро РАН) за помощь в проведении электронно–микроскопических исследований.

МАГНИТНЫЕ ПРЕВРАЩЕНИЯ В МАРГАНЦОВИСТЫХ СТАЛЯХ С ЭФФЕКТОМ ПАМЯТИ ФОРМЫ А.Е. Заматовский, В.А. Шабашов, В.В. Сагарадзе, М.Л. Мухин, Н.Л. Печеркина Институт физики металлов УрО РАН, 620219, Екатеринбург, ул. С.Ковалевской, E-mail: zamatovsky@imp.uran.ru Исследовались аустенитные марганцевые стали, претерпевающие мартенситный переход при деформации и обладающие эффектом памяти формы в условиях обратного превращения при нагреве.

Рассмотрены следующие аустенитные марганцевые стали: 0.2C–20M n–2Si–1V ;

0.45C–20M n– 2Si–2V ;

0.7C–20M n–2Si–3V и 1.0C–20M n–2Si–4V, содержащие 0.2;

0.45;

0.7;

1.0 масс.% углерода и 1;

2;

3;

4 масс.% нанокарбидов V C при старении.

В процессе низкотемпературного старения (600–650 C) в этих сталях достигается наибольшее упрочнение и изменяется степеньобратимой деформации (величины эффекта памяти формы) при нагреве.

Характеристики магнитной структуры и, в частности, температуры Нееля F e M n аустени та, содержащего 20%M n, весьма чувствительны к выходу углерода из матрицы в условиях обра зования карбида V C. Поскольку этисплавы обладают инварными аномалиями и температурой Нееля, близкой к комнатной, в настоящей работе была поставлена задача изучения магнитных фазовых превращений при старении и влияния их на стабилизацию аустенита по отношению к мартенситному переходу.

С целью выяснения влияния деформации на магнитную и кристаллическую структуру сталей были выполнены ЯГР эксперименты in situ при высоком давлении (ВД) и нтенсивной холодной пластической деформации (ИХПД) сдвигом под давлением стали 0.7C–20M n–2Si–3V.

Обнаружено, что во всех исследуемых сталях старение переводит сплавы в антиферромагнит ное состояние при комнатной температуре. Последующая деформация при квазигидростатиче ском сжатии (КГС) закаленного 0.7C–20M n–2Si–3V увеличивает антиферромагнетизм аустенита вследствие формирования ближнего порядка M n C (аналогично стали Гадфильда). В слкчае состаренного сплава углерод находится в карбиде V C и сжатие снижает TN аустенита за счет магнитообъемного эффекта.

После циклического КГС при атмосферном давлении формируется до 20%–фазы. ИХПД сдвигом под давлением приводит к полному переводу структуры стали 0.7C–20M n–2Si–3V в –фазу.

Работа выполнена при поддержке РФФИ №06-03- ОСОБЕННОСТИ МАГНИТНЫХ СОСТОЯНИЙ В СИСТЕМАХ С СИЛЬНЫМИ ЭЛЕКТРОННЫМИ КОРРЕЛЯЦИЯМИ А.В. Зарубин, В.Ю. Ирхин 1) Институт физики металлов УрО РАН, 620041, Екатеринбург, ул.С.Ковалевской, E-mail: Alexander.Zarubin@imp.uran.ru 2) Московский государственный университет им. М.В. Ломоносова, 119899, Москва В докладе рассмотрены особенности магнитной фазовой диаграммы сильно коррелированных систем в рамках модели Хаббарда.

Продемонстрирована самосогласованная схема вычисления одночастичных функций Грина в формализме многоэлектронных операторов Хаббарда с учетом продольных и поперечных спино вых флуктуаций. За основу взяты выражения в первом порядке по обратному координационному числу. Такой подход позволяет построить физически наглядную картину плотности состояний в хаббардовском магнетике. Использование локаторного представления позволяет устранить ряд трудностей, связанных с нарушением аналитических свойств функций Грина.

Исследован энергетический спектр в пара- и ферромагнитных узкозонных электронных си стемах с сильным кулоновским взаимодействием. Найдены особенности электронного спектра вблизи энергии Ферми, обусловленные многоэлектронным рассеянием с переворотом спина;

по лучены логарифмические поправки кондовского типа и описано формирование резонанса Аб рикосова Сула. Оказалось, что существенным для картины энергетического спектра системы является некогерентный (неквазичастичный) вклад, а его учет принципиален для выполнения ряда точных кинематических соотношений. Вычислены критические концентрации носителей тока, соответствующие переходу в насыщенное и ненасыщенное ферромагнитное состояние. Об суждается возможная роль беспорядка в системе.

Исследован переход металл диэлектрик в парамагнитных системах с полузаполненной энер гетической зоной. Вычислены критические параметры локального кулоновского взаимодействия в точке перехода. Рассмотрено изменение картины плотности состояний при увеличении парамет ра хаббардовского отталкивания электронов на узле, которая также демонстрирует центральный кондовский пик.

Представлено обобщение предложенного подхода на s d обменную модель с бесконечным обменным параметром. Такая модель двойного обмена может быть применена к манганитам с колоссальным магнитосопротивлением, а также разбавленным магнитным полупроводникам на основе марганца, демонстрирующим ферромагнетизм с высокими точками Кюри. Построена фазовая диаграмма для высших спинов, исследовано изменение намагниченности системы при допировании носителями тока.

Работа частично поддержана грантом Фонда науки и образования ИНТЕЛС 49-07-01.

1. Зарубин А.В., Ирхин В.Ю., ФТТ, 41, 1057 (1999).

2. Irkhin V.Yu., Zarubin A.V., Phys. Rev. B., 70, 035116 (2004).

3. Irkhin V.Yu., Zarubin A.V., Eur. Phys. J. B, 16, 463 (2000).

4. Irkhin V.Yu., Zarubin A.V., Eur. Phys. J. B, 38, 563 (2004).

ПРИРОДА НЕОБЫЧНОЙ ПОЛЯРИЗАЦИОННОЙ ЗАВИСИМОСТИ СПЕКТРОВ ПОГЛОЩЕНИЯ ОКСИДА МЕДИ ПОСЛЕ ОБЛУЧЕНИЯ БЫСТРЫМИ ЧАСТИЦАМИ Е.В. Зенков 1) Уральский государственный технический университет, 620002 Екатеринбург, ул. Мира, E-mail: zenkov@dpt.ustu.ru В работе предложено объяснение необычного поведения спектров поглощения образцов мо ноксида меди CuO (тенорита), облучённых пучком альфа–частиц, при изменении поляризации.

Было обнаружено (Н.Н. Лошкарёва, Ю.П. Сухоруков, Б.А. Гижевский, А.С. Москвин, Т.А. Бе лых, С.В. Наумов, А.А. Самохвалов. ФТТ, 40, 420 (1998)), что в области 0.8–1.4 эВ в неполя ризованном свете появляется максимум коэффициента поглощения, которого нет ни в одной из двух независимых поляризаций (Рис.1). Такое поведение не может быть объяснено в приближе нии линейного отклика никаким выбором тензора диэлектрической проницаемости системы. Для объяснения этих экспериментальных результатов в работе предложена модель т.н. оптических пе реключающихся центров структур, которые могут находиться в одном из двух метастабильных состояний и переходить из одного в другое с поглощением световых квантов строго определён ной поляризации. Принципиальным является то, для перехода из первого состояние во второе и обратно требуется разная поляризация фотонов. В естественном свете, в котором присутствуют обе поляризации, центры беспрерывно переключаются из одного состояния в другое, в то время как при одной из определённых поляризаций все центры переключаются один раз. Это позволяет объяснить основную особенность, наблюдаемую на эксперименте. Количественная теория, пред ложенная в работе [2], при определённом выборе модельных параметров обеспечивает достаточно хорошее согласие с экспериментом.

Рис.1 Спектры поглощения образца CuO, облучённого пучком ядер He+ [1]. Спектры 1 и получены в плоских поляризациях E [101] и E [101], соответственно. Спектр 3 получен в естественном свете. На вставке показан край оптического поглощения в монокристалле CuO высокого качества 1. Лошкарёва Н.Н., Сухоруков Ю.П., Гижевский Б.А., Москвин А.С., Белых Т.А., Наумов С.В., Самохвалов А.А., ФТТ, 40, 420 (1998) 2. Zenkov E.V., J. Phys. Chem. of Solids 68, 1973 (2007) ВЫЧИСЛЕНИЕ ТЕМПЕРАТУРЫ НЕЕЛЯ И ЗАВИСИМОСТИ ПОДРЕШЕТОЧНОЙ НАМАГНИЧЕННОСТИ ОТ ТЕМПЕРАТУРЫ ДЛЯ КВАЗИДВУМЕРНОГО АНТИФЕРРОМАГНЕТИКА С ТРЕУГОЛЬНОЙ РЕШЕТКОЙ А.Н. Игнатенко, А.А. Катанин, В.Ю. Ирхин Институт физики металлов УрО РАН, 620219, Екатеринбург, ул.С.Ковалевской, E-mail: ignatenko@imp.uran.ru Рассматривается квазидвумерный гейзенберговский антиферромагнетик с треугольной ре шеткой при температурах T JS 2, J обменный параметр внутри слоя. Ненулевой межслоевой обмен J приводит к появлению конечной температуры Нееля TNeel и подрешеточной намагничен ности (T ) при T TNeel. Задача состоит в нахождении асимптотик TNeel и (T ) при J /J 0.

При низких температурах элементарные возбуждения над упорядоченным основным состоя нием являются спиновыми волнами (СВ). Однако, при приближении к TNeel становится важным взаимодействие между СВ и спин-волновая теория неприменима. Для учета этого взаимодей ствия гейзенберговский гамильтониан преобразуется в непрерывном пределе в нелинейную сигма модель. К последней применяется метод ренормализационной группы (РГ). РГ уравнения для 2d случая были получены в [1]. Их обобщение на квазидвумерный случай следует работе [2], где метод РГ был применен для антиферромагнетика с квадратной решеткой. Затем выводится уравнение для (T ). Мы нашли для TNeel 2TNeel 4out RG TNeel = 4out K(in /out ) ln 2 + r ln K( / +C, (1) in out )TNeel cout где N число компонент спинов (N = 3 для физического случая), in,out спиновые жесткости двух имеющихся спин-волновых мод, cout соответствующая скорость распространения спино N (x xc )(N 2)/(N 1) 8J вых волн, = 3Ja2 (a постоянная решетки), K(x) = и функция G(x) G(xc ) G(x) 2x выражается через гипергеометрическую функцию 2 F G(x) = xN/(N 1) 2 F1 (N/(N 1), 1/(N 1), (2N 1)/(N 1), xc /x), (2) 18N 3 83N 2 + 112N 2(N 2) где xc =,r=.

2(N 2)3 (2N 3) N 0.28JS 2, в дополнение к спин-волновым возбуждениям, появляются вихри При T то чечные дефекты аналогичные вихрям двумерной XY-модели. Учет этих вихрей производится с помощью РГ Костерлица [3]. Мы нашли для TNeel 0. TNeel JS 2 0.28 + V ortex (3) ln 2J/J Таким образом, формула (1) применима в случае TNeel 0.28JS 2 т.е. при очень малом J /J, а формула (2) при TNeel 0.28JS 2.

1. Azaria P., Delamotte B., Delduc F. and Jolicoeur T., Nucl.Phys.B[FS], 408, 485-511 (1993).

2. Irkhin V.Yu. and Katanin A.A., Phys.Rev.B., 57, №1. 379-391 (1998).

3. Kosterlitz J.M. J.Phys.C 7, 1046 (1974).

ИССЛЕДОВАНИЕ ЛОКАЛЬНОЙ АТОМНОЙ СТРУКТУРЫ ВОДНОГО РАСТВОРА ZnBr2 В ГИДРОТЕРМАЛЬНЫХ УСЛОВИЯХ МЕТОДОМ EXAFS СПЕКТРОСКОПИИ И.Ю. Каменский1, Ю.А. Бабанов1, Ж.–Л. Хаземанн2, И. Кальзавара2, Д. Раокс 1) Институт физики металлов УрО РАН, 620219, Екатеринбург, ул.С.Ковалевской, E-mail: kamensky@imp.uran.ru 2) Национальный центр научных исследовании (CNRS), Лаборатория кристаллографии, Гренобль, Франция Вода обладает уникальными свойствами и интересна для изучения как с точки зрения фун даментальных, так и прикладных задач. Особое место занимают исследования свойств суб– и сверхкритической воды и процессов с ее участием. В частности, большой практический интерес для решения ряда экологических проблем по очистке водных сред представляет изучение воз можности осаждения растворимых в воде солей при переводе ее в сверхкритическое состояние.

Для детального понимания процессов, происходящих в солевом растворе при его переходе из нормального состояния в сверхкритическое, необходимо знание локальной атомной структуры и динамики ее изменения. Одним из применяемых методов изучения является спектроскопия поглощения (EXAFS).

В настоящей работе был исследован 1.0 моль/л водный раствор ZnBr2 под давлением 25 МПа при температурах от комнатной вплоть до сверхкритической. EXAFS эксперименты на К-краях поглощения цинка и брома были проведены на специальной установке для изучения жидкостей в экстремальных условиях установленной на линии BM32 Европейского синхротронного центра (ESRF, Гренобль, Франция) [1, 2]. Для получения структурной информации из EXAFS данных использовался регулярный алгоритм решения обратной задачи [3]. Основные результаты, полу ченные для К-края поглощения цинка, представлены в таблице 1.

Таблица 1.

Экспериментальные EXAFS данные для 1 моль/л раствора ZnBr2 при давлении 25 MПа и различных температурах на краю Zn. (r межатомное расстояние, N координационное число, фактор Дебая-Валлера) Zn-Br Zn-O, г/см T, K 2 10 3, 2 2 10 3, r, r, N N 300 1.007 2.37 0.8 11 2.07 5.3 373 0.952 2.36 1.1 8 2.05 4.0 473 0.871 2.34 1.2 7 2.01 2.4 573 0.732 2.32 1.4 9 2.00 2.1 Установлено, что уже при комнатной температуре наблюдается образование ионных пар Zn Br, с увеличением температуры данный процесс усиливается. Также при увеличении температу ры наблюдается значительное уменьшение количества молекул воды в первой координационной сфере ионов цинка и брома. На основе полученных значений параметров локальной атомной структуры сделаны оценки качественного и количественного соотношения различных видов ком плексных ионов, сосуществующих в растворе при определенных условиях.

1. Proux O., Biquard X., Lahera E., et all, Physica Scripta, T115, 970 (2005) 2. Tamura K., Inui M., Hosokawa S., Rev. Sci. Instrum., 66, 1382 (1995) 3. Babanov Yu.A., Kamensky I.Yu., Hazemann J.-L., Calzavara Y., Raoux D., NIM A, 575, (2007) МОДЕЛИРОВАНИЕ ИОННОГО ПЕРЕНОСА В СУПЕРИОННЫХ ПОЛУПРОВОДНИКАХ Л.З. Каримов, А.А. Лощев Стерлитамакская государственная педагогическая академия, 453121, Башкортостан, Стерлитамак, пр.Ленина, E-mail: bickulova@mail.rb.ru Суперионные проводники или твёрдые электролиты твердотельные ионопроводящие ма териалы с высокой ионной проводимостью. В твёрдой фазе ряда суперионных проводников по движность мобильных ионов достигает величин, сравнимых с подвижностью ионов в жидких металлах или расплавах солей. Таким образом, речь идёт о материалах, сочетающих свойства жидкости (проводимость, характерная для расплава или раствора, ионная термо–ЭДС) и твёр дых тел (механическая жёсткость кристаллов).

Для характеристики процессов суперионной проводимости чаще всего используются 3 основ ные модели:

1) прыжковая модель. Предполагается, что движение ионов проводимости осуществляется за счет перескоков частиц из одной кристаллографической позиции в другую.

2) стохастическая модель. Предполагается, что ионы находятся в постоянном движении по под решётке. Движение происходит аналогично движению броуновских частиц в периодическом по тенциале.

3) модель свободных ионов. Предполагается, что механизм движения аналогичен механизму дви жения электронов в теории Друде–Лорентца, т.е. существует ионный газ в суперионных кри сталлах.

Однако ни одна из этих моделей не в состоянии адекватно описать процессы, проходящие в суперионных проводниках. Нами рассмотрена модель свободных ионов, согласно которой предпо лагается существование в суперионных кристаллах ионного газа. Согласно этой модели ионная проводимость определяется, как [1]:

= [nl q 2 /3kT ] exp(E0 /kT ).

Ионная проводимость, оцененная таким образом, оказалась в 3–6 раз больше экспери-ментально измеренной. Очевидно, это расхождение связано с недостатками модели свободных ионов. Эта мо дель не учитывает взаимодействие подвижных заряженных частиц с решёткой, также возможно, что не все ионы участвуют в ионной проводимости.

1. Иванов-Шиц А.К., Мурин И.В. Ионика твердого тела. Изд-во С.-Петерб. ун-та (2000).

СТРУКТУРНЫЕ ПРЕВРАЩЕНИЯ ПРИ НАГРЕВЕ МЕТАЛЛИЧЕСКИХ НАНОЧАСТИЦ С ЧИСЛОМ АТОМОВ N=55– И.Н. Карькин Институт физики металлов УрО РАН, 620219, Екатеринбург, ул. С. Ковалевской, E-mail: ilya@espb.ru Методом компьютерного моделирования проведено исследование особенностей структурно го состояния наночастиц в зависимости от температуры при нагреве в ряду металлов с ГЦК решеткой (N i, Al и Au) на частицах с числом атомов N =55–1415. Особое внимание уделено установлению взаимосвязи объемных и поверхностных структурных состояний нанокластеров, и выявлению механизмов, определяющих изменение физических свойств при переходе от мик рокластеров к наночастицам. По калориметрическим кривым зависимости энергии кластера от температуры установлено, что для кластеров с числом атомов N 309 для всех изученных металлов происходит спонтанное (практически безбарьерное) превращение ГЦК кластера в ико саэдрическую конфигурацию. Превращение начинается всегда с поверхности, смещаются атомы всего кристаллита в целом, перестройка реализуется путем коррелированного перемещения групп атомов. С ростом числа частиц в кластерах для N 309 коррелированные движения атомов всего кристаллита в целом становятся затруднены, выделяются группы поверхностных и внутренних атомов, которые характеризуются различными структурными состояниями и превращениями.

Установлено, что переход от микрокластеров к наночастицам в изученных металлах проис ходит в области размеров d 1.5 нм и числом атомов N 300. При повышении температуры структурные перестройки сначала происходят для групп поверхностных атомов, поскольку они имеют меньшее, чем внутри объема, число атомных связей, и обладают большей подвижностью.

Только в предплавильной области температур изменения затрагивают атомы внутренней части частицы, которая вплоть до температуры плавления имеет ГЦК ешетку, искаженную тепловыми флуктуациями.

Анализ атомных смещений показывает, что для кластеров с числом атомов N = 561, 923 и 1415 при температуре T 0.3 0.5T m происходит сдвиг атомного поверхностного слоя как це лого в плоскости {111} на вектор 1/6 112. Такой сдвиг в плоскости октаэдра в ГЦК решетке соответствует дефекту упаковки вычитания и формирует вблизи плоскости сдвига прослойку с ГПУ решеткой. Образующаяся атомная поверхностная конфигурация соответствует положению локального минимума и сохраняется в течение нескольких наносекунд. По достижении темпе ратуры T 0.8T m частицы приобретают четко выраженную кристаллорафическую огранку преимущественно по плоскостям {100} и плоскостям {111} с близкой к треугольной огранкой ок таэдрических поверхностных фасеток. Обнаруженное поверхностное скольжение может являться одной из причин наблюдаемой при электронно–микроскопических исследованиях in situ высокой лабильности структурного состояния кластеров размером до десятка нанометров, которая про является в эффектах спонтанного сплавления, аномально высокой диффузии наночастиц и др.

Изучена температурная зависимость числа жидких пар атомов для поверхностных и внут ренних атомов наночастиц. Показано, что плавление поверхностных слоев частиц Al561 и Au происходит при температуре на 20 40 ниже, чем для внутренних атомов. Аналогичные зависимости получены для частиц большего размера, однако различие в поведении атомов по верхностных и внутренних с ростом числа атомов в частице уменьшается. Для чатиц N i атомы поверхностных и внутренних слоев ведут себя одинаково. Выявлены особенности межатомно го взаимодействия для N i, Al, Au, которые приводят к различной подвижности поверхностных атомов в предплавильной области температур и локальному понижению температуры плавления.

НЕЛИНЕЙНЫЕ ЛОКАЛИЗОВАННЫЕ ВОЛНЫ НАМАГНИЧЕННОСТИ В НЕДРАХ МЕТАСТАБИЛЬНОЙ ФАЗЫ МАГНЕТИКА И.Р. Каюмов Башкирский государственный университет, 450074, Уфа, ул. Фрунзе, E-mail: KayumovIR@mail.ru Доклад посвящен изложению результатов исследования влияния внешнего магнитного поля на структуру и динамику локализованной в пространстве двумерной неоднородности в магнетике, находящемся в метастабильном состоянии [1, 2]. Исследование динамики таких неоднородностей представляет интерес с точки зрения понимания процессов, протекающих в стадии предшеству ющей перемагничиванию, и может быть проведено исходя из двумерного двойного уравнения u синус–Гордон utt uxx uyy + sin u 2h sin = 0, (1) где u = 2, угол между осью легкого намагничивания и вектором намагниченности в случае легкоплоскостных ферромагнетиков или вектором антиферромагнетизма в случае антиферромаг нетиков со слабым ферромагнетизмом;

x, y безразмерные координаты в единицах толщины доменной стенки 0 = A/K, K константа анизотропии, A параметр неоднородного об менного взаимодействия;

t безразмерное время в единицах 1/0, 0 частота однородного ферромагнитного резонанса в случае легкоплоскостного ферромагнетика или частота квазифер ромагнитной ветви в случае слабого ферромагнетика типа Y F eO3.

Следуя методике предложенной в работе [3] из решения уравнения (3) можно обнаружить, что в полях больших некоторого критического значения в зависимости от поля и начального со стояния в образце могут возникать 180–градусные и 360–градусные доменные стенки. Решение, описывающее 180–градусные стенки, представляет собой многократные периодические пересе чения двух непрямолинейных доменных стенок. При увеличении поля h амплитуда, расстоя ние между точками пересечения и максимальное расстояние между двумя кинками (доменными стенками), определяемое как расстояние между точками перегиба u(x) уменьшаются. В слу чае 360–градусной доменной стенки возможно образование двух различных структур. В одном случае образуется сильно связанное состояние двух 180–градусых доменных стенок различной полярности. Во втором же случае, при движении вдоль 360–градусных стенок, образующиеся 180–градусные стенки периодически сближаются и расходятся. С ростом величины поля период этой неоднородности возрастает. Образующиеся неоднородности намагниченности представляют собой чередующиеся цепочки из вихрей и антивихрей.

1. Шамсутдинов М. А., Танкеев А. П., Каюмов И. Р., сб. трудов XX международной шко-лы семинара НМММ (12 июня - 16 июня 2006 г., Москва). М.:МГУ, 85 (2006) 2. 2Шамсутдинов М. А., Танкеев А. П., Каюмов И. Р., Известия РАН. Серия физическая, 11, (принято к печати), (2007) 3. Шамсутдинов М.А., Ломакина И.Ю., Назаров В.Н., ФММ, 100, 17 (2005) ОБ ОПИСАНИИ ДИФФУЗИИ В НЕОДНОРОДНЫХ СРЕДАХ.

СЛУЧАЙ МАЛЫХ ВРЕМЕН А.Г. Кесарев, В.В. Кондратьев Институт физики металлов УрО РАН, 620219, Екатеринбург, ул. С. Ковалевской, E-mail: kondratyev@imp.uran.ru Рассмотрена одномерная диффузия в полубесконечной среде с неоднородным коэффициен том диффузии. Зависимость коэффициента диффузии от координаты не конкретизировалась.

Предполагалось, что он заметно (D D) меняется на расстоянии L0. Диффузия рассматри валась при малых временах, когда диффузант сосредоточен в области L0. Для решения задачи в данном приближении используется преобразование Лапласа и формальная аналогия преобразо ванного решения с квазиклассическим (ВКБ) приближением в квантовой [1]. Решение имеет вид x C1 C0 dx C= 4 erf c + C D(x)/D(0) 2 D(x)t где C концентрация диффузанта, x координата, t время, D коэффициент диффузии, C концентрация диффузанта вблизи границы, C0 концентрация диффузанта на бесконечности.

Проведен анализ полученного решения. Для частного случая экспоненциальной зависимости ко эффициента диффузии от координаты проведено численное сравнение полученного прилиженно го решения с известной точной формулой [2] и с решением для случая постоянного коэффициента диффузии. Показано хорошее согласие приближенного решения с точным в рамках рассматри ваемого приближения.

1. Ландау Л.Д., Лифшиц Е.М. Теоретическая физика. Т3. Квантовая механика. М.: Наука (1989).

2. Kowall J., Peak D., Corbett J.W. PRB, 13, 477 (1976) ЗАВИСИМОСТИ ПРОДОЛЬНОГО И ХОЛЛОВСКОГО МАГНИТОСОПРОТИВЛЕНИЯ В ГЕТЕРОСТРУКТУРАХ Inx Ga1x As/GaAs С ДВОЙНОЙ КВАНТОВОЙ ЯМОЙ А.С. Клепикова1, В.Н. Неверов 1) Уральский государственный университет им. А.М. Горького, 620083, Екатеринбург, пр.Ленина, E-mail: as_klepikova@mail.ru 2) Институт физики металлов УрО РАН, 620219, Екатеринбург, ул.С.Ковалевской, E-mail: neverov@imp.uran.ru Были проведены экспериментальные измерения гальваномагнитных эффектов гетерострук туры Inx Ga1x As/GaAs с двойной квантовой ямой в диапазоне температур T = (0.4 4) K и магнитных полях B = (0 12) T (рис. 1). Проведена обработка экспериментальных данных и получены значения концентрации и подвижности.

Концентрации носителей заряда n = (1.84·1015 ;

2.39·1015 ;

2.06·1015 )см2, полученные из коэф фициента Холла, положения пиков с факторами заполнения = 1.5 0 и = 3 (1)соответственно.

Подвижность носителей µ = (1.0;

1.16;

, 1.15) м2 /Bc холловская подвижность, холловская по движность, где друдевская проводимость определялась при µB = 1 и подвижность полученная из точки пересечения xx (B) = yy (B) (µB = 1) соответственно.

Величина друдевской проводимости в нулевом магнитном поле отличается от значения полу ченного из точки пересечения xx (B) = yy (B) и тогда когда друдевская проводимость опреде лялась из (µB = 1), что связано с вкладом квантовых интерференционных поправок. Поэтому более точное значение дает величина, полученная из точки пересечения компонент тензора про водимости (xx (B) = yy (B)) при µB = 1, и она равна µ = 1.15 м2 /Bc.

Концентрация, полученная из положения пиков магнитосопротивления, отличается друг от друга и от холловской концентрации. Поэтому мы считаем, что нужно пользоваться холловской концентрацией n = (1.84 · 1015 )м2. Сложная зависимость концентрации от фактора заполнения, по-видимому, связана со спецификой двойной квантовой ямы.

Рис.1 Зависимости продольного и холловского магнитосопротивления от магнитного поля при температуре 0.4K ДОСТИЖИМЫЙ ПЕРЕГРЕВ И СПИНОДАЛЬ КРИСТАЛЛА З.Р. Козлова, В.Г. Байдаков, С.П. Проценко Институт теплофизики УрО РАН, 620016, Екатеринбург, ул. Амундсена, E-mail: tysoncat@mail.ru В реальных условиях глубина проникновения в метастабильную область определяется усло виями релаксации и механизмом зародышеобразования. Так как при спонтанном зародышеоб разовании вероятность появления жизнеспособного зародыша новой фазы за некоторый фикси рованный промежуток времени обратно пропорциональна объему метастабильной системы, то при прочих равных условиях более глубокие заходы в метастабильную область, как для одно родных фаз, так и при равновесии метастабильных фаз будут наблюдаться в малых системах.

Это обстоятельство определенным образом выделяет молекулярные модели компьютерных экс периментов как перспективные объекты для изучения однородных метастабильных состояний и фазовых равновесий.

Целью данной работы является расчет pT –свойств перегретого кристалла и построение урав нения состояния, для включения его в процедуру аппроксимации спинодали, а также исследо вание процесса нарушения однородности леннард–джонсовского кристалла и образования мик рогетерогенных ( двухфазных ) состояний. Леннард–джонсовский потенциал хорошо описывает свойства простых веществ, что и делает возможным его широкое использование для определения параметров молекулярных систем. Термодинамические свойства леннард–джонсовского кристал ла рассчитывали методом молекулярной динамики в системе, состоящей из N = 2048 частиц, радиус обрезания потенциала межчастичного взаимодействия 6, где размерный пара = метр потенциала Леннарда–Джонса. Были получены состояния соответствующие кристаллу (в интервале температур 0.1 kb T / 2.0, где параметр потенциала Леннарда–Джонса). Рас четы проводили по изотермам до границы устойчивости метастабильной кристаллической фазы линий предельного перегрева кристалла,, за которой происходит разрушение однородной фа зы, и образуются микрогетерогенные двухфазные состояния жидкость–кристалл. Движение по изотерме начинали от стабильного состояния, соответствующего кристаллу в гранецентрирован ной кубической решеткой, а за исходную конфигурацию частиц при расчете каждой новой точки брали конечную конфигурацию предыдущего состояния на изотерме. Растяжение кристалла про исходило путем увеличения объемов ячейки. Величина шага до плотности зависела от глубины захода в метастабильную область. При образовании частиц конкурирующей фазы нарушалась од нородность системы, и наблюдались скачки давления и внутренней энергии. В этом случае шаг по плотности уменьшали, и расчеты повторяли с конфигурации частиц предшествующего урав новешенного состояния. Для максимально точного определения границы достижимого перегрева кристалла шаг по плотности в процессе растяжения кристалла уменьшали, чтобы исключить фазовый переход при резком скачке плотности.

Дополнительный набор данных устойчивых метастабильных состояний позволяет существен но расширить диапазон pT –свойств и построить уравнение состояния леннард–джонсовской си стемы с учетом глубоко метастабильной области, значения потенциальной и внутренней энер гии, изохорной теплоемкости более полно описывают процессы, происходящие в метастабильной области;

коэффициенты уравнения состояния определяли методом регрессионного анализа. Из условия (p/)T = 0 аппрокимировали спинодаль перегретого кристалла. Полученная грани ца допустимого перегрева кристалла в метастабильных системах находится далеко за пределами линии равновесия жидкость–кристалл. В зависимости от температуры меняются механизмы нук леации в кристалле.

Работа выполнялась при финансовой поддержке РФФИ (проект №05-02-16284-а) и программы Ведущие научные школы (НШ-4429.2006.8) ИССЛЕДОВАНИЕ ДИСЛОКАЦИОННОЙ СТРУКТУРЫ АРМКО–ЖЕЛЕЗА ПРИ НАГРЕВЕ БЕЗ НАГРУЗКИ Н.А. Кругликов, Б.А. Гринберг, А.С. Савченко Институт физики металлов УрО РАН, Екатеринбург 620041, ул. С. Ковалевской, E-mail: nick@imp.uran.ru Ранее для интерметаллидов T iAl и N i3 Al было показано, что при отжиге после предвари тельной деформации может наблюдаться автоблокировка дислокаций некоторых типов [1, 2].


Эффект автоблокировки состоит в превращении дислокации из скользящей конфигурации в за блокированную, происходящем в отсутствие внешнего напряжения. Целью настоящего исследо вания была проверка наличия автоблокировки в ОЦК структурах. Эксперименты включали в себя две ступени: пластическую деформацию и последующий нагрев без нагрузки. Использова лась либо низкотемпературная (197 C), либо высокотемпературная (комнатная температура) предварительная деформация.

Поликристаллические образцы АРМКО–железа, использованные для проведения исследова ния, были гомогенизированы при температуре 1100 C в течение 30 минут. Конечный размер зерна после гомогенизации составил 100 микрон. Образцы имели форму прямоугольной приз мы размерами 3 3 10 мм. Деформация образцов осуществлялась осадкой на 0.5–1%. Отжиги проводились при температурах 200, 300, 400 и 500 C. Фольги для электронной микроскопии сре зались перпендикулярно оси сжатия, на половине высоты образца. Утонение фольг проводилось методами химической (в электролите 40 мл H2 O2 + 10 мл H3 P O4 при температуре 50–60 C) и электрохимической полировки (60г CrO3 + 400г H3 P O4 при температуре 0–15 C).

Как после предварительной деформации при комнатной температуре, так и после дополни тельных отжигов наблюдались только криволинейные дислокационные сегменты. В образцах деформированных при 197 C наблюдались вытянутые прямолинейные сегменты, что харак терно для ОЦК сплавов и обычно связывается с расщеплением дислокаций 111 на частичные с образованием дефектов упаковки, лежащих в разных плоскостях, при низких температурах [3].

Однако, при последующих отжигах выше 200 C дислокационная структура состоит только из криволинейных дислокаций.

В результате проведенного исследования был сделан вывод об отсутствии эффекта автоблоки ровки в АРМКО–железе и, по всей видимости, в ОЦК металлах. Несмотря на кажущееся сходство в дислокационной структуре ОЦК металлов (при низкой температуре) и интерметаллидов (в об ласти аномального хода y (T )), поведение дислокаций является различным. Можно полагать, что в отличие от интерметаллидов, потенциальный рельеф дислокации в ОЦК металлах явля ется однодолинным. Тогда нет разности в глубине долин и нет движущей силы, содействующей автоблокировке.

Работа выполнена при финансовой поддержке РФФИ гранты №07-03-00144, 07-03-96122, и проекта №10 Программы Президиума РАН.

1. Гринберг Б.А., Антонова О.В., Иванов М.А., Пацелов А.М., Плотников А.В. ФММ. 102, (2006) 2. Гринберг Б.А., Антонова О.В., Волков А.Ю., Иванов М.А., Кругликов Н.А., Кадникова Ю.П.

ФММ. 105 (2008) (в печати) 3. Павлов В.А. Физические основы пластической деформации ОЦК металлов. М.: Наука (1978) ВЛИЯНИЕ НЕРЕГУЛЯРНЫХ ЛОКАЛЬНЫХ КРИСТАЛЛИЧЕСКИХ ПОЛЕЙ НА МАГНИТНЫЕ СВОЙСТВА СОЕДИНЕНИЙ PuNi5x Cux Ю.А. Куликов, А.С. Ермоленко, А.Г. Кучин Институт физики металлов УрО РАН, Екатеринбург 620041, ул. С. Ковалевской, В соединениях RN i5 внешние электроны R–атомов практически заполняют 3d зону никеля. В результате этого никель не имеет магнитного момента в соединениях с немагнитными R = La, Lu.

В соединениях с магнитными R под влиянием 4f 3d обменного взаимодействия 3d–зона никеля расщепляется и появляется малый индуцированный магнитный момент у никелевой подсистемы.

Между 4f электронами R ионов реализуется косвенное обменное взаимодействие через электроны зоны проводимости, что и обеспечивает существование ферромагнетизма в RN i5. Из-за слабости косвенного обмена, большую роль в этих соединениях играют эффекты кристаллического поля.

Например, в P rN i5 кристаллическое поле полностью замораживает магнитный момент иона P r.

Данное соединение является парамагнетиком Ван Флека. Эти соединения являются хорошими модельными объектами для изучения влияния нерегулярных локальных кристаллических полей на магнитные свойства R ионов при замещении никеля медью.

На рис. 1 показаны расчетные и экспериментальные кривые намагничивания вдоль оси b для соединений P rN i5x Cux при T = 1.8 K. Из рис. 1 видно, что при замещении никеля ме дью соединения становятся ферромагнетиками. При концентрации x = 1 на образце появляется спонтанный магнитный момент. Наша расчетная кривая намагничивания вдоль оси b с учетом влияния нерегулярных локальных кристаллических полей совпала с экспериментальной кривой при концентрации x = 1.

На рис. 2 показаны расчетные и экспериментальные концентрационные зависимости тем пературы Кюри соединений P rN i5x Cux. В расчете и в эксперименте был получен максимум на кривой Tc (x). В области малых концентраций наблюдается хорошее согласие расчета с экс периментом. Максимальная расчетная температура Кюри и соответствующая ей концентрация существенно отличаются от значений, полученных экспериментально (x = 1.2 и Tc = 3.7 K).

Это связано с неправомерным распространением нашей расчетной модели на область больших концентраций.

2, 1, x= 1, 1, 1, M, B/ф.ед.

TC, K 1,0 x= 0, 0, 0, 0, 0, 0 10 20 30 40 0,0 0,5 1,0 1,5 2,0 2,5 3,0 3, H, кЭ x Рис.2 Концентрационные зависимости Рис.1 Кривые намагничивания вдоль оси b точки Кюри соединений P rN i5x Cux. () для соединений P rN i5x Cux, измеренные эксперимент, ( ) расчет при T = 1.8 K. Соответствующие расчетные кривые намагничивания показаны сплошными линиями О МАГНИТОЭЛЕКТРИЧЕСТВЕ, КОТОРОЕ НЕ ОПИСЫВАЕТСЯ УРАВНЕНИЯМИ МАКСВЕЛЛА М.И. Куркин Институт физики металлов УрО РАН, 620219, Екатеринбург, ул.С.Ковалевской, E-mail: kurkin@imp.uran.ru Классическая электродинамика Фарадея–Максвелла одно из наиболее впечатляющих до стижений науки, настолько изменившее человеческую жизнь, что теперь даже кратковремен ное отключение электричества представляется СМИ как национальная трагедия. На этом фоне частными событиями, интересными лишь специалистам, выглядят все другие проявления свя зи магнетизма и электричества, в том числе и магнитоэлектрические эффекты. Эти эффекты наблюдаются лишь в некоторых веществах с экзотическими типами магнитного упорядочения и обычно слабы, поскольку относятся к действиям квантовых законов на макромасштабах. Такими процессами занимается квантовая макрофизика. Во второй половине XX в. основное внимание в ней уделялось квантовым генераторам (лазерам, мазерам и др.) и полупроводниковым гете роструктурам, что вылилось в создание персональных компьютеров, мобильных телефонов и других полезных устройств.

Судя по публикациям последних лет [1], очередь дошла до магнитоэлектрических эффектов, с которыми связывают перспективы прямого преобразования магнитных сигналов в электрические и наоборот. Подобный преобразователь, действующий на принципах классической электродина мики, должен иметь размеры порядка длины волны преобразуемого излучения (т.е. 0.1 м для тактовой частоты современного персонального компьютера 1 ГГц). Это совершенно неприемле мый масштаб, поскольку существующая плотность записи оперирует субмикронными размерами.

Магнитоэлектрические эффекты свободны от такого недостатка, но для приложений их необхо димо усилить, что служит задачей прикладных исследований. С точки зрения фундаментальной науки магнитоэлектричество интересно тем, что для его описания недостаточно законов электро динамики Фарадея–Максвелла. Это обстоятельство мы и обсудим. Можно было бы воспользо ваться законами квантовой электродинамики, но применительно к твердому телу они приводят к настолько сложным уравнениям, что становятся непригодными для практических расчетов. Лек ция посвящена тому, как выйти за пределы классической электродинамики, взяв из квантовой электродинамики то, что необходимо для описания магнитоэлектрических эффектов.

Работа выполнена при частичной поддержке РФФИ (проект 05-02-16087, 08-02-00904), Пре зидиума РАН.

1. Звездин А.К., Пятаков А.П. Успехи физических наук, 174, 465-470 (2004) ПЕРВОПРИНЦИПНЫЕ РАСЧЕТЫ ЯН–ТЕЛЛЕРОВСКИХ КОНСТАНТ, УЧЕТ ЭФФЕКТА ЯНА–ТЕЛЛЕРА В СТРУКТУРЕ ДИНАМИКИ КРИСТАЛЛА А.В. Ларин, А.Е. Никифоров Уральский государственный университет им. А.М. Горького, 620083, Екатеринбург, пр.Ленина, E-mail: alex.larin@usu.ru Изучение ян–теллеровских диэлектриков всегда представляло большой физический интерес.

Особенностью ян–теллеровских диэлектриков является сильная связь электронной структуры с решеткой кристалла.

Используя расчеты из первых принципов различных кластеров методом Хартри–Фока–Рутаана, в котором одноэлектронные состояния построены в виде молекулярных орбиталей как линейная комбинация атомных (МО ЛКАО), определены параметры электрон–фононного взаимодействия.

В работе исследовано влияния корреляционных эффектов на ян–теллеровские константы.

Также в работе исследованы структура и динамика перовскитных кристаллов на основе общей модели микроскопических межионных взаимодействий с явным учетом ян–теллеровского вклада в энергию и динамическую матрицу кристалла.

Ab initio расчеты проводились в программном пакете GAMESS US [1].

1. M.W. Schmidt, K.K. Baldridge, J.A. Boatz, S.T. Elbert, M.S. Gordon, J.J. Jensen, S. Koseki, N.

Matsunaga, K.A. Nguyen, S. Su, T.L. Windus, M. Dupuis, J.A. Montgomery. J. Comput. Chem.

14, 1347 (1993).

ДЕФОРМАЦИОННЫЕ СТРУКТУРНО–ФАЗОВЫЕ ПРЕВРАЩЕНИЯ В НАНОКРИСТАЛЛИЧЕСКИХ МЕТАЛЛАХ И СПЛАВАХ И.Л. Ломаев, Е.П. Елсуков Физико–технический институт УрО РАН, 426000 Ижевск, ул. Кирова, E-mail: LomayevIL@udmlink.ru Деформационно–индуцированное растворение дисперсных фаз в сталях и сплавах до сих пор является предметом интенсивных исследований в связи с сильным влиянием процесса раство рения на структуру и свойства сплавов. Несмотря на то, что это явление известно сравнитель но давно, дискуссия о механизмах и причинах деформационно–индуцированного растворения дисперсных фаз продолжается до сих пор. В настоящее время на примерах растворения ря да конкретных химических соединений и фаз в твердых растворах металлов рассматриваются несколько не связанных друг с другом, самостоятельных моделей. Однако они не объясняют всех имеющихся экспериментальных данных. К тому же, не всегда может быть точно установлена об ласть их применимости к сложно структурированным металлическим системам.


В настоящей работе показано:

1. Дислокационные механизмы растворения фаз в условиях холодной интенсивной пластиче ской деформации (ИПД) наноструктурных сплавов малоэффективны. Для их реализации необхо димы хорошо развитые процессы объемной диффузии и наличие достаточно больших дислокаци онных скоплений в объеме нанозерна. Дислокации не могут обеспечить растворение химических соединений больше того, чем это соответствует способности их атмосфер Коттрелла к погло щению примеси, освобождаемой при растворении. При растворении цементита в углеродистых сталях они поглощают не более 0.5% (ат.) атомов углерода. В условиях холодной ИПД достаточно вероятна также возможность отрыва дислокаций от своих примесных атмосфер и выключение дислокаций из процесса пластического деформирования из-за процессов деформационного двой никования.

2. В сплавах внедрения возможно растворение фаз, обусловленное значительными ваканси онными пересыщениями деформационного происхождения. Растворение становится возможным, когда энергия связи атомов примеси, освобождающейся при растворении, больше энергии связи этих атомов в фазе. Оно должно сопровождаться зарождением новых равновесных дефектов, со стоящих из связных комплексов типа вакансия-атом примеси. Этот механизм малоэффективен, поскольку вакансии не могут связать более 0.1% (ат.) примеси.

3. К наиболее эффективным механизмам деформационного растворения фаз в сплавах внед рения следует отнести механизм поглощения примеси, образующимися в условиях ИПД, новыми межфазными и межкристаллическими границами и механизм поглощения примеси высокотем пературной фазой при ее деформационном зарождении.

4. Для каждой наноструктуры металла существует предельное минимальное значение на нокристаллита, которое можно получить методами ИПД. Существование предела измельчения наноструктуры ограничивает возможности протекания процессов деформационного растворения фаз. В углеродистых сталях деформационное растворение цементита протекает до тех пор, пока предельная наноструктура не поглотит из объема смеси около (1012)% (ат.) углерода. Дальней шее растворение цементита прекращается.

К ПРОБЛЕМЕ ДЕФОРМАЦИОННОГО ВЗАИМОДЕЙСТВИЯ ТОЧЕЧНЫХ ДЕФЕКТОВ В ТВЕРДЫХ ТЕЛАХ Л.С. Васильев1, С.Л. Ломаев 1) Физико–технический институт УрО РАН, 426000, Ижевск, ул.Кирова, E-mail: uds@pti.udm.ru 2) Удмуртский государственный университет, 426000, Ижевск, ул.Университетская, E-mail: LomayevSt@bk.ru Деформационное взаимодействие (ДВ) атомов примесных элементов может стать определя ющим фактором при исследовании многих процессов структурно–фазовых превращений, проте кающих в металлах и сплавах при термомеханической обработке. В частности, оно оказывает значительное влияние на положение спинодали расслаивающихся твердых растворов [1], суще ственным образом сказывается на механических свойствах материалов [2], определяет кинетику мартенситных превращений [3] и т.п. Не случайно, этой проблеме отводится значительное место в научной литературе.

Теоретический анализ проблемы ДВ имеет давнюю историю (см. обзоры [1, 5–7]). Первона чально были построены различные варианты континуальных моделей точечных дефектов и их взаимодействий (см. [5, 6]). В итоге многие авторы пришли к убеждению, что в наиболее про стых моделях точечных дефектов в изотропной упругой среде деформационное взаимодействие на конечных расстояниях отсутствует. Это положило начало исследованиям проблемы ДВ в рам ках анизотропных континуальных теорий [1, 5] и решеточных теорий [1, 4, 6]. Однако этот путь привел к слишком сложному и громоздкому описанию ДВ, которое практически невозможно использовать при теоретическом анализе структурно–фазовых превращений в металлах и спла вах, протекающих с участием точечных дефектов. Это обстоятельство привело к возобновлению попыток пересмотра результатов континуального описания ДВ в рамках простых изотропных моделей.

Первые удачные результаты были получены в работе [7], где было показано, что ДВ возникает даже в изотропной теории упругости, если учесть, что точечные дефекты имеют конечный размер d 0. Исчезновение ДВ возникает в пределе d 0. Этот подход значительно упростил описание ДВ точечных дефектов, однако его серьезный недостаток состоял в том, что параметр d вводился в теорию искусственно, а не возникал в рамках самой теории.

В настоящей работе предполагается более последовательный учет конечных размеров точеч ных дефектов в рамках исследования проблемы ДВ при континуальном описании. Показано, что ДВ естественно возникает даже в изотропных вариантах теории упругости, если правильно учесть все особенности межатомных взаимодействий примесей в твердых телах (см. [2]).

Предложена модель, которая позволяет описать взаимодействия дефектов друг с другом в рамках изотропной теории упругости на любых расстояниях внутри кристаллической решетки.

Получены формулы, связывающие энергию взаимодействия точечных дефектов произвольной природы с характеристиками потенциалов межатомных взаимодействий.

1. Хачатурян. Теория фазовых превращений и структура твердых растворов. М.: Наука (1974) 2. Васильев Л.С. Известия РАН. Серия физическая, 70, №4, 561–563 (2006) 3. Любов Б.Я. Кинетическая теория фазовых превращений. М.: Металлургия (1969) 4. Стоунхен А.М. Теория дефектов в твердых телах. т. 1, 2 М.: Мир (1985) 5. Теодосиу К. Упругие модкли дефектов в кристаллах. М.: Мир (1978) 6. Смирнов А.А. Теория сплавов внедрения. М.: Наука (1979) 7. Бойко В.И., Лукьянчук Б.С., Царев Е.Р. Генерация и фазовые переходы в ансамбле упруго взаимодействующих вакансий при лазерном нагреве металлов. Труды ИОФАН, 30. Лазерная генерация неравновесных дефектов в твердом теле. М.: Наука, 6–82 (1991) ОЦЕНКА МЕТОДОМ ВОРОНОВА–ДЕЛОНЕ ТОПОЛОГИЧЕСКИХ ХАРАКТЕРИСТИК ТВЕРДЫХ РАСТВОРОВ ЗАМЕЩЕНИЯ ПЕРЕХОДНЫХ МЕТАЛЛОВ В АЛЮМИНИИ Д.К. Лыкасов, О.А. Чикова Уральский государственный педагогический университет, УрГПУ, 620000, Екатеринбург, Пр.Космонавтов, E-mail: el_minio@mail.ru, chik63@mail.ru С целью оценки топологических характеристик твердых растворов замещения переходных ме таллов в алюминии были выполнены расчеты параметров многогранников Воронова и симплек сов Делоне для ряда промышленно важных композиций на основе алюминия. За центральный атом при расчетах брался атом легирующего элемента. Использована программа В.П. Волошина ODIN_VP_DS. Результаты расчета представлены на рис.1.

Обнаружено, что внедрение атомов магния в кристаллическую решетку алюминия приводит к существенному увеличению свободного объема, что повышает прочность литого металла. На рис.2 приведены изображения многогранника Воронова и симплекса Делоне при внедрения атома M g в кристаллическую решетку алюминия.

Рис.1 Сравнительная характеристика симплексов Делоне для различных элементов Рис.2 Изображение многогранника Воронова и симплекса Делоне при внедрении атома M g в кристаллическую решетку Al КВАНТОВЫЕ ЭФФЕКТЫ В ДВУМЕРНЫХ МАТЕРИАЛАХ Crx Ti1x X2 (X = S, Se, Te) А.И. Меренцов1, А.Н. Титов1,2, А.Е. Карькин 1) Уральский государственный университет им. А.М.Горького, 620083, Екатеринбург, пр. Ленина, 2) Институт физики металлов УрО РАН, 620219, Екатеринбург, ул. С. Ковалевской, E-mail: Alexander.Merentsov@usu.ru Уже долгое время исследуются слоистые двумерные материалы, частным случаем которых являются дихалькогениды титана. Из-за сильной внутрислоевой и достаточно слабой межслоевой связи на основе данных соединений могут быть получены интеркалатные материалы, где атомы, ионы или целые молекулярные комплексы могут быть внедрены между слоями между слоями матрицы. Обнаружено, что при интеркалации диселенида титана переходными металлами проис ходит уменьшение проводимости и подавление магнитного момента, что объяснялось как образо вание ковалентных центров T iM T i (где M переходный металл). Образование ковалентных центров приводит к уменьшению или полной потере некоторых интересных свойств материала. В частности, было обнаружено, что при интеркалации T iSe2 хромом состояния хрома оказываются спиново поляризованными, но образование ковалентных центров приводит к размытию спиновых подзон и к уменьшению спиновой поляризации. Для улучшения эффекта необходимо уменьшить ширину спиновых подзон, что можно сделать, если хром будет не интеркалировать, но замещать титан. В этом случае хром, будучи трёхвалентным, оказывается акцептором.

Методом ампульного синтеза синтезированы материалы с общей формулой Crx T i1x X2, где X = S, Se, T e. Газотранспортным методом выращены монокристаллы с различным содержанием хрома. На монокристаллах были измерены транспортные свойства: температурные зависимости проводимости и константы Холла, а так же магнетосопротивление при гелиевой температуре.

Измерения проводились стандартным четырёхзондовым методом.

В чистом T iSe2 обнаружен квантовый эффект слабой локализации носителей заряда, харак терными чертами которого является квадратичный по полю отрицательный магнеторезистивный эффект и линейная зависимость логарифма сопротивления от температуры. С увеличением кон центрации хрома ввиду увеличения концентрации носителей эффект подавляется. Помимо этого, подавляется характерный для чистого T iSe2 переход в состояние с волной зарядовой плотности, проявляющийся на температурной зависимости сопротивления в виде характерной резистивной аномалии вблизи 200 K. Большой ( 20%) магниторезистивный эффект в монокристалле, со ответствующем компенсации носителей Cr0.044 T i0.95 X2 можно объяснить спиновой поляризаций состояний хрома в материале.

При замещении титана хромом в соединении Crx T i1x X2 наблюдается сохранение характер ной для чистого T iS2 квадратичной зависимости сопротивления от температуры, что отличает акцепторное легирование от донорного.

В системе Crx T i1x X2 заметных изменений в спектре носителей нет, т.к. чистый T iT e2 явля ется полуметаллом и в нём велика концентрация собственных носителей.

Работа выполнена при поддержке гранта РФФИ № 06-03-32900.

МАГНИТНЫЙ РЕЗОНАНС ДЛЯ КРАМЕРСОВЫХ ИОНОВ:

T i3+ В ПЕРОВСКИТЕ А.А. Можегоров, Л.Э. Гончарь, А.Е. Никифоров Уральский государственный университет им. А.М.Горького, 620083, Екатеринбург, пр. Ленина, E-mail: alexey.mozhegorov@usu.ru Магнитные свойства перовскитных кристаллов с 3d–элементами в последнее десятилетие под вергаются интенсивному изучению. Интерес к этим соединениям вызван как открытием новых эффектов в них (ВТСП в купратах, колоссальное магнитное сопротивление (КМС) в манга нитах), так и отсутствием удовлетворительного объяснения этих эффектов. Всё больше новых методы привлекается для изучения веществ упомянутого класса. Один из самых эксперимен тально трудоёмких и в то же время крайне информативных способов исследования магнитной подсистемы кристаллов магнитный резонанс.

Несмотря на высокую эффективность антиферромагнитного/ферромагнитного резонанса (АФ МР/ФМР), есть две причины, по которым этому методу уделяется малое внимание эксперимен таторов: сложная экспериментальная техника и слабая теоретическая разработанность метода в применении к конкретным материалам.

Данная работа призвана проиллюстрировать возможности теории АФМР/ФМР на актуаль ном примере редкоземельных титанатов.

За магнитные свойства кристаллов RT iO3 (R немагнитный редкоземельный ион или Y ) отвечают ионы T i3+, каждый из которых имеет всего по одному электрону в 3d–оболочке.

Кристаллическое поле расщепляет пятикратно вырожденный 3d–уровень и основным состоянием иона оказывается орбитально невырожденное состояние крамерсов дублет. Такое электронное строение на первый взгляд делает редкоземельные титанаты одной из наиболее простых 3d– систем.

Для рассмотрения магнитного резонанса нами используется широко известный метод эффек тивного спин–гамильтониана (ЭФГ) [1, 2]. ЭФГ в случае крамерсова дублета выглядит следую щим образом: Si Aij Sj + H gi S j.

Jij (Si · Sj ) + Dij · [Si Sj ] Hef f = (1) i=j i,, Здесь Jij, Dij, Aij постоянные изотропного сверхобмена, антисимметричного анизотропного сверхобмена (взаимодействия Дзялошинского–Мория) и симметричного анизотропного сверхоб мена между i–ым и j–ым ионами T i3+ ;

Ai g–фактор i–го иона T i3+ ;

Si, Sj спины соответ ствующих ионов;

H внешнее магнитное поле;

, декартовы компоненты векторов.

Развивается следующая схема исследования: abinitio кластерный расчёт параметров ЭФГ с использованием модели Хаббарда [3] построение и решение ЭФГ расчёт макроскопических свойств системы (в данном случае - АФМР/ФМР в титанатах) на основе ЭФГ. Особенное внима ние уделяется специфике ЭФГ и, как следствие - своеобразию спектров АФМР/ФМР, в случае кристаллов RT iO3.

Работа поддержана фондом Династия, грантами РФФИ - Урал № 04-02-96078 и CRDF REC-005.

1. Абрагам А., Блини Б., Электронный парамагнитный резонанс переходных ионов. М.: Мир (1973).

2. Митрофанов В.Я., Никифоров А.Е., Черепанов В.И., Спектроскопия обменно–связанных ком плексов в ионных кристаллах. М.: Наука (1985).

3. Можегоров А.А. Никифоров А.Е., Ларин А.В., Ефремов А.В., Гончарь Л.Э., Агзамова П.А.

направлено для опубликования в журнале Физика Твёрдого Тела.

ДИНАМИКА ДОМЕННОЙ ГРАНИЦЫ В ОРТОФЕРРИТАХ С НЕОДНОРОДНОЙ ОБМЕННОЙ КОНСТАНТОЙ Р.Р. Муртазин Башкирский Государственный Университет, 450074, Уфа, ул.Фрунзе, E-mail: murtazinrr@mail.ru Ранее нами была исследована с помощью численных методов динамика доменной границы (ДГ) магнетиков с неоднородной константой магнитной анизотропии k [1]. Однако часто, наличие дефектов в магнетиках приводит к локальному изменению параметров магнитной анизотропии и обменного взаимодействия [2]. Поэтому представляет интерес исследовать влияние неоднород ности обменной константы на динамику ДГ.

В работе рассматривался бесконечный кристалл редкоземельного ортоферрита (РЗО) в вы сокотемпературной магнитной фазе. Учитывая в плотности энергии РЗО обменное взаимодей ствие, анизотропию, зеемановскую энергию и затухание, уравнение Ландау–Лифшица, опреде ляющее движение для намагниченности, в угловых переменных вектора антиферромагнетизма l = l(cos, 0, sin ) можно представить в обезразмеренном виде:

2 1 (A(x) + 1) · sin 2 + A (x) = h sin + (1) x 2 x где A(x) фуекция, определяющая зависимость от координаты x неоднородной обменной кон станты (НОК), h нормированное внешнее магнитное поле, угол между вектором анти ферромагнетизма l и осью Oz, нормированная константа затухания. В качестве начальных условий использовалось решение в виде 180–градусной ДГ 0 () = 2arctg(ex ).

x Были изучены колебания ДГ локализованной в области НОК под действием постоянного и переменного магнитного поля. Построены зависимости координаты центра ДГ от частоты внеш него переменного магнитного поля. Найдена зависимость резонансной частоты трансляционной моды колебания ДГ от параметров НКО. Определены критические величины hc при котором происходит срыв ДГ со статического положения равновесия. Проведено сравнение результатов полученных для произвольного случая значений НКО, с результатами, полученными с помощью теории возмущении для солитонов [3].

1. Екомасов Е.Г., Шабалин М.А., Азаматов Ш.А., Электронный журнал Исследовано в Рос сии, 154, 1621 (2005), http://zhurnal.ape.relarn.ru/articles/2005/154.pdf 2. Шамсутдинов М.А., ФТТ, 33, вып. 11, 3336 (1991) 3. Додд Р., Эйлбек Дж., Гиббон Дж., Моррис Х. Солитоны и нелинейные волновые уравнения.

М.: Мир (1988) СРАВНИТЕЛЬНЫЙ АНАЛИЗ ПСЕВДОЩЕЛЕВОЙ ФАЗЫ ЭЛЕКТРОННО И ДЫРОЧНО ЛЕГИРОВАННЫХ ВТСП:

LDA+DMFT+k ПОДХОД И.А. Некрасов1, Э.З. Кучинский1, З.В. Пчелкина2, М.В. Садовский 1) Институт электрофизки УрО РАН, 620016, Екатеринбург, ул. Амундсена, 2) Институт физики металлов УрО РАН, 620219, Екатеринбург, ул. С. Ковалевской, Существует два принципиально отличных друг от друга класса высокотемпературных сверх проводников (ВТСП): дырочно и электронно легированные. Типичная фазовая диаграмма ВТСП оксидов содержит так называемую псевдощелевую фазу при температурах выше сверхпроводя щего перехода TC и консентрациях легирующих примесей ниже оптимальной величины (при которой TC максимальна). Среди прочих можно выделить две наиболее хорошо изученных экс периментально ВТСП системы: электронно и дырочно легированные Bi2 Sr2 CaCu2 O8x (Bi2212) и Nd2x Cex CuO2 (NCCO) [1 – 4]. Для сравнения электронных свойств псевдощелевой фазы в данных соединениях нами был применен метод LDA+DMFT+k [5, 6]. В данном методе удает ся обобщить стандартные уравнения теории динамического среднего поля (DMFT) [7] за счет введения в них взаимодействия с “внешними” флуктуациями ближнего порядка для описания пространственно неоднородных электронных состояний. В частности, в данной работе использо вана k для антиферромагнитных флуктуаций. Для учета особенностей электроной структуры данных конкретных материалов были использованы зонные расчеты.

В данной работе торетически были рассчитаны квазичастичные дисперсии, поверхности Фер ми, фотоэмиссионные спектры с угловым разрешением и оптическая проводимость [8][?] для Bi2212 и NCCO. Полученные результаты демонстрируют полуколичественное согласие с резуль татами экспериментов. Показано, что отличия электронной структуры, полученной в рамках зон ных расчетов, приводят к качественно разной картине разрушения поверхности Ферми в данных классах ВТСП систем в псевдощелевом режиме. [9] 1. A. Damascelli, Z. Hussain, Z.-X. Shen, Rev. Mod. Phys. 75, 473 (2003) 2. J.C. Campuzano, M.R. Norman, M. Randeria, In Physics of Superconductors, Vol. II, ed. K. H.

Bennemann and J. B. Ketterson (Springer, Berlin, 2004), p. 167- 3. J. Fink, et al., cond-mat/ 4. X.J. Zhou, et al., cond-mat/ 5. E. Z. Kuchinskii, I. A. Nekrasov, M.V. Sadovskii, JETP Letters 82, 198 (2005);

6. M.V. Sadovskii, et al., Phys. Rev. B 72, 155105 (2005).

7. A. Georges et al., Rev. Mod. Phys. 68, 13 (1996).

8. E.Z. Kuchinskii, I.A. Nekrasov, M.V. Sadovskii, Phys. Rev. B 75, 115102 (2007).

9. I.A.Nekrasov, et al., arXiv:0708.2313.

НЕЛИНЕЙНАЯ ДИНАМИКА ПРОЦЕССОВ КРИСТАЛЛИЗАЦИИ С ДВУХФАЗНОЙ ЗОНОЙ Д.В. Александров, И.Г. Низовцева Кафедра математической физики, Уральский государственный университет им. А.М. Горького, 620083, Екатеринбург, пр. Ленина, E-mail: dmitri.alexandrov@usu.ru Основное содержание работы посвящено исследованию актуальных проблем кристаллизации морских льдов и затвердевания сплавов с приложениями к описанию естественных природных явлений (в том числе к задачам климатологии) и реальных металлургических процессов. В работе исследуются вопросы сильно нелинейной динамики процессов кристаллизации. Авторы, взяв за основу модифицированную классическую модель двухфазной зоны, исследовали нестационарные процессы направленного затвердевания растворов, расплавов. Обсуждаются вопросы нахожде ния решений для широкого класса уравнений математической физики с подвижной границей при наличии фазового перехода. Традиционная математическая модель адаптирована с целью получения новых аналитических и численных результатов касательно динамики образования мо лодого льда в трещинах вековых льдов, в том числе расчетов теплового потока, выделяющегося в атмосферу, и описания затвердевания слитков при учете роста и взаимодействия частиц в пе реохлажденной матрице системы.



Pages:     | 1 || 3 | 4 |
 





 
© 2013 www.libed.ru - «Бесплатная библиотека научно-практических конференций»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.