Научная литература
booksshare.net -> Добавить материал -> Физика -> Займан Дж. -> "Принципы теории твердого тела" -> 141

Принципы теории твердого тела - Займан Дж.

Займан Дж. Принципы теории твердого тела — М.: Мир, 1966. — 478 c.
Скачать (прямая ссылка): principiteoriitverdogotela1966.pdf
Предыдущая << 1 .. 135 136 137 138 139 140 < 141 > 142 143 144 145 146 147 .. 174 >> Следующая

нельзя ограничиться учетом взаимодействия ближайших соседей, или же оно
может быть антифер-ромагнитным для одних пар спинов и ферромагнитным для
других. Одним из следствий такого уточнения теории [которое можно без
труда провести, добавляя член типа в (10.58) и член
типа Я,'Лг|ы+ в (10.59)] является изменение температуры Нееля, которая
становится отличней от параметра 0 в (10.62).
Кроме того, может осуществляться случай, когда в кристалле имеются два
разных типа магнитных ионов с различными магнитными моментами. Тогда
может осуществиться ситуация, изображенная на фиг. 183, где спины атомов
сортов А и В ориентированы в противоположных направлениях, но система тем
не менее обладает постоянным магнитным моментом, так как магнитный момент
одной подрешетки больше магнитного момента другой подрешетки. Это явление
называется ферримагнетизмом, будучи характерно для ферритов;
макроскопическое поведение такой системы очень похоже на поведение
ферромагнетика.
Во многих антиферромагнитных веществах магнитные ионы отстоят довольно
далеко друг от друга, и в этом случае трудно предположить, что они
связаны при помощи обменного интеграла
§ 7. Антиферромагнетизм
389
типа (10.37). Это не означает, что узлы кристаллической решетки
расположены очень далеко друг от друга; это означает просто, что
пространство между магнитными ионами заполнено большим числом немагнитных
ионов. Например, это могут быть ионы кислорода, как в МпО. Мы имеем тогда
дело с механизмом, известным под названием косвенного обмена, когда d-
электроны иона Мп связаны с электронами кислорода, а те в свою очередь
взаимодействуют через обмен с d-электронами второго иона Мп.
Ситуация может быть подобна изображенной схематически на фиг. 184. Если
атом А имеет спин "+", то он может принять электрон со спином "-" из p-
состояния атома кислорода. Если атом В имеет спин "-", то он может
забрать оставшийся электрон атома кислорода. Таким образом,
взаимодействие между спинами р-электронов атома кислорода преобразуется
во взаимодействие между спинами d-оболочек магнитных ионов. Практически
при расчете этого эффекта встречается ряд тонкостей, но в принципе этот
расчет объясняет наблюдаемые явления.
Фиг. 183. Ферримагнетизм.
Фиг. 184. Косвенный обмен.
Механизм косвенного обмена в разбавленных магнитных сплавах, описанный в
§ 6, может иметь антиферромагнитный характер. Как показано на фиг. 179,
это происходит, когда вторая примесь находится на расстоянии, отвечающем
ориентации спина "вверх" в осцилляциях Рудермана, Киттеля, Касуи и
Иосиды, возникающих вокруг первого магнитного иона. Но для
понимания'природы антиферромагнетизма в чистых металлах типа хрома мы
должны
390
Гл. 10. Магнетизм
вернуться к картине блуждающих электронов (см. § 5 настоящей главы)
Нетрудно количественно понять, как может произойти стабилизация
антиферромагнитной конфигурации за счет обменного взаимодействия
электронов проводимости. Пусть уже установился порядок типа изображённого
на фиг. 181, б. Благодаря обменному взаимодействию U электрон со спином
"вверх", распространяющийся по кристаллу, будет чувствовать эффективное
поле, зависящее от локальной поляризации. Это поле будет иметь
периодичность магнитной сверхрешетки и, следовательно, приведет к
возникновению разрыва энергии на границе "подзоны", лежащей внутри
обычной зоны Бриллюэна (ср. § 6 гл. 2). Эта особенность зонной структуры
появится в образовании сверхрешетки электронной плотности для электронов
со спином "вверх". Для электронов с противоположным спином знак
возмущения изменится, и электроны будут стремиться заполнить другую
сверхрешетку. Если окажется, что эти распределения согласуются с
первоначально принятой нами картиной намагниченности, значит, мы и нашли
самосогласованным путем антиферромагнитное упорядочение электронов, не
требуя их локализации.
Чтобы перевести рассуждения этого типа на математический язык,
предположим, что мы перешли от восприимчивости для однородного случая
(10.42) к восприимчивости, зависящей от волнового вектора q. Как и при
выводе формулы (10.51) для восприимчивости %0 (q), легко принять во
внимание и обменное взаимодействие вида (10.38). Для этого нужно только
следовать рассуждениям § 1 гл. 5. Результат действительно обнаруживает
заметное сходство с выражением (10.42):
x(q) = -----------------• (10-67)
1 __?7(*р,)-я Xo(q)
Когда знаменатель этого выражения обращается в нуль, рассматриваемое нами
немагнитное состояние металла становится неустойчивым. Таким образом
магнитное упорядочение определяется условием Оверхаузера
YC/№)"2Xo(q)>l, (10.68)
а условие ферромагнетизма (10.43) представляет собой частный случай
неравенства (10.68) при q = 0.
Вопрос о том, возникают ли в результате обычного обменного взаимодействия
в обычных металлах устойчивые волны спиновой плотности, пока еще твердо
не решен. Известно, однако, что в переходных металлах величина U весьма
велика и энергии электронных состояний % (к), которые следует подставлять
Предыдущая << 1 .. 135 136 137 138 139 140 < 141 > 142 143 144 145 146 147 .. 174 >> Следующая

Реклама

c1c0fc952cf0704ad12d6af2ad3bf47e03017fed

Есть, чем поделиться? Отправьте
материал
нам
Авторские права © 2009 BooksShare.
Все права защищены.
Rambler's Top100

c1c0fc952cf0704ad12d6af2ad3bf47e03017fed