Бесплатно скачать, заказать диплом, курсовую, диссертацию Коллективные взаимодействия в упорядоченный системах

У нас уже 176407 рефератов, курсовых и дипломных работ

Сделать закладку на сайт

Заказать диплом, курсовую, диссертацию

Быстрый переход к готовым работам

Мнение посетителей:

Книга жалоб
и предложений

Название	Коллективные взаимодействия в упорядоченный системах

Количество страниц	112

ВУЗ	МГИУ

Год сдачи	2010

Бесплатно Скачать	23250.doc

Содержание	Содержание ВВЕДЕНИЕ...3 ГЛАВА 1. ЯДЕРНЫЕ СПИНОВЫЕ ВОЛНЫ В АНТИФЕРРОМАГНЕТИКЕ В «СПИН- ФЛИП»ФАЗЕ...б §1. Взаимодействие электронной и ядерной спиновых систем в магнитном поле...8 §2. Динамические свойства электронной и ядерной спиновых систем антиферромагнетика в сильных магнитных полях...20 §4. Гамильтониан взаимодействия магнитной и упругой систем кубического антиферромагнетика...34 ГЛАВА 2. «ЛОКАЛЬНЫЕ СОСТОЯНИЯ В КРИСТАЛЛАХ С ДЕФЕКТАМИ»...53 §1. Коллективные возбуждения в ферромагнитных системах...54 §2. Связанные состояния двух магнонов. Уравнение Шредингера для связанных состояний двух магнонов...60 §3. Локальные уровни двух магнонов при наличии дефекта...72 §4. Двухмагнонные состояния на дислокации...81 ГЛАВА 3. «КОЛЛЕКТИВНЫЕ ВЗАИМОДЕЙСТВИЯ В МАГНИТНЫХ СИСТЕМАХ»...85 §1. Спиновая система...86 §2, Спин-фононная система...97 §3. Электрон-спин-фононная система...104 ПРИЛОЖЕНИЕ...109 ЗАКЛЮЧЕНИЕ...111 СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ...112 ВВЕДЕНИЕ. Реальные магнетики всегда содержат дефекты кристаллической структуры. Наиболее важным из них в силу дальнодействующего характера вызываемых искажений решетки являются линейные или плоскостные дефекты - дислокации. Имеющиеся исследования влияния кристаллических дефектов на релаксационные и кинетические процессы в упругой и электронной спиновой системах, а также воздействие указанных систем на. дислокации относятся к условиям, когда магнитоупругая связь мала. Взаимодействие ядерной спиновой системы с дислокациями в магнитоупорядоченных кристаллах вообще изучено крайне мало. В данной диссертации изучается влияние дефектов кристаллической решетки на релаксационные и кинетические явления в упругой электронной и ядерной спиновых системах с учетом обменного усиления магнитоупругого и сверхтонкого взаимодействия. В первой главе рассмотрено взаимодействие упругих колебаний с дислокационными деформациями через магнитную систему, которая вносит в свою очередь в упругую систему эффективный ангормонизм. Впервые в условиях сильной магнитоупорной связи учтена пространственная неоднородность распределения равновесной намагниченности антиферромагнитной системы, содержащий дефект, что позволило учесть вклад магнитной системы в нелинейные взаимодействия квазизвуковых волн с дефектом в кристалле. В диссертации рассмотрена релаксация магнонов, обусловленная магнон-магнонными, магнон-фононными и магнон-дислокационными процессами в кубической антиферромагнитной системе. Показано, что роль дислокаций в затухание спиновых волн является определяющей при плотности дислокаций п > 106 см"2. Показано, что наличие сильной динамической связи между электронной и ядерной спиновыми системами приводит к возникновению новых коллективных возбуждений - ядерных спиновых волн. Получен спектр связанных колебаний электронных и ядерных спиновых систем. Также в первой главе рассматривается взаимодействие системы электронных спинов с системой ядерных спинов в антиферромагнетиках типа «легкая плоскость» в случае опрокидывания спина (спин-флип фаза), что является весьма важным для изучения термодинамических и кинетических свойств ядерных систем. В главе исследованы равновесные конфигурации электронных и ядерных намагниченностей. Найдена связь электронной и ядерной спиновых систем с упругими полями, создаваемыми дефектами в кристалле. Кроме того, в первой главе рассматриваются связанные колебания электронной и ядерной систем в антиферромагнетике типа «легкая плоскость» в сильных магнитных полях. На основе «u-v»-преобразования Боголюбова найден спектр этих колебаний и найдена новая мода е2к коллективных колебаний в антиферромагнетике. Найден динамический сдвиг частоты ядерного магнитного резонанса, связанный с этой модой. Также изучается релаксация ядерной «спин-флип» моды обусловленная сверхтонким взаимодействием. Исследована область параметров con2« cono^a , для которой выполнено условие Q2nk« ^2к-Показано, что для ядерных спиновых волн с волновым вектором к~105см'1 основным является рассеяние на тепловых флуктуациях продольного компонента ядерных спинов. Определены гамильтонианы взаимодействий, отвечающие трех- и четырехчастичным магнон-магнонным и магнон-фононным процессам, а также процессам рассеяния магнонов на неоднородных деформациях. Вычислены вклады от перечисленных взаимодействий в декременте затухания магнонов обеих ветвей спектра кубического антиферромагнетика. Вторая глава посвящена исследованию локализованных колебаний спиновой системы в кристаллах с линейными дефектами и возникновению связанных двухмагнонных состояний на дислокациях. Во второй главе на основе модифицированного гамильтониана Гейзенберга исследована возможность возникновения состояний двух магнонов, локализованных на дефекте (дислокации) в ферромагнитном кристалле. Рассматриваются локальные и квазилокальные магнонные состояния и находятся параметры, при которых происходит их разделение. Рассматривается ферромагнитный кристалл, содержащий линейный дефект (дислокацию) и исследуется возможность двухмагнонных состояний при определенных параметрах обменных взаимодействий. Найдено, что такие состояния существуют при величине ^ < -0,41. В третьей главе диссертации рассматривается спиновая система, находится спектр спиновых флуктуации в отсутствии внешнего магнитного поля, находится ветвь колебаний при ненулевом внешнем магнитном поле в области волновых векторов k ГЛАВА 1. ЯДЕРНЫЕ СПИНОВЫЕ ВОЛНЫ В АНТИФЕРРОМАГНЕТИКЕ В «СПИН-ФЛИП» ФАЗЕ. В первом параграфе главы рассматривается взаимодействие системы электронных спинов с системой ядерных спинов в антиферромагнетике типа «легкая плоскость» в случае опрокидывания («спин-флип» фаза), что является весь важным для изучения термодинамических и кинетических свойств ядерных систем. В главе исследованы равновесные конфигурации электронных и ядерных спиновых систем с упругими полями, создаваемыми дефектами в кристалле. Кроме того, в этой главе во втором и в третьем параграфах рассматриваются связанные колебания электронной и ядерной систем в антиферромагнетике типа «легкая плоскость» в сильных магнитных полях. На основе «u-v» - преобразования Боголюбова найден спектр этих колебаний и найдена новая мода егк коллективных колебаний в антиферромагнетике. Найден динамический сдвиг частоты ядерного магнитного резонанса, связанный с этой модой. Также изучается релаксация ядерной «спин-флип» моды обусловленная сверхтонким взаимодействием. Исследована область параметров con2 < cono^a, для которой выполнено условие Q2nk«егк- Показано, что для ядерных спиновых волн с волновым вектором к~105см'1 основным является рассеяние на тепловых флуктуациях продольного компонента ядерных спинов. В четвертом параграфе определены гамильтонианы взаимодействий, отвечающие трех- и четырехчастичным магнон-магнонным и магнон-фононным процессам, а также процессам рассеяния магнонов на неоднородных деформациях. Вычислены вклады от перечисленных взаимодействий в декременте затухания магнонов обеих ветвей спектра кубического антиферромагнетика. §1. Взаимодействие электронной и ядерной спиновых систем в магнитном поле. Сильные (порядка обменного) поля существенно изменяют равновесную конфигурацию намагниченности подрешеток и, тем самым, спин-волновой спектр антиферромагнетика. В случае антиферромагнетика ¦ типа «легкая плоскость» рост величины магнитного поля Н, направленного параллельно базисной плоскости, приводит к увеличению угла скоса магнитных моментов подрешеток (см. рис. 1). Если антиферромагнетик типа «легкая плоскость» не обладает слабым ферромагнетизмом (Hd =0), то в области магнитных полей Н>НС~ 2НЕ моменты М\ и Mi будут направлены строго по полю Н. Происходит так называемый «спин-флип» переход в парамагнитную фазу антиферромагнетика [2], [3], [4]. В этой фазе одна из спин-волновых ветвей спектра антиферромагнетика имеет вид, сходный со спин-волновым спектром феромагнетика, и является высокоактивационной (реально НЕ~ 105-106э). Другая ветвь спектра, называемая спин-флип ветвью, является низкоактивационной в окрестности «спин-флип» перехода. В работе [5] были исследованы свойства «спин-флип» моды, в частности, рассчитано ее затухание и показана возможность параметрического возбуждения ее продольной накачкой. Параметрическое возбуждение «спин-флип» моды экспериментально осуществлено в [6], [7], [8]. В нашей работе рассматривается взаимодействие системы электронных спинов с системой ядерных спинов в антиферромагнетиках типа «легкая плоскость» в случае опрокидывания («спин-флип» фаза), что является весьма важным для изучения термодинамических и кинетических свойств ядерных систем. Рассмотрим антиферромагнетик типа «легкая плоскость», помещенный во внешнее магнитное поле, направленное параллельно базисной плоскости. Гамильтониан антиферромагнетика типа «легкая плоскость» определим выражением /.Я L / 8 (1.1) где электронные спины Sf и Ss принадлежат различным подрешеткам, // и Ig -ядерные спины, J(r/g) - обменный интеграл, r/g =r/ -rg, K\ и К2 - константы анизотропии, п — нормаль к плоскости легкого намагничивания. В рассматриваемой области низких температур Т « Тм для средних значений проекций электронных спинов на соответствующие оси квантования имеем [S^j = (S*"} = S'. Ранее определенные характеристики макроскопического описания электронной и ядерной систем антиферромагнетика связаны с введенными здесь величинами следующими соотношениями: V = jjHn0 = А, (7)о, где(1)о = в, {сопо IT), Ff + M He = 5M, HD = dM. Для магнитных полей Н < 2Не имеем #0 «---------- « 1 1НЕ Здесь значения m, con, coN, HN, , относящиеся к случаю Н = О, будем снабжать индексом «О», чтобы отличать их от соответствующих значений в случае Н Ф О, что важно, когда Н ~ Нп ,НЕ Определяем равновесное распределение намагниченности в антиферромагнетике типа «легкая плоскость», содержащем дислокацию. Уравнение движения для плотности магнитного момента Mj без учета релаксации имеет вид (1.2) —€ т} dF д dF ,, где Hj =H—=^Н--------=г- эффективное магнитное поле, dMj дхк Mj действующее на j-ую подрешетку, F = FM + FMY + Fr, g -спектроскопический фактор, ц = g\|UB , Цв - магнетон Бора. Из уравнения (1.2) следует, что равновесные намагниченности удовлетворяют равенству М° и Mj - соответственно плоскости магнитных моментов подрешеток в отсутствии и при наличии поля неоднородных деформаций. Mj = M(cos y/j sin 3j,- cos yfj sin &j, sin y/j) (1.4) После подстановки в равенство (1.3) явного вида эффективных полей —''Я Hj , полученных из гамильтониана (1.1), приходим к следующим уравнениям для определения равновесных углов i9,, S2, if/v y/2 Как показывает анализ уравнений (1.5) с учетом (1.6), предположив, что \|«9\|,\|^\| « 1, можно пренебречь углами дЭ и ду/, так как \д&\ « \|i9\|, соответственно энергии магнонов квазиферромагнитной (КФ) и квазиантиферромагнитной (КАФ) ветвей спектра, НА =(j3 — /3')М - поле анизотропии, Hlms и Н2ш - эффективные магнитные поля, обусловленные спонтанной магнитоскрикцией s = /л[2НЕМ(а - а1)]^2 скорость магнонов, Jo= juHE/S, S- спин, 0 = (2?2-i?3)Fo, Vo - объем элементарной ячейки, й(к) - Фурье образ тензора й(г). Таким образом, в каждой точке кристалла равновесный вектор Mj(t) получается поворотом вектора Mjo вокруг оси X на угол у/(г) = ^у/(г)ёкг и вокруг оси Z на угол #(r) = ^&{r)eikr, причем положительному значению угла Аналитически рассмотреть влияние магнитной системы на дислакационные деформации удается лишь в предположении, что вызываемые дислокациями искажения однородного распределения намагниченностей невелики ( &{г) у/(г) « 1). При этом искажения будут определяться формулами (1.7), (1.8), содержащими тензор Ud, который как раз и требуется определить для заданной дислокационной линии. Для примера рассмотрим упругие поля, создаваемые винтовой дислокацией (rw оси X, г - единичный вектор вдоль дислокации). Уравнение равновесия для тензора напряжений <т в отсутствие объемных сил имеет вид Из свойств симметрии винтовой дислокации следует, что отличны от нуля лишь компоненты сгх, и аху. Тогда уравнение равновесия Введем оси квантования для операторов Sj и /; (j = g, f), как показано на рис. 2. Углы & и Зп (см. рис. 2), а также среднее значение проекции ядерного спина (lzj^ = (i^ = 1 определяется самосогласованным образом из следующей системы уравнений /iHcos#-J(P)Ssfa2&-A1t{l)sm(9-SH) = При этом из нескольких решений системы необходимо выбрать то, которому соответствует минимальное значение квадратичной формы, получаемой из гамильтониана (1.1) заменой спиновых операторов классическими векторами. При нахождении углов квантования & и &п следует различать две температурные области. I. соп « Т. В данном случае (I) = —s—^------, и исключив из системы (1.14) угол 9п, получаем соотношение 2Я?3т^ = 0 (1.15) м) определяющее поле схлопывания магнитных подрешеток: В области магнитных полей Н>НС равновесное состояние антиферромагнетика типа «легкая плоскость» характеризуется углами & = -&п = /г/2, если Нп > Нс (состояние» 1»), и & = &п= я/2, если #„ < Нс (состояние «2»), II. Т « соп. В данном случае (/) = 1, и исключение угла &п из системы (1.14) дает соотношение {Н-2HEs\nS){H2n + Нг -2HHnsmQ)yi -НNH = 0 (1.16) Сформулируем основные результаты анализа уравнения (1.16).

Список литературы

Цена, в рублях: (при оплате в другой валюте, пересчет по курсу центрального банка на день оплаты)	1425

Скачать бесплатно	23250.doc

Найти готовую работу

ЗАКАЗАТЬ

Обратная связь:

Связаться

Вход для партнеров

Регистрация

Восстановить доступ

Материал для курсовых и дипломных работ

15.04.24 Задачи, условия и этапы организации экспериментальной работы

15.04.24 Критерии качества преподавания

15.04.24 Категория нормы в обучающей деятельности

Архив материала для курсовых и дипломных работ

Ссылки:

Счетчики:

© 2006-2022. Все права защищены.
Выполнение уникальных качественных работ - от эссе и реферата до диссертации. Заказ готовых, сдававшихся ранее работ.