Электромонтаж Ремонт и отделка Укладка напольных покрытий, теплые полы Тепловодоснабжение

Магнитные свойства V3Si

01.06.2019


Магнитные свойства V3Si исследованы значительно подробнее, чем для других силицидов. При этом характерно, что изучение магнитного поведения электронного ансамбля в V3Si как в обычном, так и в сверхпроводящем состоянии осуществлялось не только (и не столько) путем непосредственного измерения магнитной восприимчивости, но и методами ядерного магнитного резонанса и магнитной нейтронографии. Широкое привлечение современных экспериментальных и теоретических методов исследования электронного спектра позволило вскрыть его существенные особенности, хотя и до сих пор многие вопросы строения этого и других подобных сверхпроводников остаются неясными.
Магнитные свойства V3Si

По-видимому, впервые магнитная восприимчивость V3Si (а также других соединений V3Х, где V=Ga, Ge, Sn, Au, Sb, Pt) изучалась Вильямсом и Шервудом (табл. 31). Полученные ими результаты приводятся в статьях Клогстона и соавторов и в обзоре Леванюка и Суриса. На рис. 115 изображена температурная зависимость магнитной восприимчивости (х) для V3Si (и V3Ga) в интервале от температуры перехода в сверхпроводящее состояние (Tc) до комнатной. Обращают на себя внимание значения dх/dT, существенно большие, чем в случае других соединений с меньшей Tс. Можно было бы предположить, что подобная температурная зависимость восприимчивости обусловлена локализованными магнитными моментами атомов, способными к упорядочению при низких температурах. Однако нейтронографические исследования, выполненные Колером и Волланом, не подтвердили этого (также как и в Cr3Si и Mo3Si), а в недавней работе Вансэ и Финлайзона, тоже нейтронографическим методом (по диффузному рассеянию), доказано, что d-электроны в V3Si не являются локализованными, а принадлежат зоне проводимости и их скорость на поверхности Ферми значительно превосходит скорости нейтронов (Л = 1,07А).

Переход в сверхпроводящее состояние, как известно, сопровождается выталкиванием магнитного поля из образца, что формально воспринимается как сильный диамагнетизм последнего. В связи с этим измерения магнитной восприимчивости не могут дать информацию о магнитных свойствах сверхпроводника при температурах ниже Tc. Принципиально новые сведения о магнетизме V3Si и родственных сверхпроводников были получены методами ядерного магнитного резонанса на V51 и ядрах металлоидов.

Впервые сильная температурная зависимость сдвига Найта (К-изменения резонансной частоты поглощения энергии электромагнитного поля ядрами конденсированного вещества по сравнению с частотой для свободных атомов в результате изменения внешнего магнитного поля на ядре s-электронами) наблюдалась авторами. Затем измерения К повторялись как в нормальном, так и в сверхпроводящем состояниях на ядрах V51, Si29, Ga71 в V3Si и V3Ga. Оказалось, что в этих соединениях Кv>0 и Kx<0, причем температурная зависимость сдвигов Найта для них выражена гораздо ярче, чем для изоструктурных соединений с меньшей температурой перехода в сверхпроводящее состояние. Особенностью зависимости K(T) является также и то, что при повышении температуры от Tc положительный сдвиг Найта для V51 возрастает (рис. 116), несмотря на уменьшение магнитной восприимчивости, а отрицательный сдвиг Найта для ядра металлоида уменьшается по модулю, приближаясь к нулевым значениям. В сверхпроводящем состоянии (T = 1,8° К) сдвиг Найта более положителен, чем для температурной области Т больше Тс как на ядрах ванадия, так и на ядрах металлоида (рис. 116).

Описанные результаты экспериментов по методу ядерного магнитного резонанса в V3Si интерпретируются следующим образом. Разумно считать что парамагнитная восприимчивость V3Si (и V3Ga) состоит из трех основных частей: 1) вклада, вносимого внешними 45-подобными электронами %а, 2) орбитального магнетизма хорб и 3) спинового магнетизма 3d-подобных электронов Xd. Первая и вторая составляющие восприимчивости практически не зависят от температуры, а третья должна уменьшаться как при повышении температуры от Tc, так и при переходе в сверхпроводящее состояние (из-за спаривания спинов). В соответствии с указанным разделением магнитной восприимчивости сдвиг Найта для ядра ванадия может быть записан:

где а, в, у — коэффициенты, подлежащие определению.

Ясно, что первые два вклада в найтовский сдвиг положительны, так как s-электроны проводимости и орбитальные магнитные моменты увеличивают поле на ядре по сравнению со внешним магнитным полем. Наоборот, третье слагаемое в выражении (4) отрицательно, так как d-электроны непосредственного контакта с ядром не имеют, но изменяют поле на нем через магнитную поляризацию внутренних s-электронов.

Становится ясным, что при переходе в сверхпроводящее состояние, когда вклад d-электронов в магнитную восприимчивость резко уменьшается, сдвиг Найта для ядер ванадия должен быть наиболее положительным, что и наблюдается на опыте. При температуре, слегка превосходящей Tс, когда %d наиболее велика (см. рис. 115), найтовский сдвиг минимален, но увеличивается с ростом температуры из-за уменьшения хd.

Приближенные оценки показывают, что KVорб превосходит по абсолютной величине КVd примерно в 2,5 раза и KVs — в 5 раз. Из этих же оценок следует, что вблизи Tc орбитальный вклад в магнитную восприимчивость составляет примерно 30%, а при переходе в сверхпроводящее состояние становится основным из-за уменьшения уд не менее чем на 75%.

Отрицательный знак найтовского сдвига для ядра металлоида (рис. 116, KGa < 0) поясняется авторами с помощью ориентировочной схемы энергетического электронного спектра, изображенной на рис. 117. Предполагается, что энергетическая подполоса, образованная s-электронами металлоида, заметно удалена от уровня Ферми, и электроны, ей принадлежащие, не вносят непосредственного вклада в найтовский сдвиг. Далее постулируется, что имеется узкая подполоса, возникшая из 3d-состояний атомов ванадия и 4р (3р)-состояний атомов металоида, и широкая перекрытая с ней подполоса, генетически связанная с 4s-, 4р-состояниями атомов металла и Ap (3p)-состояниями атомов металлоида. Уровень Ферми предполагается проходящим через узкую и широкую подполосы, как изображено на рис. 117. 3d-электроны ванадия и 4р-электроны галлия (3р-электроны кремния) не имеют непосредственного контакта с ядром металлоида и изменяют величину поля на нем только через поляризационные механизмы, что и обеспечивает отрицательный знак найтовского сдвига. С точки зрения предложенной модели энергетического спектра понятно также наблюдаемое уменьшение Kx как при переходе в сверхпроводящее состояние, сопровождающемся спариванием спинов электронов, энергии которых близки к eф, так и при повышении температуры от Tc, которое вызывает уменьшение xd.

Впоследствии, однако, Маттхейс показал, что примесь 4р-состояний Ga в состоянии узкой полосы, через которую проходит уровень Ферми, не превосходит 5%, что явно недостаточно для количественного объяснения наблюдаемого отрицательного найтоновского сдвига для ядра галлия и этот вопрос, таким образом, нуждается в дальнейшей разработке.

Оценка орбитального вклада в магнитную восприимчивость V3Si (5,2—7,5*10-4 эме/моль) позволила Клогстону сравнить значения плотности состояний (при T=Tc) на уровне Ферми, рассчитываемые из паулиевской магнитной восприимчивости (Nх (еф) = ха/2uБ2, где ха — паулиевская часть атомной магнитной восприимчивости, со значением, получаемым из электронного вклада в теплоемкость металла [Nу(еф) = 3у/2п2k2], и с теоретическим расчетным значением (Nрасч(eф)). Оказалось, что Nx(еф) = 5,6 состояний/(эв*атом) и Nу(еф) = 7,1 состояний/(эв*атом), тогда как Nрасч(еф) = 1,3 состояний/(эв*атом), т. е. экспериментально определяемые значения N(еф) существенно превосходят расчетные. Как показал Клогстон, большая часть этой разницы связана с неучетом сильного влияния кулоновского обменного взаимодействия на магнитную восприимчивость и влияния электрон-фононного взаимодействия на коэффициент у электронной теплоемкости. Учет этих эффектов привел к величинам N0(еф) = 3 состояния/ (эв*атом) (при T = Tс) и N0(еф) = 2 состояния/(эв*атом) (после термического усреднения). Последнее значение считается удовлетворительно согласующимся с расчетной величиной Маттхейса.

Структурное превращение в V3Si (~21° К) заметно влияет на некоторые параметры спектра ядерного магнитного резонанса. Так, Госсард обнаружил, что при тетрагональном искажении кристаллической решетки несколько увеличивается средний сдвиг Найта и, главное, появляется возможность рассматривать спектр ядерного магнитного резонанса V51 как состоящий из спектров для ядер двух сортов с различными значениями квадрупольного взаимодействия с электрическим полем электронов и разными сдвигами Найта. Изменения градиента электрического поля, найденные в работе, по мнению автора, указывают на то, что электроны проводимости вносят главный вклад в квадрупольное взаимодействие в V3Si и что фазовое превращение сопровождается значительным изменением электронной структуры.

Дальнейшая информация об электронных свойствах V3Si была получена при тщательном нейтронографическом изучении этого силицида. Шулл и Ведвуд исследовали интенсивности брэгговских отражений поляризованных нейтронов от монокристалла V3Si, находящегося в магнитном поле напряженностью 1,19 Ма/м. При восприимчивости х=8,0*10в-4 эме/моль (комнатная температура) это поле индуцировало магнитный момент, соответствующий 7,1*10в-4 uБ на атом ванадия. В работе удалось определить угловую зависимость амплитуды рассеяния нейтронов электронами, которая оказалась промежуточной между расчетными зависимостями для формфакторов 3d-спинового и 3d-орбитального рассеяния атомом ванадия с электронной конфигурацией 3d34s2. Этот результат четко указывает на решающую роль 3d-электронных состояний атомов ванадия в намагничивании V3Si. Далее авторами исследована температурная зависимость (в интервале от 1,8 до 295° К) амплитуды электронного рассеяния нейтронов для рефлекса (210), не содержащего вкладов ядерного рассеяния от атомов кремния. Выяснилось, что при понижении температуры от Tc амплитуда электронного рассеяния убывает (рис. 118), приближаясь к некоторому постоянному значению. (При этом авторами внесены поправки на частичное проникновение поля в образец и на другие эффекты.) Примечательно, что «остаточная» амплитуда при низкой температуре равна величине, требуемой орбитальной магнитной поляризацией при комнатной температуре. Так как орбитальная поляризация должна быть температурно не зависимой и не меняющейся при прохождении Tc, следует заключить, что уменьшение амплитуды происходит за счет убыли электронно-спиновой поляризации при низких температурах. Это обстоятельство еще раз указывает на то, что последняя связана с ванадиевой 3d-восприимчивостью. Авторы отмечают, что обнаруженное уменьшение магнетизма d-электронов ванадия при Т<Тc заманчиво отождествить с электронным спариванием при образовании куперовских пар.

Необходимо отметить, что оценки доли орбитального магнетизма в V3Si, произведенные в работа, хорошо согласуются между собой.

Изучение аннигиляции позитронов в V3Si обнаружило заметную анизотропию угловой корреляции, что связывается с существованием дырочных областей поверхности Ферми, перпендикулярных.

Имя:*
E-Mail:
Комментарий: