Плутоний Фундаментальные проблемы Том 1 - Надыкто Б.А.
ISBN 5-9515-00-24-9
Скачать (прямая ссылка):
146
Los Alamos Science Number 26 2000
Свойства актиноидов в основном состоянии
0,04
OQ
^co
UJ
-0,04 -
Ширина зоны (эВ)
8 12 Ширина зоны (эВ)
16
Рис. 13. Расчетная полная энергия для различных кристаллических структур в зависимости от расчетной ширины зоны
Ha рисунках (а-г) представлены графики результатов использования ТФП для расчета полной энергии алюминия (р связь), железа (d связь), ниобия (d связь) и урана (f связь) в зависимости от ширины зоны для нескольких различных структур. Мы изменяем ширину зоны путем изменения исходного объема. Для всех этих элементов структуры с очень низкой симметрией аналогично структурам у актиноидов являются наиболее устойчивыми конфигурациями, если зоны узкие. С другой стороны, высокосимметричные структуры являются устойчивыми для широких зон. Уровень отсчета (гцк структура для алюминия и оцк структура для других металлов) принят равным нулю. И^равн - расчетное значение ширины зоны при экспериментальном равновесном объеме. Таким образом, если мы используем наблюдаемые равновесные объемы, мы прогнозируем, что переходные металлы будут иметь широкие зоны и симметричные структуры, тогда как легкие актиноиды будут иметь узкие зоны и низкосимметричные структуры.
(Этот рисунок воспроизведен с разрешения журнала Nature)
ски охватывающим несколько тысяч атомов. В результате атомы решетки перемещаются с позиции, обычно предписанной векторами решетки Браве, и вместо этого следуют условиям периодичности волны зарядовой плотности.
Первоначально предполагалось, что волна зарядовой плотности возникает в металлах с s-зоной, таких как натрий (Overhauser 1971), но, как это зачастую происходит с интересными новыми физическими явлениями, единственными элементами, которые фактически представляют это новое явление, являются актиноиды. После многих лет упорной
экспериментальной работы было установлено, что металлический уран проходит последовательность явных низкотемпературных фаз и этими фазами являются волны зарядовой плотности Oi1, а2 и а3 (Smith et al. 1980, Lander et al. 1994). Первый переход происходит при температуре 43 К (о^), а последний стабилизируется при температуре 23 К (а3). После завершения последнего перехода приближенный объем единичной ячейки составляет 6000 A3 на ячейку.
Смит и др. (1980), Ланд ер и др. (1994) определили состояние волн зарядовой плотности в уране через струк-
турные изменения. Просвечивающая электронная микроскопия показывает хорошо выраженное двойникование в образцах в состоянии волн зарядовой плотности и явно выраженный эффект памяти формы. Эксперименты с рассеянием нейтронов указывают на то, что существенное смягчение фононов происходит в состоянии волн зарядовой плотности при температуре 43 К. Данный факт может помочь понять это мартенситное превращение.
С точки зрения науки о материалах состояние волн зарядовой плотности в уране проявляет себя небольшим иска-
Number 26 2000 Los Alamos Science
147
Свойства актиноидов в основном состоянии
(а) Неискаженная
(б) Искаженная
2 стандартные ячейки • •
\ /
) \ I > / 4
\ /
\ /
\ /
\* • •
> \
/• • •
/ \
/ \
/ \
>/ ( ’ V
1 стандартная ячейка • •
• • • а
' Элементарная ячейка
• а
Рис. 14. Структурное искажение, связанное с волной плотности зарядов в состоянии Ci1 в уране
Металлический уран проходит три различные фазы при низких температурах, которые являются волнами плотности зарядов Cx1, а2, а3. Мы рассчитали переход в состояние Cx1. Рисунок показывает структуру кристалла до и после перехода к волне плотности заряда Cx1 (структуры спроецированы на плоскость а-b). Обычная единичная ячейка удваивается по мере того, как атомы смещаются на величину и вдоль направления а. В каждой структуре черные (красные) кружочки обозначают атомы, расположенные в слое с = 0 (с = 1/2) соответственно
(а)
Параметр смещения (и)
Относительный объем (VZV0)
Рис. 15. Расчетные энергетические зависимости искажения а-урана из-за волны зарядовой плотности
Ha обоих графиках горизонтальные линии представляют энергию а-урана, а энергия сх^фазы (волна плотности заряда) представлена графически относительно нее. (а) Расчетная энергия Cx1-фазы при нормальных условиях достигает минимума при значении параметра смещения и, равном 0,028. Это значение хорошо согласуется с экспериментальным значением 0,027. (б) Расчетная энергия сх^фазы возрастает по мере сжатия, а при коэффициенте сжатия VIV0 = 0,98 энергия сх^фазы становится выше. Иными словами, при таком сжатии сх^фаза должна исчезнуть. Такой расчет хорошо согласуется с наблюдаемым процессом перехода при коэффициенте сжатия VIV0 = 0,99
жением, которое оказывает существенное воздействие на несколько физических свойств: параметр решетки, удельное сопротивление, упругие характеристики и тепловое расширение (Smith et al. 1980, Lander et al. 1994). Физические механизмы управления различными волнами зарядовой плотности в уране являются сходными, и по этой причине, а также по практическим соображениям, мы сосредоточились на расчете перехода в состояние а^ В этом переходном процессе стандартная единичная ячейка удваивается по мере того, как атомы смещаются на величину и вдоль ^-направления, в соответствии с моделью, представленной на рис. 14. На рис. 15 представлены графики расчета зависимости полной энергии урана в удвоенной единичной ячейке от параметра смещения м, который выступает в роли параметра порядка для переходного процесса (Fast et al. 1998). Заметим, что полная энергия достигает минимума при и = 0,028, что очень хорошо согласуется с экспериментальным значением 0,027. Заметим также, что поскольку энергия, участвующая в этом переходном процессе, незначительна, большие требования предъявляются к теоретическому методу.
