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 государственный университет VII Молодёжный семинар по проблемам ...»

-- [ Страница 2 ] --

Модель локализованных электронов предсказывает линейную связь между относительным изменением температуры магнитного упорядочения и объемом элементарной ячейки V при вне дрении немагнитных атомов. Модель на основе спин-флуктуационного подхода предсказыва ет линейную зависимость относительного изменения Tc от изменения ((Ne/Ne ) · (s/ )) s []. Здесь Ne – число валентных электронов, привнесенных атомами внедрения в соединение 217, рассчитанное на формульную единицу. N – число электронов, находящихся на внешних, e незаполненных электронных орбитах исходного соединения R2Fe17., s – спонтанный маг s нитный момент двойного и тройного соединений соответственно в µB на ф.е. при 0 К. Принци пиальных противоречий в предсказаниях изменения Tc в этих двух моделей не обнаруживаются (мы здесь не рассматриваем атомы замещения, которые в нашей модели описываются, а в моде ли локализованных электронов ей противоречат). В докладе прослеживается, какая из моделей лучше описывает магнитное поведение этих систем. В данной работе для соединений R2Fe17, где R Ce, Dy, Gd, Ho, Er, Nd, Lu, Pr, Sm, Tb, Th, Tm, Y с атомами внедрения C, H, N вычис лены уравнения парной регрессии, коэффициенты корреляции и детерминации, связывающие (V/V ) с (TC/TC) и ((Ne/Ne ) · (s/ )) с (TC/TC), соответственно. В расчете использо s ваны экспериментальные данные авторов: Otani Y. et al., ;

Shen B. et al., ;

Zhong X.-P.

et al., ;

Li Z.W. et al, ;

Wang Xiang-Zhong et al., ;

Sun H. et al., ;

Handstein A. et al., ;

Lin-shu Kong et al., ;

Tereshina I.S. et al., ;

Jacobs T.H. et al., ;

Kou X.C. et al., ;

Qi-nian Qi et al.,. На основе проведенного анализа (учтено 80 соединений) делается вывод, что спин-флуктуационый подход дает более адекватную картину описания магнетизма в интерметаллических соединениях, чем подход на основе модели локализованных электронов.

Работа выполнена при финансовой поддержке РФФИ (проект --), Президиума РАН, Фонда содействия отечественной науке.

. Гребенников В.И., Гудин С.А. - ФММ. т.. в.. с.-.

Многоэлектронные мультиплетные эффекты в спектре Co3+ в кристаллах Ефремов А.В., Ларин А.В., Никифоров А.Е., Попов С.Э.

Уральский государственный университет,, Екатеринбург, пр. Ленина E-mail: basis@hotmail.ru Ион Co3+ имеет электронную конфигурацию d6 и в кристаллах конкуренцию влияния кри сталлического поля и эффектов взаимодействия электронов незаполненных оболочек, что при водит к изменению основного состояния в зависимости от внешних условий (температуры, гид ростатического давления). Например, LaCoO3 является диамагнитным полупроводником при низких температурах, а при 100o К переходит в магнитную моноклинную фазу. Различные сце нарии фазового перехода зависят от взаимного расположения низкоспинового 1A1(t6), высо коспинового 5T2(t4e2) и промежуточного 3T1(t5e1).

2 В данной работе исследован энергетический спектр кластера [CoO6] в полуэмпирической модели [], учитывающей редукцию кулоновских и обменных взаимодействий электронов неза полненных оболочек при учете эффектов гибридизации d-функций магнитного иона и s, p функций лигандов.

Получены диаграммы нижних уровней энергии Co3+ в кристалле в зависимости от величины кристаллического поля () и факторов редукции (t, e). Поведение уровней отличается от поведения, описываемого диаграммой Танабе-Сугано.

В приближении многоконфигурационного хартри-фоковского подхода проведены неэмпи рические расчеты кластера [CoO6] в окружении 310 ионов, моделирующих кристалл, с исполь зованием комплекса PCGAMESS [,]. Результаты неэмпирических расчетов сравнены с полу эмпирической схемой.

Работа выполнена при финансовой поддержке CRDF (REC-), РФФИ --, -, и Министерства образования UR....

. A. Fazzio, M.J. Caldas, Alex Zunger, Physical Review,, ().

. 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., ().

. A.A. Granovsky, http://classic.chem.msu.su/gran/gamess/index.html Метод квадратного корня в вычислении эффективных кинетических и механических характеристик текстурированных и композиционных материалов Ефремов Н.С., Митюшов Е.А., Берестова С.А.

Уральский Государственный Технический Университет – УПИ, Екатеринбург, ул. Мира, E-mail: teormech@mmf.ustu.ru Как известно, анизотропия физико-механических свойств гетерогенных материалов может быть обусловлена различными причинами. Основной из них является наличие в материале кри сталлографической и механической текстур. Особый класс гетерогенных материалов представ ляют одно и многофазные поликристаллы, причиной неоднородности физических характери стик которых, помимо различия в свойствах фазовых составляющих, является анизотропия свойств кристаллитов и различие в их кристаллографической ориентации. Анизотропия кинети ческих и механических характеристик отдельных зерен поликристалла или фаз в гетерофазной системе в общем случае усложняет задачу определения эффективных характеристик подобных систем.

При прогнозировании эффективных свойств микронеоднородных материалов, таких как ме таллы и сплавы, а также армированные композиты с непрерывным или дискретным расположе нием волокон приходится решать задачу усреднения кинетических и механических свойств.

Общей проблемой в решении этих задач является пространственное усреднение по множеству ориентаций зерен в текстурированном поликристалле или волокон в композите. В обоих слу чаях предполагается известной плотность распределения углов Эйлера, задающих ориентацию элементов структуры по отношению к лабораторной системе координат.

Наиболее просто такие задачи решаются в рамках моделей, пренебрегающих взаимным вли янием элементов микроструктуры, которые обобщают известные решения для случая равно вероятного распределения структурных элементов по ориентациям. Также известны методы, использующие равенства высших инвариантов исходных и усредненных тензоров физико-ме ханических свойств. [] Математической основой этих методов является нахождение среднего значения логарифма исходного тензора. Усредненные таким образом тензора удовлетворяют условию взаимной обратимости, и в некоторых случаях совпадают с частными точными реше ниями задач по определению эффективных свойств микронеоднородных сред.

Предлагается простая процедура усреднения с использованием оригинального метода квад ратного корня. Получаемый в результате усреднения тензор находится как средняя геометриче ская величина предельных тензоров, полученных при пренебрежении взаимным влиянием эле ментов микроструктуры и определяющих вариационные границы истинного значения искомого тензора. Так, для случая определения эффективного тензора электрических свойств (электро проводимости) имеем: q hi hi1.

eff = Получаемые в результате такого усреднения тензоры кинетических и механических свойств удовлетворяют условию взаимной обратимости. Определение среднегеометрического значения двух тензоров основано на отыскании собственных векторов и соответствующих собственных значений матрицы hi hi1. В случае определения эффективных упругих характеристик ис пользуется процедура усреднения тензоров четвертого ранга, которые представляются в виде тензоров второго ранга в соответствующих шестимерных пространствах.

. Митюшов Е.А., Гельд П.В., Адамеску Р.А., Обобщенная проводимость и упругость макрооднородных гетерогенных материалов, М.: Металлургия, с. () Выделение подрешеток в кристаллических соединениях тетрагональной сингонии Ерукаева Е.В., Силинин А.В.

Кемеровский государственный университет,, Кемерово, ул. Красная, E-mail: elena_eruk@mail.ru, silinin@kemsu.ru Многие кристаллические структуры построены совмещением одинаковых или различных трансляционно совместимых подрешеток Бравэ. Большинство кристаллов представляют собой совокупность одинаковых подрешеток (NaCl, CsCl, алмаз, сфалерит).

Однако существуют кристаллические структуры, в которых можно выделить более высоко симметричные подрешетки Бравэ, чем тип Бравэ кристалла, т.е. такие кристаллы состоят из подрешеток разного типа Бравэ (примеры –– структуры флюорита и антифлюорита). Наличие в них подрешеток, более высокосимметричных, чем кристалл в целом, говорит о существова нии в данных кристаллах «скрытой» симметрии, что проявляется в некоторых особенностях химической связи, зонных спектров и других физических и физико-химических свойств [].

Кристаллографический аспект построения кристаллов из подрешеток Бравэ рассмотрены в ра ботах [–].

№ Кристалл Решетка Пр. группа Подрешетки одна q подрешетка Pt;

одна q подрешетка S с вдвое меньшим 131 (D9 ) v PtS q 4h пространственным периодом одна q подрешетка Ti;

четыре q подрешетки O;

пространствен 136 (D14 ) v TiO2 q 4h ные периоды всех подрешеток совпадают с периодом кристалличе ской решетки 139 (D17 ) одна q подрешетка Th с пространственным периодом, равным пе v v ThH2 q 4h риоду кристаллической решетки;

одна q подрешетка H, поверну тая относительно стандартной ориентации по отношению к систе ме координат на угол 45 относительно оси z (с пространственными периодами: вдоль оси z c/2, в плоскости xy 2a/2, где a и c – пространственные периоды кристаллической решетки) одна q подрешетка Si, одна q подрешетка U, повернутые отно v 140 (D18 ) SiU3 q 4h сительно стандартной ориентации по отношению к системе коор динат на угол 45 относительно оси z (с пространственными пери одами: вдоль оси z c/2, в плоскости xy 2a/2, где a и c – пространственные периоды кристаллической решетки) и смещен ные друг относительно друга на половину пространственного пе риода вдоль оси x;

четыре q подрешетки U с пространственным v периодом, равным периоду кристаллической решетки С помощью разработанной на кафедре теоретической физики КемГУ программы для вы деления подрешеток Бравэ в кристаллах проанализированы тетрагональные кристаллы из базы данных Crystal Lattice Structures. Среди них найдены кристаллы с различающимся типом подре шеток Бравэ: PtS, TiO2 (рутил), SiU3, ThH2.

В дальнейшем для приведенных выше соединений планируется проанализировать особен ности зонных спектров и распределения электронной плотности, чтобы установить их связь с имеющейся в данных кристаллах более высокой, «скрытой» симметрией.

. Журавлев Ю.Н., Кособуцкий А.В., Поплавной А.С., Известия вузов. Физика,, ().

. Поплавной А.С., Силинин А.В., Кристаллография,, ().

. Поплавной А.С., Силинин А.В., Известия вузов. Физика,, ().

Непертурбативное описание влияния объемного заряда на эмиссию с конического острия Болтачев Г.Ш., Зубарев Н.М.

Институт электрофизики УрО РАН, Екатеринбург, Амундсена E-mail: nick@ami.uran.ru В пионерских работах Чайлда [] и Лэнгмюра [] был установлен универсальный закон I U (закон «/»), где I – электрический ток насыщения, ограниченный объемным зарядом, а U 3/ – приложенная к межэлектродному промежутку разность потенциалов. Коэффициент пропор циональности, называемый первеансом, зависит от геометрии системы. Строгий анализ экра нирующего влияния объемного заряда реализован лишь в одномерных задачах –– для случаев плоской, цилиндрической и сферически симметричной геометрий задачи. Вместе с тем, ко ническая геометрия эмитирующего электрода, как простейшее приближение к конфигурации острий, играет принципиально важную роль в эмиссионной электронике как в связи с наличием естественных или искусственных микровыступов на катоде, так и в связи с разработкой и изу чением конических катодов. Выявленные в результате D численных расчетов [] закономер ности способствовали развитию аналитической теории двумерного закона «/» [,]. Однако, несмотря на используемую авторами [,] терминологию, исследуемая ими эмиссия является скорее одномерной. Поверхности электродов плоские, а тангенциальное движение эмитируе мых частиц подавляется бесконечно высоким стационарным магнитным полем. Коническая же геометрия эмитирующего электрода соответствует существенно двумерному движению заря женных частиц. Для такой геометрии представляет интерес разработка простой аналитической модели, позволяющей рассчитывать распределение электрического поля и поля скоростей эми тируемых электронов в случае значительного объемного заряда. Сложность этой задачи связана с существенной нелинейностью уравнений, самосогласованно описывающих движение заряжен ных частиц в электрическом поле.

В настоящей работе мы предлагаем полуаналитический подход к описанию эмиссии с кони ческого катода. Он основан на использовании автомодельной редукции уравнений, задающих пространственные распределения электрического поля, поля скоростей электронов и плотности объемного заряда, к системе обыкновенных дифференциальных уравнений [].

Их решение поз воляет дать самосогласованное описание работы конического эмиттера в режиме ограничения тока объемным электрическим зарядом. В результате была установлена зависимость первеанса для рассматриваемой системы от ее геометрии –– угла раствора конуса, его характерного раз мера и межэлектродного расстояния. В предельном случае, когда происходит переход от кони ческой геометрии к плоской, полученные решения превращаются в известные решения Чайлда Ленгмюра [,]. Таким образом, сформулированный подход можно считать обобщением извест ной теории планарного диода на более сложный случай конической геометрии.

Работа выполнена в рамках Программы фундаментальных исследований Президиума РАН «Математические методы в нелинейной динамике», Целевой программы поддержки междисци плинарных проектов УрО РАН и СО РАН, и при поддержке Фонда содействия отечественной науке.

. Child C.D., Phys. Rev.,, (). Langmuir I., Phys. Rev.,, (). Luginsland J.W., Lau Y. Y., Gilgenbach R.M., Phys. Rev. Lett.,, (). Lau Y.Y., Phys. Rev. Lett.,, (). Rokhlenko A., Lebowitz J. L., Phys. Rev. Lett.,, (). Boltachev G.Sh., Zubarev N.M., Europhys. Lett.,, () Бездисперсионные волны конечной амплитуды на поверхности жидкости в тангенциальном электрическом поле Зубарева О.В., Зубарев Н.М.

Институт электрофизики УрО РАН, Екатеринбург, Амундсена E-mail: olga@ami.uran.ru Как известно [,], тангенциальное электрическое поле, в отличие от нормального поля, ока зывает стабилизирующее влияние на свободную поверхность диэлектрической жидкости. При достаточно больших значениях напряженности поля распространение волн в широком диапа зоне волновых чисел будет описываться линейным волновым уравнением, т.е. будет бездис персионным. Для волнового уравнения инварианты Римана без искажений распространяются вдоль прямых параллельных характеристик, что соответствует известному решению Даламбе ра. Проблема учета нелинейности, возникающая при рассмотрении волн конечной амплитуды, сводится к изучению того, каким образом инварианты Римана будут эволюционировать под ее воздействием. Как правило, нелинейность определяет тенденцию к формированию различного рода особенностей в профиле волны []. В работе [], где с учетом квадратичных нелинейностей анализировались волны малой амплитуды на поверхности жидкого диэлектрика, было обнару жено, что для жидкостей с достаточно большими значениями диэлектрической проницаемости возникает нетипичная ситуация. Инварианты Римана (по отдельности) распространяются вдоль соответствующих характеристик без изменений, как и в отсутствие нелинейности.

В настоящей работе демонстрируется, что это замечательное свойство обобщается и на вол ны произвольной амплитуды, т.е. нелинейность не приводит к искажению профиля волн произ вольной геометрии, что обеспечивает их структурную устойчивость. Это, впрочем, не означает, что влиянием нелинейности можно пренебречь вовсе. Нелинейность будет определять взаимо действие противоположно направленных волн.

Данная работа выполнена в рамках Целевой программы поддержки междисциплинарных проектов УрО РАН и СО РАН и при поддержке Фонда содействия отечественной науке.

. Melcher J.R., Field-Сoupled Surface Waves, MIT Press, Cambridge, MA (). Melcher J.R., Phys. Fluids,, (). Ньюэлл А., Солитоны в математике и физике, Москва, Мир (). Zubarev N.M., Phys. Lett. A,, () Аномалии намагниченности ферромагнитных мартенситов Ni Mn Ga Загороднюк С.П., Львов В.А.

Киевский национальный университет имени Тараса Шевченко,, Украина, г. Киев, ул. Владимирская, E-mail: kola@univ.kiev.ua, victorlvov@univ.kiev.ua Построена феноменологическая теория магнитых свойств термоупругих сплавов, сочета ющих мартенситное фазовое превращение с ферромагнитным упорядочением [,]. На каче ственном уровне проанализированы возможные типы температурной зависимости намагничен ности для сплавов с разным соотношением между температурой мартенситного превращения TM и температурами Кюри аустенитной и мартенситной фаз TCA и TCM, соответственно (рис. ).

Установлено, что разница между TCA и TCM обусловлена объемной магнитострикцией. Дана количественная оценка разности температур Кюри аустенитной и мартенситной фаз трех ква зистехиометрических сплавов семейства Ni Mn Ga. Показано, что именно магнитострик ционная перенормировка температуры Кюри приводит к обнаруженным в ряде экспериментов температурным аномалиям намагниченности данных сплавов. Представлены рассчетные зави симости намагниченности от температуры M (T ) и достигнуто их количественное совпадение с экспериментальными кривыми M (T ).

Рис.. Разные типы температурных зависимостей намагниченности для ферромагнитных сплавов с возможностью мартенситного превращения (сплошные линии). Точечными и пунктирными линиями изображены неста бильные фазы.

. P.J. Webster, K.R.A. Ziebeck, S.L. Town, M.S. Peak, Phil. Mag. B, ().

. K. Ullakko, J.K. Huang, C. Kantner, R.C. O’Handley, V.V. Kokorin, J. Appl. Phys. ().

1/N разложение для антиферромагнетика с треугольной решеткой Игнатенко А.Н., Катанин А.А., Ирхин В.Ю.

Институт физики металлов УрО РАН, Екатеринбург, ул. С. Ковалевской, E-mail: and_ign@rambler.ru Мы рассматриваем низкотемпературные (T J, J – обменный параметр) свойства двумер ного гейзенберговского антиферромагнетика с треугольной решеткой. Веществами такого ти па являются, например VCl2 и VBr2. Сильные взаимодействия спин-волновых возбуждений и квантово-критических флуктуаций учитываются эффективной квантовой теорией поля, кото рая имеет вид обобщенной нелинейной сигма модели. Параметр порядка последней, в отличие от обычной нелинейной сигма модели релевантной для квадратной решетки [], является O(3) матрицей.

Для работы с этой нелинейной сигма моделью используется идея обобщения на N компо нент, где N – число спиновых компонент (N = 3 для физического случая), которая позволяет при переходе к пределу N отобрать главную подпоследовательность фейнмановских диа грамм. Мы обобщаем нелинейную сигма модель на N компонент и получаем модeль с парамет ром порядка из группы O(N). Известно [], что нелинейные модели параметр порядка которых является NN-матрицей при N не решаются. Мы показываем, что в данном случае эту трудность можно обойти интегрируя лишние степени свободы. Таким образом мы приходим к сигма модели на однородном пространстве O(N)/O(N2).

Мы находим одно из решений модели при N и доказываем, что другие решения ирреле вантны. Далее мы находим поправки по 1/N к найденному решению. В рамках 1/N разложения мы находим перенормированные однородные восприимчивости и спиновые жесткости в основ ном состоянии для in и out мод соответственно:

1/g + 1/3gc in = out out = (1/g 1/gc),, 1/g 1/3lgc c in = 2out, out = c(1/g 1/gc), где c = g = 6a/S – константы эффективного лагранжиана, gc – неуниверсальное JSa, критическое значение константы связи. В квазиклассическом пределе S мы получаем значения жесткостей и восприимчивостей совпадающие с результатами спин-волновой теории.

Наконец мы вычисляем критические индексы квантового фазового перехода в разупорядо ченное состояние:

1 6 () = =, 2 N 2 N Эти критические индексы совпадают с критическими индексами полученными N разложени ем модели Гинзбурга-Ландау для треугольной решетки. Точность этих выражений в сравнений с экспериментом и компьютерным моделированием для N = 3 равна 30%. Для систем с квадрат ной решеткой эта точность равна 15%. Несмотря на это 1/N разложение для квадратной решет ки позволяет получить прекрасное согласие с экспериментом для термодинамических величин []. Поэтому можно надеяться, что точность в 30% для критических индексов для треугольной решетки означает достаточно высокую точность для термодинамических величин.

. Irkhin V.Yu. and Katanin A.A., Phys.Rev. B,, (). Поляков. А.М., Калибровочные поля и струны, Ижевск () Формирование ферромагнетизма в двумерных системах с сингулярностями Ван-Хова Игошев П.А., Катанин А.А., Ирхин В.Ю.

Институт физики металлов УрО РАН, Екатеринбург, ул. С. Ковалевской, E-mail: igoshev_pa@imp.uran.ru Исследуется возможность возникновения ферромагнетизма в основном состоянии двумер ной модели Хаббарда с электронным спектром k = 2t(cos kxa + cos kya) + 4t 0 (cos kxa cos kya + 1) µ, который имеет сингулярность Ван-Хова в плотности состояний (такая особенность спектра име ются, например, в недавно открытых слоистых рутенатах и трехмерных слабых зонных маг нетиках типа ZrZ2). В обсуждаемых условиях модель Хаббарда может быть сведена к спин фермионной модели, где рассматривается взаимодействие электрона с полем коллективных возбуждений – спиновых флуктуаций, взаимодействующих друг с другом. Вблизи ферромаг нитного упорядочения (, где – корреляционная длина спиновых флуктуаций) учи тываются только статические коллективные спиновые возбуждения с малым импульсом. Учет взаимодействия коллективных спиновых возбуждений, которым пренебрегается в стандартном анализе спин-фермионной модели [,], является принципиальным для систем со спектром, со держащим сингулярности Ван-Хова.

Для определения критерия ферромагнетизма рас сматривается импульсная зависимость неоднородной неприводимой статической восприимчивости и двух частично-неприводимая вершина взаимодействия кол лективных спиновых возбуждений при различных зна чениях константы связи электрон-электронного взаи модействия I. Для t 0 = 0.45t при значениях I 4.3t для n = 0.53, I 5.4t для n = 0.58 и I 6.3t для n = 0.63 (n – электронная концентрация) статиче ская неприводимая восприимчивость приобретает мак симум при q = 0 (на Рис. показан график ее второй Рис.. График зависимости второй производ- производной в точке q = 0, знак которой позволяет ной по qx от неприводимой поперечной ста- определить поведение статической неприводимой вос тической восприимчивости q при q = 0 от приимчивости в окрестности точки q = 0), что явля I: сплошная линия – n = 0.53, штриховая – ется необходимым условием для возникновения фер n = 0.58, штрихпунктирная – n = 0.63. ромагнетизма. Неприводимая вершина взаимодействия коллективных возбуждений становится положительной (t 0 = 0.45t) при I 1.8t для n = 0.53, I 2.2t для n = 0.58 и I 2.6t для n = 0.63, что является другим необходимым условием (более слабым по сравнению с максимальностью неприводимой восприимчивости при q = 0) ферромагнетизма в основном состоянии.

Вычисление полной вершины взаимодействия коллективных спиновых возбуждений в рам ках лестничного приближения с последующим переходом к пределу M (где M – число компонент спина) позволяет определить параметры электронного спектра (собственную энер гию и спектральные функции) вблизи ферромагнитной неустойчивости.

. J. Schmalian, D. Pines, B. Stojkovic. Phys. Rev. B, (). A.A. Katanin. Phys. Rev. B, () Биметаллические соединения титанового сплава с орторомбическим алюминидом титана Гринберг Б.А.1, Иноземцев А.В.1, Пацелов А.М.1, Антонова О.В.1, Рыбин В.В.2, Семенов В.А. 1)Институт физики металлов УрО РАН,, Екатеринбург, ул. С.Ковалевской, E-mail: avinz@imp.uran.ru 2)ЦНИИКМ «Прометей» С.-Петербург Получены биметаллические соединения орторомбического алюминида титана (ОАТ) ВТИ 1 и титанового сплава ПТ3-В состава посредством диффузионной сварки, ВТИ-1 и титанового сплава ВТ1-0 сваркой взрывом. Исследованы их фазовый состав и микроструктура методами рентгеновской дифрактометрии, металлографии, микрорентгеноспектрального анализа, скани рующей и просвечивающей электронной микроскопии. Обнаружено, что после диффузионной сварки титановый сплав в основном возвращается в исходное состояние ( фаза с небольшой объемной долей фазы), тогда как алюминид (в исходном состоянии смесь 2 и O фаз) оказался превращенным в разупорядоченную ОЦК фазу (). Выявлен многослойный характер диффузи онной зоны, идентифицированы фазы, образующие слои. Наблюдаемые структуры со стороны ОАТ и титанового сплава вблизи КП имеют много общего: они содержат ОЦК фазы соот ветствующего состава и пластинчатые включения других фаз. Основную роль в формировании исследуемого соединения играют превращения интерметаллических 2 и О фаз в разупорядо ченную фазу. Проведен реконструкционный отжиг соединения (ВТИ-1/ПТ3-В) для восста новления фазового состава ОАТ.

После сварки взрывом фазовый состав исследуемых материалов в основном сохраняется и представляет собой смесь 2 и орторомбической фаз в сплаве ВТИ-1 и фаза в титановом сплаве ВТ1-0. Однако их структура меняется радикально. Одновременное наблюдение ячеистой структуры, полосовой структуры и новых зерен свидетельствует о различных стадиях фрагмен тации, обусловленных неоднородностью деформации.

Работа выполнена при финансовой поддержке ФГУП ЦНИИКМ «Прометей», дог. № // -;

проекта Президиума РАН №.

. Рыбин В.В., Сидоров И.И., Гринберг Б.А., Антонова О.В., Иноземцев А.В. и др., Вопросы материало ведения., N, с. - (). Рыбин В.В., Семенов В.А., Гринберг Б.А., Пацелов А.М., Иноземцев А.В. и др., Сборник трудов -го международного симпозиума OMA., с. - (). Рыбин В.В., Гринберг Б.А., Семенов В.А., Иноземцев А.В. и др., Материаловедение,, N, с. -.

(). Рыбин В.В., Семенов В.А., Гринберг Б.А., Антонова О.В., Елкина О.А., Карькина Л.Е., Пацелов А.М., Иноземцев А.В. и др., ФММ,, N, с. -. () Влияние легирования железом на электрические и магнитные свойства титаната кальция и стронция Надольский А.Л.1, Казанцева А.С.1, Дежнев А.А.1, Дунюшкина А.А. 1)Уральский государственный университет им. А.М. Горького,, Екатеринбург, пр. Ленина, E-mail: lastochka@mail.ru 2)Институт высокотемпературной электрохимии УpО РАН В г. была обнаружена высокая проводимость, высокие числа переноса ионов кислоро да и значительная кислородопроницаемость в легированных перовскитах на основе SrTiO3 и CaTiO3. В работах [,] показано, что наибольшей ионной и электронной проводимостью об ладают соединения с замещением титана железом.

Настоящая работа посвящена экспериментальному исследованию магнитных и электриче ских свойств систем SrTi1xFexO3 и CaTi1xFexO3 (x = 0.02 0.5).

Чистые титанаты кальция и стронция диамагнетики. В восстановительной атмосфере из-за увеличения концентрации кислородных вакансий и, соответствующего возникновения трехва лентного титана, появляется слабый парамагнетизм. Магнитная восприимчивость соединений возрастает при легировании железом и имеет максимум при x = 0.3 для CaTi1xFexO3 и x = 0.4 для SrTi1xFexO3. Все образцы в области температур 80 300 К демонстрируют типично парамагнитное поведение, и температурные зависимости восприимчивости удовлетво рительно подчиняются закону Кюри-Вейсса. При более высоких температурах в образцах на блюдается ярко выраженный переход магнитный порядок – беспорядок при T 650 К для CaTi1xFexO3 и при T 700 K для SrTi1xFexO3. Сам вид кривой вблизи этой темпера туры напоминает поведение ферромагнетика при температуре Кюри.

Электропроводность образцов CaTi1xFexO3 и SrTi1xFexO3 в зависимости от темпе ратуры измеряли с помощью четырехзондового метода на переменном и постоянном токе. Ход температурных зависимостей электронной проводимости указывает на сложный фазовый со став образцов титанатов стронция и кальция при введении в них железа. При содержании железа более 20% наблюдается существенное отклонение температурной зависимости проводимости от экспоненциальной.

Как для титаната стронция и для титаната кальция с ростом содержания железа эффектив ный момент и магнитная восприимчивость носит экстремальный характер. Максимум наблю дается в окрестности x = 0.2 0.3 для CaTi1xFexO3 и x = 0.4 для SrTi1xFexO3. При в обоих соединениях наблюдается остаточная намагниченность.

Сделано предположение о неоднофазности соединений при x 0.02.

. S. Marion, T. Norby. Ionic and electronic conductivity in Fe substitutedCaTiO3 Department of Chemistry, University of Olso.

. Tokao Esaka, Takashi Fujii, Kazuo Suwa. Electrical conduction in CaTi1xFexO3 Solid State Ionics, vol № /,, p. Исследование электрофизических свойств селенида кадмия при высоких давлениях методом импедансной спектроскопии Кандрина Ю.А.

Уральский государственный университет им. А.М. Горького,, Екатеринбург, пр. Ленина E-mail: yulia_kandrina@mail.ru Цель работы –– исследование электрофизических свойств селенида кадмия при давлениях 20 50 ГПа методом импедансной спектроскопии.

Для генерации давлений использовали камеры высокого давления (КВД) с алмазными нако вальнями типа «закругленный конус – плоскость», изготовленными из синтетических поликри сталлических алмазов «карбонадо» (АСПК).

Для исследования электрофизических характеристик различных систем применяют импе дансную спектроскопию. Методом импедансной спектроскопии измеряют полное сопротивле ние системы в широком интервале частот переменного тока. Анализ годографов импеданса да ет возможность получить данные о вкладах в полное сопротивление составляющих системы –– объема, поверхности, межфазных границ, разных фаз и т.п.

Измерения полной проводимости проводили в диапазоне частот 50 Гц – 100 кГц.

Годографы импеданса экспериментальной ячейки с образцом селенида кадмия представ ляют собой дуги, отсекающие высокочастотной частью некоторое сопротивление (годографы импеданса сдвинуты вправо от начала координат по действительной оси). Центры окружностей дуг сдвинуты вниз, что указывает на наличие в эквивалентной схеме ячейки элемента с по стоянным фазовым углом. При росте давления радиусы дуг годографов уменьшаются, а при снижении давления –– увеличиваются.

Из измерений на постоянном токе известно, что при давлениях 40 ГПа в селениде кадмия происходит перестройка электронного спектра.

При измерениях на переменном токе выявлено, что зависимость элемента постоянной фа зы от давления имеет особенности при давлениях 35 40 ГПа. Диэлектрическая проницае мость (оцененная по импедансу образца) изменяется с давлением и имеет особенности при 30 40 ГПа.

Можно заключить, что особенности импеданса, элемента постоянной фазы и диэлектриче ской проницаемости, обнаруженные при давлениях около 3040 ГПа, корреллируют с данными предшествующих исследований термоэдс и электропроводности.

Наблюдаемые особенности спектров импеданса экспериментальной ячейки с образцом свя заны, вероятно, с фазовым переходом в селениде кадмия. Возможно, под действием перемен ного электрического поля или вследствие структурных превращений происходит поляризация молекулярных диполей и появление в образце распределенной емкости, связанной, вероятно, с возникновением развитой межфазной границы между фазами.

Работа выполнена при частичной поддержке фонда CRDF, грант Ek---X в рамках Уральского НОЦ «Перспективные материалы».

Переход плато – плато в режиме квантового эффекта Холла в двойной квантовой яме In0.2Ga0.8As/GaAs Карсканов И.В., Неверов В.Н.

Институт физики металлов ИФМ УрО РАН, Екатеринбург ГСП E-mail: karskanov@mail.ru Квантовый эффект Холла можно рассматривать как серию квантовых фазовых переходов изолятор – металл – изолятор. В соответствии с данными представлениями переходная область между соседними плато квантового эффекта Холла (КЭХ), и связанные с ними пики xx(B), должны уменьшаться при понижении температуры. В рамках теории скейлинга (см. [] и ссылки там) ширина области перехода должна стремиться к нулю как:

Bi(i+1) T, () где = 1/zn, n = 7/3 – критический индекс длины локализации, а z = 1 – динамический критический индекс.

В экспериментальных работах [-] наблюдалось скейлинговое поведение с величиной, близкой к универсальному = (0.4 ± 0.04). В работах [-] величина показателя была не универсальной и изменялась в пределах от 0.28 до 0.81.

Мы провели измерения гальваномагнит ных эффектов в двойной квантовой яме In0.2Ga0.8As/GaAs в магнитных полях до 0. 9 Тл и T = (1.88) K и анализировали данные 0. в области перехода между первым и вторым плато КЭХ. Зависимость xy(B) описывалась 0. в терминах, так называемого, параметра экра v нирования []:

0. s = exp(/0(T )). () 0. где = | c|, – фактор заполнения, а c – его критическое значение. Для перехода 2 3 4 5 6 7 8 9 T, K плато-плато 1 2 параметр экранирования Рис.. Температурная зависимость эффективной шири- был выделен как [,]:

ны перехода 0 (T ), построенная в двойном лога s рифмическом масштабе.

() xy = 2.

1 + s Зависимость эффективной ширины перехода 0(T ), полученная в соответствии с формулой (), показана в двойном логарифмическом масштабе на рис.. Из этой зависимости была опре делена величина показателя для данного образца: = (0.48 ± 0.01). Полученное значение превышает теоретическое 0.4286. Таким образом теория скейлинга описывает переходы пла то – плато КЭХ только качественно. Для получения более детальной информации необходимо проведение измерений при сверхнизких температурах.

. D. Liu and S. Das Sarma, Phys. Rev. B, ().

. D. Shahar, D. C. Tsui, et al., http://xxx.lanl.gov/abs/cond-mat/. P. T. Coleridge, http://xxx.lanl.gov/abs/cond-mat/. B. Huckestein, Rev. Mod. Phys., ().

. S. Koch, R. J. Haug, K. von Klitzing and K. Ploog, Phys. Rev. B., ().

. D. H. Lee, Z. Wang and S. Kivelson, Phys. Rev. Lett., ().

. P. T. Coleridge and P. Zawadzki, Sol. St. Commun., ().

Влияние дефектов на структурное состояние микрокластеров Карькин И.Н., Гоpностырев Ю.Н.

Институт физики металлов УрО РАН,, Екатеринбург, ул. С.Ковалевской, E-mail: ilya@sitis.ru При исследовании структурных изменений кластеров с магическим числом атомов N = в зависимости от температуры было установлено [,], что кинетика структурных перестроек зависит от типа металла. Показано, что для кластеров Ni55 икосаэдрическая конфигурация об ладает особой устойчивостью: она образуется при нагреве уже при 50 К, сохраняется вплоть до температуры плавления и восстанавливается при охлаждении. Для кластера Al55 при нагреве также образуется икосаэдрическая конфигурация, которая сохраняется вплоть до температуры плавления, но при охлаждении реализуется политетраэдрическая конфигурация, энергия кото рой лишь несколько превышает энергию икосаэдрической конфигурации.

В настоящей работе представлены результаты изучения степени устойчивости структурного состояния кластеров Ni55 и Al55 при нагреве при введении дефектов (вакансия и пара Френке ля). Изучено варианта расположения вакансии и собственного межузельного атома в кластере:

в первом варианте вакансия и межузельный атом помещались внутри кристаллита. Во втором варианте вакансия помещалась в центре кластера, межузельный атом выносился на периферию в позицию, соответствующую свободному узлу ГЦК решетки. В этом случае начальная конфи гурация атомов кластера сохраняет радиальную симметрию (за исключением одного атома на поверхности).

Для дефектной конфигурации с радиальной симметрией в кластере Al55 при нагреве уже при T = 50 К формируется икосаэдрическая конфигурация, в центре вакансия залечивается, атом на периферии пока сохраняется;

при T = 400 К атом уходит с периферии и встраивается внутрь икосаэдрической конфигурации, при T = 650 К формируется практически не искажен ная структура икосаэдра. Для T 600 К калориметрические кривые для дефектных и безде фектных кластеров практически совпадают и при переходе через температуру плавления ведут себя аналогично.

Анализ калориметрических кривых и структурного состояния показал, что для кластера Al55 с парой Френкеля, расположенной в центре кристаллита (первый вариант), конфигурация изменяется непрерывно и при T = 400 К имеет вид политетраэдра. При нагреве до температуры плавления резкого скачка на калориметрических кривых не наблюдается, элементы симметрии теряются постепенно, т.е. конфигурация ведет себя так же, как и для бездефектного кристалла при охлаждении. Таким образом, для кластера Al55 реализация икосаэдрической или политет раэдрической конфигурации зависит от положения пары Френкеля в начальной конфигурации, отвечающей ГЦК решетке.

В кластере Ni55 независимо от положения дефекта в начальной конфигурации уже при тем пературе T = 50 К проходит цепочка замещений и пара Френкеля рекомбинирует. При T 400 К образуется структура практически правильного икосаэдра, калориметрические кривые, соответствующие нагреву кристалла с дефектом, и бездефектного кристалла совпадают. Таким образом, для Ni55 икосаэдрическая конфигурация является устойчивой, в том числе и при на греве кристаллита с дефектом.

. Горностырев Ю.Н., Карькин И.Н., Кацнельсон М.И., Трефилов А.В., ФММ,, ().

. Карькин И.Н., Горностырев Ю.Н., Известия РАН. Сер. физическая,, ().

Электронные свойства сферических Ih-фуллеренов в полевой модели Колесников Д.В., Осипов В.А.

Лаборатория теоретической физики ОИЯИ, г. Дубна E-mail: kolesnik@theor.jinr.ru, osipov@theor.jinr.ru Известно, что графит состоит из отдельных слабо связанных плоскостей с гексагональной решеткой. Функция Блоха в них четырехкратно вырождена (двукратное вырождение при двух ~ различных значениях KF). Было доказано, что в отделенной графитовой плоскости (в графене) при энергии вблизи энергии Ферми уравнение на амплитуды функций Блоха совпадает с дву мерным уравнением Дирака с VF вместо скорости света []. Введение в графен дисклинаций («вырезание» секторов плоскости и последующее «склеивание краев») эквивалентно появлению наноконусов, нанохорнов, закрытых нанотрубок, фуллеренов и других углеродных нанострук тур. Наличие дисклинаций может быть учтено введением полей двух видов [,]. Электронные свойства углеродной нанотрубки (свернутой графеновой плоскости) описываются введением тех же полей [].

Рассмотреный выше общий подход был применен для описания электронной структуры сфе рических фуллеренов. Рассматривая фуллерен как поверхность с равномерно распределенными дефектами (пятиугольниками), можно упростить полевой подход, получив для случая Ih-фулле ренов аналитически решаемую модель и найти её спектр и волновые функции []. Этот подход можно распространить и на другие углеродные наноструктуры.

Эта работа была выполнена при поддержке гранта РФФИ --.

. D.P. DiVincenzo and E.J. Mele, Phys. Rev. B, (). P. Lammert and V. H. Crespi, Phys. Rev. B, (). E. A. Kochetov and V. A. Osipov, J. Phys. A: Math. Gen., (). C. L. Kane and E. J. Mele, Phys. Rev. Lett., (). D. V. Kolesnikov and V. A. Osipov, EPJ B, () О влиянии внутренних напряжений на диффузию вблизи неравновесных границ в наноструктурных материалах Кесарев А.Г., Кондратьев В.В.

Институт физики металлов УрО РАН,, Екатеринбург, ул. С. Ковалевской, E-mail: kondratyev@imp.uran.ru Рассмотрено влияние неравновесной границы зерна, описываемой для наноструктурных ма териалов в модели хаотически распределенных дислокаций, на энергию активации диффузии в приграничной области. Рассчитано эффективное давление, создаваемое данной конфигураци ей дислокаций и соответствующее ей изменение энергии активации. Путем усреднения по всем возможным конфигурациям дислокаций найден средний коэффициент диффузии, отличный от объемного коэффициента диффузии в обычных условиях. Показано, что неравновесные гра ницы нанозерен способны значительно понизить эффективную энергию активации диффузии в приграничной области даже при равенстве нулю усредненного тензора упругих напряжений.

Установлена структура диффузионной приграничной области: вблизи границы зерна возникает область ускоренной диффузии, делящаяся на две зоны: относящуюся собственно к неравновес ной границе, где энергия активации меняется по сложному закону (или ядро границы с особыми диффузионными свойствами) и приграничную область, где отклонение энергии активации от равновесного значения в объеме убывает (по абсолютной величине) обратно пропорционально расстоянию до границы. Ширина первой из этих областей обратно пропорциональна температу ре и может составлять для различных металлов и температур 4 12 постоянных решетки. Ши рина области, в которой коэффициент диффузии повышается не менее чем на порядок, обратно пропорциональна квадрату температуры. Ее относительная объемная доля меняется в пределах 6 66% для различных температур.

Расчёт динамического критического индекса для однородных и неупорядоченных систем методами суммирования асимптотических рядов Криницын А.С., Прудников В.В., Прудников П.В.

Омский государственный университет, Омск, пр. Мира, а В настоящей работе осуществлено применение методов суммирования асимптотических ря дов Паде-Бореля (ПБ), Паде-Бореля-Лероя (ПБЛ) и конформного отображения с последующим применением аппроксимации Паде (метод конформного Паде-Бореля (КПБ)) к расчёту дина мического критического индекса z для однородных и неупорядоченных изингоподобных си стем. Критический индекс z определяет критическое замедление времени релаксации системы z |T Tc|z и других неравновесных характеристик вблизи температуры Tc фазового перехода второго рода ( – корреляционная длина, – индекс корреляционной длины). Анализ был осуществлён на доступных к настоящему времени лишь коротких рядах теории, соответ ствующих результатам четырёхпетлевого описания критической динамики для однородных си стем и трёхпетлевого описания для неупорядоченных систем [,]. В результате были получены значения динамического критического индекса z при применении каждого из методов сумми рования, а также среднее значение индекса z.

Так, для однородной двумерной модели Изинга было получено:

z = 2.0847(19) (ПБ), z = 2.0757(10) (ПБЛ), z = 2.0922(1) (КПБ), z = 2.0842(39);

для однородной трехмерной модели Изинга:

z = 2.0171(2) (ПБ), z = 2.0168(1) (ПБЛ), z = 2.0372(1) (КПБ), z = 2.0237(4);

для неупорядоченной трехмерной модели Изинга:

z = 2.1788(27) (ПБ), z = 2.1802(8) (ПБЛ), z = 2.1786(26) (КПБ), z = 2.1792(55).

В работе проведено сопоставление как с результатами работ по компьютерному моделирова нию, так и с результатами имеющихся немногочисленных экспериментальных исследований критической динамики однородных и неупорядоченных изингоподобных систем. Полученные значения z находятся в хорошем согласии с результатами компьютерного моделирования кри тической динамики методами Монте-Карло для однородной двумерной [] z = 2.076(5) и трёх мерной [] z = 2.032(4) моделей Изинга, а также неупорядоченной модели [], где для области слабой неупорядоченности p 0.8 было получено z = 2.19(7) (p = 0.95), z = 2.20(8) (p = 0.8). При экспериментальном исследовании изинговского антиферромагнетика FeF2 в работе [] было найдено значение z = 2.1(1), а в работе [] для слабо разбавленного изинговского маг нетика Fe0.9Zn0.1F2 значение z = 2.18(10), которые также находятся в хорошем соответствии с нашими результатами.

Исследования поддержаны грантами РФФИ (No -- и --).

. Прудников В.В, Иванов А.В., Федоренко А.А., Письма в ЖЭТФ,, (). Прудников В.В, Белим С.В., Иванов А.В., и др., ЖЭТФ,, (). Mori M., Tsuda Y., Phys. Rev. B,, (). Grassberger P., Physica A,, (). Прудников В.В, Вакилов А.Н., ЖЭТФ,, (). Belanger D.P., et.al., J. de Physique Collque C,, (). Rosov N., Hohenemser C., Eibschutz M., Phys. Rev. B,, () Компьютерное моделирование критического поведения трёхмерной неупорядоченной модели Изинга с учётом конечномерных эффектов Криницын А.С., Вакилов А.Н., Прудников В.В.

Омский государственный университет, Омск, пр. Мира, а Исследование влияния структурных дефектов на поведение систем при фазовых переходах является одной из важнейших проблем как статистической физики, так и физики конденсиро ванного состояния. К настоящему времени известно, что присутствие замороженных дефектов структуры приводит к возникновению нового типа критического поведения, характеризующе гося набором критических индексов, отличающихся от аналогичных им для однородных систем.

Однако вопрос об универсальности критического поведения структурно неупорядоченных си стем и независимости характеристик критического поведения от изменения концентрации де фектов остается открытым.

С помощью компьютерного моделирования методом Монте-Карло мы исследовали неупо рядоченную ферромагнитную модель Изинга в широком интервале концентрации немагнитных атомов примеси. Для образцов с различными спиновыми концентрациями определялась темпе ратурная зависимость корреляционной длины L(T ) и магнитной восприимчивости L(T ) для кубических решеток с различными линейными размерами L. С помощью метода конечномер ного скейлинга [] для данных термодинамических и корреляционных функций были опреде лены скейлинговые функции, зависящие только от одной переменной xL = L/L. Показано, что для каждой из рассмотренных спиновых концентраций (p = 0, 95;

0, 8;

0.6;

0.5) скейлинговые функции во всём интервале изменения переменной xL демонстрируют универсальное поведение для температур, соответствующих критической области. С помощью скейлинговых функций были определены асимптотические (L ) температурные зависимости для корреляционной длины (T ) и магнитной восприимчивости (T ), а затем с использованием поправок к скейлин гу были вычислены критические температуры и статические критические индексы для систем с различными p. На основе выявленных концентрационных изменений как скейлинговых функ ций, так и значений критических индексов сделан вывод о существовании двух универсальных классов критического поведения разбавленной модели Изинга с различными характеристика ми для слабо и сильно неупорядоченных систем. Полученные значения критических индексов находятся в хорошем согласии с результатами эксперимента [], а для слабо неупорядоченных систем с результатами теоретико-полевого описания [].

Критические температуры p = 0.95 p = 0.8 p = 0.6 p = 0. и индексы Tc(p) 4.26268(54) 3.49953(67) 2.42413(24) 1.84504(28) 0.6911(34) 0.6926(25) 0.7271(45) 0.7391(71) 1.3363(64) 1.3411(52) 1.4141(135) 1.4292(85) Исследования поддержаны грантом РФФИ N --.

. Kim J.-K., Souza A.J.F., Landau D.P., Phys. Rev. E,, (). Folk R., Holovatch Yu., Yavorskii T., Phys. Usp.,, (). Pakhnin D.V., Sokolov A.I., Phys. Rev. B,, ();

Pelissetto A., Vicari E., Phys. Rev. B,, () Автоблокировка дислокаций в сплаве TiAl Гринберг Б.А., Волков А.Ю., Антонова О.В., Кругликов Н.А., Кадникова Ю.П.

Институт физики металлов УрО РАН,, Екатеринбург, ул. С.Ковалевской, E-mail: nick@imp.uran.ru Аномалии деформационного поведения интерметаллида TiAl в настоящее время объясня ются механизмами блокировки дислокаций различных типов [,]. В [,] были развиты новые представления о возможности термоактивированной блокировки дислокаций в интерметалли дах при отсутствии внешних напряжений. Основной задачей данной работы была проверка этой концепции.

В качестве объекта исследования использовались поликристаллы TiAl. Конечный размер зерна поликристаллов после гомогенизирующего отжига в течение 100 часов при температуре 1473 К составил 1 мм.

Образцы в форме цилиндров диаметром 15 мм и высотой 10 мм вырезали электроискровым методом. Деформацию осуществляли осадкой на величину = 0.5% со скоростью порядка 0.5 мм/мин при комнатной температуре вдоль оси цилиндров.

Отжиг после предварительной холодной деформации проводился при температурах 200, 300, 400 и 700oС, в вакуумированных колбах, с последующим охлаждением на воздухе.

Изучение дислокационной структуры проводилось с помощью просвечивающего электрон ного микроскопа JEM-200CX. Вектор Бюргерса определяли методом gb анализа. Направление оси дислокаций определяли по нескольким сечениям обратной решетки методом проецирую щих плоскостей.

Обнаружены заблокированные винтовые одиночные дислокации как при температуре 400oС так и при 700oС, что может свидетельствовать как об их термоактивированной блокировке без нагрузки при температурах ниже температуры пика так и о невозможности разблокировки без приложения внешней нагрузки при более высоких температурах.

При температурах ниже температуры пика наблюдаются длинные прямолинейные сверхдис локации ah101] и 1/2h112].

Работа выполнена по Гос. Контракту №... при поддержке грантов РФФИ № -- и проекта № Программы Президиума РАН.

. Hug G., Loiseau F. and Veyssiere P. Rev.Phys. Appl.,, - (). Greenberg B.A., Antonova O.V., Karkina L.E., Notkin A.B., Ponomarev M.V. e.a. Acta Met. Mater.,, - ().

. Гринберг Б.А., Иванов М.А.// ФММ.,, - ().

. Гринберг Б.А., Антонова О.В., Иванов М.А., Пацелов А.М., Плотников А.В. // ФММ.,, () Температурно-временные зависимости A1 B2 фазового превращения в сплаве Cu 47Pd Волков А.Ю., Кругликов Н.А.

Институт физики металлов УрО РАН, Екатеринбург, ул. С.Ковалевской, E-mail: volkov@imp.uran.ru Сплавы системы медь-палладий вблизи эквиатомного состава изучаются достаточно давно.

Физико-химические свойства этих сплавов привлекательны для приборостроения и химической промышленности, а вопросы перестройки кристаллической решетки и особенности структурно фазовых превращений A1 B2 представляют интерес с точки зрения физики твердого тела.

С помощью резистометрических измерений в процессе изотермических отжигов и нагревов с разными скоростями изучена кинетика A1 B2 фазового превращения как в разупорядо ченном закалкой так и в предварительно деформированном сплаве Cu 47Pd. Рассмотрены особенности, возникающие при изменении исходнозакаленного состояния сплава (закалка от разных температур) и скоростей нагрева (отжиги в соляной ванне и в вакууме).


Построены температурно-временные зависимости (C-кривые) фазового превращения, про ведено сравнение с кинетикой упорядочения ряда сплавов Cu Pd.

Приведены диаграммы зависимости электросопротивления от температуры при изменении скоростей нагрева (600;

200 и 60 град/час).

Интервал наибольших скоростей A1 B2 фазового превращения в разупорядоченном за калкой сплаве Cu 47Pd находится в интервале 320 420oС, предварительная деформация существенно расширяет этот интервал. Максимальная скорость упорядочения приходится на 390oС, для завершения процесса требуется отжиг при этой температуре не менее 5 часов.

Работа выполнена при финансовой поддержке РФФИ: грант № --.

Особенности анизотропии магнитных свойств в базисной плоскости монокристалла NdCo Куликов Ю.А., Ермоленко А.С., Мушников Н.В.

Институт физики металлов,, Екатеринбург, ул. С. Ковалевской, В данной работе предпринято более детальное экспериментальное исследование анизотро пии магнитных свойств в базисной плоскости монокристалла NdCo5 и предложено удовлетво рительное описание этого явления на основе одноионной модели кристаллического поля.

На рис. показаны кривые намагничивания при 4.2 K. Видно, что разница между магнитны ми моментами вдоль осей a и b значительная и сохраняется даже в предельных применявшихся магнитных полях. На рис. показана температурная зависимость магнитных моментов в полях разной напряженности, приложенных вдоль осей a и b. С повышением температуры анизотро пия намагниченности уменьшается и при некоторой температуре Tk практически исчезает. Чем больше напряженность магнитного поля, тем ниже Tk.

Нами были рассмотрены две модели кристаллического поля для объяснения магнитных сво йств монокристаллов NdxY1xCo5. В модели кристалл считался идеальным, в модели учи тывалось влияние возможных примесных атомов (например, поглощенного водорода). Пара метры кристаллического поля, найденные в результате подгонки расчетных кривых намагничи вания к экспериментальным, воспроизведены в таблице. Они позволили удовлетворительно описать кривые намагничивания соединений вдоль оси c при разных температурах и разных концентрациях x, а также спиновую переориентацию, наблюдавшуюся в некоторых соединени ях NdxY1xCo5. Мы использовали параметры из таблицы для описания приведенных выше экспериментальных результатов. Расчетные кривые приведены на рис. и. Видно, что обе мо дели дают значение анизотропии намагниченности при 4.2 K, хорошо согласующееся с экспе риментом, хотя модель дает несколько завышенные абсолютные значения намагниченностей.

Хорошо согласуется с экспериментом и зависимость анизотропии намагниченности от напря женности магнитного поля (рис. ). Температурная зависимость анизотропии намагниченности вNdxY50 kOe.(рис. использовали параметры из таблицы в обеих моделях, хотя количествен-экс поле 1xCo5 Мы ) качественно правильно описывается для описания приведенных выше ное расхождение между расчетом и экспериментом значительное, особенно. случае модели. мо периментальных результатов. Расчетные кривые приведены на рис. и в Видно, что обе дели дают значение анизотропии намагниченности при 4.2 K, хорошо согласующееся с экспе риментом, хотя модель0(K) несколько завышенные абсолютные значения (K) Модель A2 дает A0 (K) A0 (K) A6 (K) A0 (K) nNdCo намагниченностей.

Хорошо согласуется с340 экспериментом и зависимость анизотропии намагниченности от напря 4 6 6 1 190 1600 1400 женности магнитного поля (рис. 500Температурная ). зависимость анизотропии намагниченности 2 500 в поле 50 kOe (рис. ) качественно правильно описывается в обеих моделях, хотя количествен ное расхождение между расчетом иполя и обменного взаимодействия nNdCo для моделей и.

Табл.. Параметры кристаллического экспериментом значительное, особенно в случае модели.

Модель A0 (K) A0 (K) A0 (K) A6 (K) A0 (K) nNdCo (K) 2 4 6 6 340 1 190 1600 ## 1400 " # 1400 2 500 500 250 #!

Табл.. Параметры кристаллического поля и обменного взаимодействия! NdCo для моделей и.

!

n & ! "! #!! #"! $!! $"! %!!

## " $ $'(!+,!-"#-* !

#!

## " !

& #&'!()!*"#*+ ! ! "! #!! #"! $!! $"! %!!

#! ## % " & !

#!

!

!

!

% & ! "! #!! #"! $!! $"! %!!

! "! #!! #"! $!! $"!

#'()* $&'$%+ Рис.. Температурные зависимости намагниченно Рис.. Кривые намагничивания вдоль осей a и b сти вдоль осей a и b для соединения для соединения NdCo5 при T = 4.2 K.

NdCo5 в магнитном поле напряженностью:

Символы – эксперимент;

сплошные линии – расчет по модели, штриховые линии – расчет по 150 kOe ();

50 kOe ();

9 kOe ().

модели.

Символы – эксперимент;

сплошные линии – расчет по модели, штриховые линии – расчет по модели.

Влияние сильных электронных корреляций на спектральные свойства Ca1XSrXRuO Лукоянов А.В.1, Анисимов В.И. 1)Уральский государственный технический университет – УПИ,, Екатеринбург E-mail: lukoyanov@optics.imp.uran.ru 2)Институт физики металлов УрО РАН,, Екатеринбург E-mail: via@optics.imp.uran.ru В соединении SrRuO3 экспериментально обнаружено ферромагнитное упорядочение при температурах ниже температуры Кюри TC = 165K. При замещении части ионов Sr изоэлек тронными ионами Ca температура магнитного упорядочения существенно уменьшается и в со единении CaRuO3 ферромагнитный порядок отсутствует для любых температур. Магнитная восприимчивость CaRuO3, также как и Ca1XSrXRuO3 выше TC, хорошо описывается законом Кюри-Вейсса с эффективным моментом, возрастающим от 2.2µB для x = 0 до 2.8µB для x = 1.

Высокотемпературные свойства соединений данной серии интенсивно исследовались экспери ментальными и теоретическими методами. Различные эксперименты по оптическим и магнит ным свойствам показывают наличие сильных электронных корреляций в 4d оболочке ионов Ru.

При этом происходит увеличение эффективной массы электронов в 3 7 раз в зависимости от методики оценки. В фотоэмиссионных спектрах тонких пленок Ca1XSrXRuO3 (x = 1...0.4) экспериментально обнаружен эффект существенного переноса спектральной плотности квази частичного пика в некогерентную часть спектра –– пик с центром 1 eV ниже уровня Ферми [].

Исследование электронной структуры данных соединений первопринципными методами помо жет определить механизм изменения спектральных характеристик Ca1XSrXRuO3.

Для оценки влияния сильных корреляций проведены расчеты электронной структуры Ca1XSrXRuO3 для x = 0, 0.4, 1 в приближении локальной электронной плотности (LDA) и ме тодом LDA+DMFT, включающим динамические электронные корреляции в 4d оболочке ионов Ru в рамках теории динамического среднего поля (DMFT). В методе LDA+DMFT (QMC) [] ис пользовался гамильтониан малой размерности, полученный проектированием на базис функций Ваннье t2g состояний рутения []. Анализ полученного гамильтониана показал, что поскольку с увеличением концентрации Ca искажения кристаллической структуры усиливаются, то ширина t2g зоны изменяется от 2.34 до 2.15 eV, при этом суммарное расщепление орбиталей становится больше (0.10 eV в SrRuO3 и 0.22 eV в CaRuO3). Спектральные функции для Ca1XSrXRuO (x = 1, 0.6), полученные в результате LDA+DMFT (QMC) расчетов, показывают, что проис ходит снижение интенсивности квазичастичного пика и увеличение для пика на 0.8 eV, что хорошо согласуется с картиной переноса спектральной плотности.

Работа выполнена при поддержке гранта РФФИ № --, а также фонда «Династия»

и Международного Центра Фундаментальной Физики (г. Москва).

. Takizawa M., Toyota D., Wadati H., Chikamatsu A., Kumigashira H., Fujimori A., Oshima M., Fang Z., Lippmaa M., Kawasaki M., Koinuma H., Phys. Rev. B, (R) ().

. Held K., Nekrasov I.A., Keller G., Eyert V., Blumer N., McMahan A.K., Scalettar R.T., Pruschke Th., Anisimov V.I., Vollhardt D., Phys. Status Solidi B, ().

. Anisimov V.I., Kondakov D.E., Kozhevnikov A.V., Nekrasov I.A., Pchelkina Z.V., Allen J.W., Mo S.-K., Kim H.-D., Metcalf P., Suga S., Sekiyama A., Keller G., Leonov I., Ren X., Vollhardt D., Phys. Rev. B, ().

Фазовые переходы в анизотропных антиферромагнетиках во внешнем магнитном поле Магомедов М.А.1,2, Муртазаев А.К. 1)Институт физики ДНЦ РАН,, Махачкала, ул. М.Ярагского, 2)Дагестанский государственный университет,, Махачкала ул. М.Гаджиева, а E-mail: magomedov_ma@iwt.ru В последние годы ведутся интенсивные исследования статических критических свойств раз личных магнитных материалов методами Монте-Карло. Это обусловлено как стремительным ростом вычислительных мощностей современных ЭВМ, так и разработкой новейших высокоэф фективных кластерных алгоритмов метода Монте-Карло (МК). Тем не менее, большинство ис следований проведены на классических моделях, в которых не учитываются такие релятивист ские взаимодействия, как одноосная анизотропия, диполь-дипольные взаимодействия и т.д. В то же время, большое количество экспериментальных работ, проведенных на материалах такого рода, показывают, что эти силы могут оказать значительное влияние на характер критического поведения [].

Большой интерес представляет также исследование различных моделей магнетиков во внеш них магнитных полях. Нами проведено исследование модели антиферромагнетика MnF2 во внешнем магнитном поле. При построении модели MnF2 учитывались все кристаллографиче ские и другие особенности этого материала. С учетом этих особенностей гамильтониан модели MnF2 может быть представлен в следующем виде []:

1X 1X X X (Sz)2 h J1 (SiSj) J2 (SkSl) DA Si, () H= |Si| = 1, i 2 i,j 2 k,l i i где первый член учитывает обменное взаимодействие ионов Mn находящихся в центре и в углах элементарной ячейки (J1 0), второй –– взаимодействие между ближайшими соседями вдоль оси c (J1 0 и |J2| / |J1| = 0.17), третий –– одноосную анизотропию (DA/ |J1| = 1.6 102), четвертый –– влияние внешнего магнитного поля [].


Среди всех кластерных алгоритмов метода МК простотой в реализации и высокой эффек тивностью выделяется одно-кластерный алгоритм Вульфа []. Нами выполнено обобщение это го алгоритма для исследования систем, которые могут быть описаны гамильтонианом типа ().

Следует отметить, что в случае учета одноосной анизотропии алгоритм Вульфа является неэр годичным, и его следует использовать в сочетании с другими алгоритмами. Нами одно-кластер ный алгоритм применялся в сочетании со стандартным алгоритмом Метрополиса.

Расчеты проводились для образцов с линейными размерами L = 10 40, при этом число спинов в системе составило N = 2000 128000. На систему накладывались периодические граничные условия. На ЭВМ генерировались марковские цепи длиной до 5 108 МК шагов.

Для вывода системы в равновесное состояние отсекались неравновесные участки марковской цепи длиной до 2 107 МК шагов.

Для модели MnF2 в широком интервале изменения температур и полей нами рассчитаны все основные термодинамические параметры. Анализ полученных численных данных позволи ло установить характер поведения данного сложного материала. Установлены критические зна чения температуры и внешнего поля, при которых происходят фазовые переходы. На основе полученных данных построена фазовая диаграмма модели.

Работа поддержана грантом президента РФ по поддержке ведущих научных школ (грант № НШ-..) и программой Роснауки проведения научных исследований молодыми уче ными (контракт №...).

. Камилов И.К., Муртазаев А.К., Магомедов М.А., ЖЭТФ, (). De Jongh L.J., Miedema A.R., Adv. Phys., (). Wollf U., Phys. Rev. Lett., () Нестационарные процессы направленного затвердевания растворов. Кристаллизация морской воды Малыгин А.П., Александров Д.В., Низовцева И.Г.

Уральский государственный университет им. А.М. Горького, Екатеринбург, пр. Ленина, E-mail: alexey.malygin@usu.ru Напряжения, возникающие во льдах Арктики и Антарктики, приводят к появлению трещин, заполненных морской водой, которые существенным образом изменяют картину теплообмена между изотермическим океаном и атмосферой. Тепловой поток от океана в атмосферу через бы стро замерзающие трещины в течение зимы может быть во много раз больше, чем через толстый -х – -х метровый слой льда, который их окружает (для доминирования теплового потока через трещины достаточным условием является их однопроцентное покрытие всей площади ледяно го массива). Когда один процент океана покрыт трещинами, объем образующегося в них льда в течение зимы эквивалентен объему льда, образующемуся в остальной части вековых льдов Арк тики. Модельные расчеты подтверждают сказанное и показывают, что роль молодого тонкого льда на тепловой баланс является наиболее ярко выраженной в апреле месяце.

Математическое моделирование проблем такого типа основано на нелинейных термодиффу зионных моделях (типа модели Стефана) с подвижными границами фазового перехода. Неста ционарность и нелинейность уравнений тепло- и массопереноса, граничных условий к ним и априори неизвестные законы движения границ фазового перехода очень сильно затрудняют по лучение решения, тем более, если речь идет об аналитическом представлении результатов. Яв ное решение проблемы, как правило, удается получить, если существует определенное соотно шение между пространственной и временной координатами процесса. В общем случае, при опи сании существенно нестационарных процессов, когда такого соотношения заранее неизвестно, обычно пользуются феноменологическими подходами, описывающими лишь основные черты явления. Поэтому изучение процесса формирования молодого льда в трещинах представляет собой важную задачу как с практической, так и с теоретической точек зрения.

В настоящем исследовании предложено математическое описание результатов наблюдений [,] по кристаллизации морской воды в трещинах льдов при сильных изменениях атмосферной температуры. В отличие от работы [], где сделана попытка математического описания данно го эксперимента на основе феноменологических балансовых соотношений и полиномиальной аппроксимации экспериментальных данных, данное исследование основано на термодиффузи онной модели двухфазной зоны и ряде обоснованных гипотез, позволяющих получить явное аналитическое решение нестационарной и нелинейной проблемы кристаллизации морской во ды в трещинах льда и обеспечивающих новизну данной работы.

Работа поддержана Российским фондом фундаментальных исследований (гранты -, -- Урал, -- Урал) и грантом Президента РФ, МД-...

. Morison J., McPhee M., Muench R., et al.: The LeadEx Group // Eos Trans. AGU., (). Wettlaufer J.S., Worster M.G, Huppert H.E. // J. Geophys. Res., () Нестационарные процессы направленного затвердевания растворов. Приближенное аналитическое решение проблемы Малыгин А.П., Александров Д.В., Низовцева И.Г.

Уральский государственный университет им. А.М. Горького, Екатеринбург, пр. Ленина, E-mail: alexey.malygin@usu.ru Активные исследования процессов тепло- и массопереноса в условиях фазовых и структур ных превращений в кристаллизующихся расплавах и растворах проводятся достаточно долгое время. Начиная с классических работ В. Маллинза и Р. Секерки (- гг.) берут начало математические модели, связанные с неустойчивым поведением межфазной границы. В насто ящее время известно большое количество разнообразных правильных и неправильных примес ных образований в жидкой и твердой фазах вещества. К их числу можно отнести такие широко известные и часто экспериментально наблюдаемые структуры, как полосчатое и ячеистое рас пределения, дендритные структуры в виде беспорядочных ветвящихся образований или в виде упорядоченных фракталоподобных объектов (см, например, []). Теоретическое описание кри сталлизующихся расплавов усложняется огромным разнообразием различных режимов процес са. Среди всех прочих, можно упомянуть такие, как кристаллизация с плоским фронтом, кри сталлизация с двухфазной зоной, одновременное протекание направленной и объемной кри сталлизации и др. Учет возможности появления двухфазной зоны в процессах направленной кристаллизации или кристаллизация с развитой двухфазной зоной и по настоящее время нахо дятся на стадии интенсивного изучения. Так, например, впервые зарождение двухфазной зоны в процессах направленной кристаллизации расплава было исследовано численно и теоретиче ски в работе []. Изучение метастабильной двухфазной области, возникающей перед фронтом кристаллизации берет начало от работ Иванцова [] и Борисова [], где была предложена ма тематическая модель процесса направленной кристаллизации (в твердой, жидкой фазах и зоне двухфазного состояния вещества выполняются уравнения переноса тепла и массы с граничны ми условиями непрерывности температуры, концентрации и условиями баланса этих величин).

Ситуация заметно усложняется поскольку на границах области затвердевания температура из меняется со временем, а границы фазового перехода движутся с неизвестными скоростями, зависящими от температурных колебаний. Приближенное решение такой нелинейной нестаци онарной задчи с движущимися границами является темой настоящей работы.

Работа поддержана Российским фондом фундаментальных исследований (гранты -, -- Урал, -- Урал) и грантом Президента РФ МД-...

. Winegard W.C., An introduction to solidification of metals, Inst. Metals, London (). Buyevich Yu.A., Alexandrov D.V, Mansurov V.V., Macrokinetics of crystallization, Begell House Inc., New York (). Иванцов Г.П. // ДАН СССР, (). Борисов В.Т., Теория двухфазной зоны металлического слитка, М.: Металлургия () Обменное взаимодействие в LaTiO Можегоров А.А., Ефремов А.В., Никифоров А.Е.

Уральский государственный университет им. А.М. Горького,, г. Екатеринбург, пр. Ленина, E-mail: a_mozhegorov@mail.ru Перовскитные оксиды титана с общей формулой RTiO3, где R – трёхвалентный редкозе мельный ион, представляют собой большой интерес с точки зрения понимания взаимодействия орбитальных, решёточных и магнитных степеней свободы в сильно коррелированных электрон ных системах. Дело в том, что за, казалось бы, простой электронной структурой иона Ti3+, у которого в d-оболочке имеется один электрон, скрывается богатое разнообразие орбитально спиновых фаз, во многом типичное для подобного типа соединений (манганитов, купратов).

Тем не менее, физика некоторых явлений, наблюдаемых не только в материалах с более слож ной электронной структурой, но и в оксидах титана до сих пор не ясна. В связи с этим титанаты такие, как LaTiO3, представляют собой большой модельный интерес как стоящие в начале ряда оксидов с незаполненной d-оболочкой.

Нами была поставлена задача определения сверхобменного взаимодействия между ионами Ti3+ в LaTiO3.

В нашем подходе [] предполагается, что магнитная структура посредством магнитных вза имодействий ионов (таких как изотропный сверхобмен, взаимодействие Дзялошинского-Мо рия, и др.) определяется орбитальной, которая, в свою очередь, формируется кристаллической структурой соединения. Поэтому для определения параметров сверхобменного взаимодействия необходимо надёжно установить основное состояние иона Ti3+ и то, каков механизм его фор мирования. Единого мнения по этому вопросу в литературе не находится. Так авторы [] и [] согласны, что основное состояние Ti3+ невырождено, но причину снятия вырождения они ука зывают разную: в первом случае –– одно тригональное кристаллическое поле, во втором слу чае –– полное кристаллическое, которое в [] учтено как поле точечных зарядов, стоящих в позициях ионов LaTiO3. В обоих случаях не принимается во внимание ян-теллеровское вза имодействие на ионах Ti3+. Между тем, вычисленные по структурным данным ян-теллеровские искажения оказываются велики ( 0, 6 ), поэтому пренебречь электрон-фоннным взаимодей ствием в LaTiO3 нельзя.

Для расщеплённого кристаллическим полем орбитального триплета (основное состояние 3+ Ti ) волновая функция нижнего уровня есть линейная комбинация базисных орбитальных фун кций триплета. Коэффициенты смешивания и их распределение в кристалле характеризуют ор битальную структуру и определяются искажениями кислородных октаэдров вокруг ионов Ti3+ (в т.ч. ЯТ-искажениями), а также низкосимметричными кристаллическими полями (в данном случае –– тригональным полем). Волновые функции на соседних ионах можно характеризовать орбитальным углом (коэффициенты смешивания базисных функций являются функциями это го угла при переходе от иона к иону). Данный подход может быть признан правильным, так как орбитальная структура, определённая таким способом при использовании экспериментальных данных, согласуется с орбитальной структурой, рассчитанной из первых принципов [].

Полученное основное состояние Ti3+ далее являлось отправной точкой расчёта сверхобмен ного взаимодействия, проведённого в модели Кугеля-Хомского []. Gontchar L.E., Nikiforov A.E., Popov S.E., JMMM,, (), p..

. Mochizuki M., Imada M., New Journal of Physics, (), p..

. Schmitz R., Entin-Wohlman O., Aharony A., Harris A.B., Mller-Hartmann E., PRB,, ().

. Granovsky A.A., PC GAMESS version., http://classic.chem.msu.su/gran/gamess/index.html. Кугель К.И., Хомский Д.И., УФН,, (), стр..

Интерметаллические соединения Sm2Fe17 и Tm2Fe17: сходство электронной структуры и оптических свойств Некрасов И.А.1, Лукоянов А.В.2, Князев Ю.В.3, Кузьмин Ю.И.3, Кучин А.Г. 1)Институт электрофизики УрО РАН,, Екатеринбург E-mail: nekrasov@iep.uran.ru 2)Уральский государственный технический университет – УПИ,, Екатеринбург E-mail: lukoyanov@optics.imp.uran.ru 3)Институт физики металлов УрО РАН,, Екатеринбург Исследование физических свойств интерметаллических соединений R2Fe17 (R – редкозе мельный элемент) представляет интерес в связи с возможностью практического применения данных материалов в постоянных магнитах. Определяющими для практического применения являются температура Кюри, величина магнитного момента насыщения, коэрцитивной силы, анизотропии и т.д. Вместе с этим отсутствует непротиворечивая теория механизмов улучше ния перечисленных выше физических характеристик. С точки зрения исследования электрон ной структуры важными являются оптические характеристики, показывающие как внутри- и меж-зонные переходы, так и проявления более сложных электронных эффектов.

В данной работе были проведены численные исследования электронной структуры интерме таллидов Sm2Fe17 и Tm2Fe17 в методе локальной электронной спиновой плотности с поправкой на сильные электрон-электронные корреляции в 4f оболочке (LSDA+U) в пакете программ TB LMTO-ASA. Параметры прямого U = 5.4 eV для Sm2Fe17 (4.7 eV для Tm2Fe17) и обменного J = 0.64 eV для Sm2Fe17 (0.74 eV для Tm2Fe17) кулоновского параметров рассчитаны методом «констрэин» LDA. Полученные в результате парциальные плотности состояний использовались для оценки вкладов различных межзонных переходов в оптическую проводимость, далее –– для сравнения и интерпретации экспериментальных результатов. Кривые оптической проводимости для Sm2Fe17 и Tm2Fe17 были сняты эллипсометрическим методом в интервале 0.827 5.64 eV.

Анализ результатов показывает, что полные плотности состояний в LSDA+U расчете для обоих интерметаллидов главным образом отличается только положением и заселенностью 4f зон редкоземельных ионов, несмотря на то, что интерметаллиды кристаллизуются в различных кристаллических структурах. Магнитный спиновый момент этих ионов ферромагнитно направ лен по отношению к моментам ионов железа и составляет 1.04 магнетона Бора для ионов Sm и 1.22 для Tm. С учетом магнитных моментов ионов железа от 1.66 до 2.36 магнитонов Бора на ион в зависимости от кристаллографической позиции, полные моменты на формульную единицу составили 35.7 для Sm2Fe17 и 30.2 для Tm2Fe17 магнитона Бора и находятся в хорошем согласии с экспериментальными значениями намагниченности с учетом поправок от спин-орбитального взаимодействия.

Сравнение вкладов межзонных переходов в оптическую проводимость (как суммы всех пря мых переходов с сохранением волнового вектора k и дипольными правилами отбора по главно му квантовому числу) с экспериментальными данными показывают хорошее согласие, при этом сами кривые достаточно похожи. Тем не менее, вклады от оптических межзонных переходов на ионах редкой земли интенсивнее в случае Sm2Fe17, тогда как вклады от переходов в спиновых проекциях вверх и вниз для обоих интерметаллидов примерно одинаковы.

Работа выполнена при поддержке гранта РФФИ № -- и фонда «Династия».

Детекторы элементарных частиц — ключ к пониманию микромира Орлов И.О.

Институт ядерной физики им. Г.И. Будкера СО РАН,, Новосибирск, пр. акад. Лаврентьева, E-mail: I.O.Orlov@inp.nsk.su Самые большие и самые маленькие объекты, доступные современной науке, изучаются в рамках одного и того же направления физики –– физики высоких энергий, называемой также физикой элементарных частиц.

С обнаружения протона и электрона в начале XX века и до настоящего времени открыто уже более трёх сотен элементарных частиц, правда, практически все они живут микроскопически малое время. Изучение законов взаимодействия, распада и синтеза частиц приведёт науку к пониманию механизмов, породивших окружающий нас мир именно таким, каким мы его видим.

Физика частиц позволяет рассматривать наш мир на так называемых планковских масштабах –– вплоть до масштабов 1035 м.

Одним из основных инструментов создания и изучения элементарных частиц являются уско рительные комплексы. В ускорителе при столкновении пучка частиц (электронов или протонов) с пучком их античастиц (позитронов, антипротонов) в результате аннигиляции рождаются но вые частицы. «Новорожденные» попадают в детекторы, где и определяются их ключевые пара метры и свойства –– энергия, импульс, заряд.

Детекторы –– это сложные многофункциональные физико-технические установки, объеди няющие большое количество систем. При проектировании и создании детекторов применяются достижения многих ветвей современной физики –– электродинамики, оптики, физики полупро водников и диэлектриков.

Наиболее часто применяемые системы детекторов:

• Трековые системы служат для определения импульса частицы по кривизне её траектории в магнитном поле.

• Калориметры позволяют с хорошей точностью измерить энергию частицы по энерговы делению при взаимодействии с атомами инертного газа.

• Системы идентификации позволяют отличать одни частицы от других. Например, мюон ная система «ловит» частицы с большой проникающей способностью –– мюоны, черенков ские счётчики позволяют оценить скорость частицы, одновременно разделяя заряженные и нейтральные частицы.

Существует также много других, более специализированных систем, применяемых в кон кретных детекторах.

Самый большой в мире ускоритель –– LHC, Большой адронный коллайдер с периметром око ло км –– расположен на границе Франции и Швейцарии в окрестностях Женевы. Там же стро ится самый большой детектор ATLAS. Также достойны внимания комплекс Tevatron в лаборато рии им. Энрико Ферми (Чикаго, США), Стэнфордский линейный коллайдер (США), ускорите ли BaBar, KEK (Япония). В России исследования по физике частиц ведутся в Санкт-Петербурге (Петербургский институт ядерной физики) и Новосибирске (ИЯФ СО РАН, ускорительные ком плексы ВЭПП-М, ВЭПП-, детекторы КЕДР, СНД, КМД).

Двумерная электронная система со спин-орбитальным взаимодействием в переменном электромагнитном поле Патраков А.Е., Ляпилин И.И.

Институт физики металлов УрО РАН, Екатеринбург, ул. С.Ковалевской, E-mail: aepatrakov@imp.uran.ru В данной работе изучен отклик неравновесной двумерной электронной системы на посто янное измерительное электрическое поле в случае, когда исходная неравновесность создается переменным магнитным СВЧ полем, приводящим к комбинированным переходам электронов между уровнями Ландау. Показано, как такое возмущение электронной системы сказывается на тензоре проводимости.

Гамильтониан рассматриваемой системы состоит из кинетической энергии Hk, зееманов ~ ской энергии Hs в постоянном магнитном поле H = (0, 0, H), спин-орбитального взаимодей ствия Hks [,], взаимодействия электронов с переменным магнитным и постоянным электри ческим полями и с рассеивателями, а также гамильтониана рассеивателей:

H(t) = Hk + Hs + Hks + Heh(t) + H0 + Hev + Hv. () ef В качестве источников рассеяния Hev выступают примесные центры, рассеяние на которых учитывается по теории возмущений. Рассмотрены случаи ориентации переменного магнитного поля излучения в плоскости электронного газа и перпендикулярно ей.

Задача решается с помощью канонического преобразования, устраняющего взаимодействие кинетических и спиновых степеней свободы электронов. При этом преобразуются и члены га мильтониана, описывающие взаимодействие электронов с решеткой и внешними полями. Воз никающее эффективное взаимодействие электронов системы с внешними полями приводит к резонансному поглощению энергии поля не только на частоте парамагнитного резонанса s и циклотронного резонанса c, но и частотах, представляющих собой линейные комбинации частот s и c.

«Технические» трудности, связанные с временной зависимостью эффективного взаимодей ствия электронов системы с внешними полями, разрешаются с помощью второго каноническо го преобразования. В результате этого преобразования эффективное взаимодействие исчезает, но зато перенормируется и приобретает временную зависимость взаимодействие электронов с рассеивателями, которое рассматривается по теории возмущений.

Вычислена диагональная компонента тензора электропроводности двумерного электронно го газа, которая во всех рассмотренных случаях является осциллирующей функцией отношения /c.



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.