Диссертация (1103577), страница 10

Просмтор этого файла доступен только зарегистрированным пользователям. Но у нас супер быстрая регистрация: достаточно только электронной почты!

Текст из файла (страница 10)

А) в модели локализованных электронов

Где -гиромагнитное отношение для электрона, -проекция на ось z (физически выделенное направление), -проекция на ось z (физически выделенное направление).

Б) в модели коллективизированных электронов

Где -плотность состояний на уровне Ферми для спинов вверх, -плотность состояний на уровне Ферми для спинов вниз.

Орбитальный момент атома, а следовательно и его орбитальный магнитный момент в отсутствие внешнего магнитного поля возникает за счет орбитального движения электронов и спин-орбитального взаимодействия, энергия которого в одноэлектронном приближении записывается в виде , где -спиновый момент электрона, -орбитальный момент электрона, -константа спин-орбитального взаимодействия электрона со спином S, зависящая от расстояния до ядра r и напряженности электрического поля в точке расположения электрона ( ).

Для многоэлектронных атомов энергия спин-орбитального взаимодействия будет определяться не только взаимодействием спинового момента i-го электрона и его орбитального момента , но также взаимодействием с орбитальным моментом i-го электрона относительно j-го электрона [⁷⁵]. В этом случае энергия спин-орбитального взаимодействия атома определяется как , где -константа спин-орбитального взаимодействия i-го электрона с ядром атома, -константа спин-орбитального взаимодействия i-го электрона с j-м.

В случае кластеров в величину спин-орбитального взаимодействия i-го электрона данного атома должно быть включено взаимодействие спина с орбитальным моментом других атомов , так как спин-орбитальное взаимодействие дальнодействующее, т.е. , где -константа спин-орбитального взаимодействия i-го электрона с атомом m. Следовательно, для кластеров величина будет определяться следующим выражением , где -константа спин-орбитального взаимодействия i-го электрона с атомом m кластера будет зависеть от величины кристаллического поля в месте расположения i-го электрона.

Эффективным методом определения спиновых и орбитальных моментов атомов свободных и осажденных на подложку кластеров является съемка спектров поглощения магнитного циркулярного дихроизма анизотропного излучения переходов 2p-3d в и кластерах.[63],[⁷⁶],[⁷⁷]. Кластеры металлических атомов являются как бы мостиками между атомарным и массивным состояниями вещества. Спиновый магнитный момент иона железа в свободном состоянии может достигать 4,9 , а для 5,92 , спиновый магнитный момент свободного иона 3,88 [⁷⁸]. Значения эффективных магнитных моментов для этих ионов могут еще увеличиваться за счет размораживания орбитальных моментов. В массивном железе магнитные моменты атомов по экспериментальным данным [⁷⁹] следующие: .

Такая малая величина объясняется с точки зрения делокализованных электронов, когда в массивном материале атомные орбитали гибридизируются и образуют энергетические полосы различной ширины для электронов . Это и приводит к таким значениям магнитного момента атома Fe в массивном материале. В ОЦК решетке массивного Fe орбитальный момент и практически заморожен кристаллическим полем.

В массивном кобальте экспериментальные исследования дают [64]: . Отметим, что в массивном состоянии больше в 1,44 раза.

Молибден в массивном состоянии является ярко выраженным парамагнетиком и принадлежит к металлам группы палладия (4d-металл). Атомы молибдена имеют в основном состоянии следующую электронную конфигурацию: , т.е. с шестью неспаренными валентными электронами с наполовину заполненной 4d электронной оболочкой. Для свободных ионов магнитный момент в соответствии с правилами Хунда может составлять: . Рассмотрим также экспериментальные значения константы спин-орбитального взаимодействия во внутри-атомном приближении [⁸⁰] для различных ионных состояний атомов железа, кобальта и молибдена, представленных в таблице 3.1

Таблица 3.1 Константа спин-орбитального взаимодействия для различных ионных состояний атомов Fe, Co,Mo.

Из таблицы видно, что величины константы спин-орбитального взаимодействия оказываются большими для ионов , , , по сравнению с . Отметим, что значения для связанных ионов будут отличаться от величин для свободных ионов вследствие влияния на спины кристаллического поля подложки, кроме того спин-орбитальное взаимодействие не проявляется в системах с заполненными оболочками (S=0). Таким образом ионы Со и Мо в образцах МСР могут приводить к формированию в них больших величин констант магнитной анизотропии.

Рассмотрим данные теоретических расчетов и экспериментов по циркулярному дихроизму синхротронного излучения по определению спиновых и орбитальных магнитных моментов свободных и осажденных на подложку кластеров из атомов железа, кобальта и молибдена: (n,m <100).

В кластерах с малым количеством атомов (n<10) все или большая их часть находятся на поверхности и имеют меньшее количество ближайших соседей, чем в массивном материале. Кроме этого ширина d-зоны поверхностных атомов становится более узкой по сравнению с таковой для массивного образца. Это приводит к большой величине спинового момента и вследствие спин-орбитального взаимодействия к большей величине орбитального момента . Кроме того атомы на поверхности обладают низкой симметрией, что приводит к уменьшению величины кристаллического поля, приводящего к «замораживанию» орбитального момента. Это также приводит к росту величины атома кластера. Известно также, что для атомов поверхности плотность состояний на уровне Ферми больше, чем в массивном материале. Это приводит к увеличению величин и [⁸¹]. Из этих общих рассуждений следует, что величины и в свободных металлических кластерах (n<100) должны быть увеличенными по сравнению с таковыми в массивных образцах.

При осаждении кластеров на поверхность подложки происходит гибридизация орбиталей атомов кластера и подложки. Также вследствие различия электроотрицательности атомов кластеров и подложки может происходить зарядовый перенос от атомов кластеров к атомам подложки или наоборот. Поэтому в кластерах будет изменяться плотность состояний на уровне Ферми и энергетическая ширина для спинов вверх и спинов вниз. Вследствие этого будут изменяться величины и связанных кластеров на подложке по сравнению с таковыми для свободных кластеров. В работе [65] теоретически с помощью теории функционала плотности показано, что магнитные моменты свободных кластеров железа (n<100) зависят от формы поверхности кластеров: для икосоэдрических , для гранецентрированных , для объемоцентрированных . Эти результаты хорошо согласуются с экспериментальными результатами при T=120К. [⁸²]

Спиновый и орбитальный магнитные моменты свободных кластерных ионов были определены методом спектроскопии магнитного циркулярного дихроизма синхротронного излучения при температуре T=15-20К и в магнитном поле 50кЭ. Спиновый и орбитальный магнитные моменты немонотонно изменяются с количеством атомов в кластере : , . Максимальная величина спинового момента на атом достигает для , а максимальная величина орбитального момента достигает для .

Следовательно, мы видим, что орбитальный магнитный момент в свободных кластерах разморожен, а спиновый магнитный момент достигает величины спинового магнитного момента для свободного иона .

Спиновый и орбитальный магнитные моменты атомов Со в свободных кластерах : , где -магнитный момент кластера, были экспериментально определены методом магнитного циркулярного дихроизма синхротронного излучения (МЦДСИ) в работе [⁸³]. Измерения проводились при T=20К и H=70кЭ. Было обнаружено, что величина немонотонно зависит от числа атомов в кластере и изменяется в пределах , значения изменяются в меньшей степени в пределах . Отмечается, что величина для кластеров Со осажденных на подложке из Pt(111) изменяется в пределах , что превышает значение для массивного образца в (2-4) раза.

В работе [⁸⁴] теоретически и экспериментально методом МЦДСИ было показано, что величина отношения / для 20 монослоев Со, осажденных на подложку Cu(100) превышает таковую величину для массивного Со. Кроме того, было обнаружено, что для монослоя Со на Cu(100) и , что в 2 раза превышает массивного Со.

В работе [⁸⁵] с помощью метода потенциала плотности состояний было исследовано магнитное поведение кластеров и изучена роль атомов Со на увеличение магнитного момента атомов Fe в этих кластерах. Было показано, что при этом существенную роль играет зарядовый перенос электронов. Когда атомы Fe теряют электроны и передают соседним атомам Со происходит рост так, что при переносе заряда q=0.03IeI приводит к росту спинового магнитного момента на 0,6 . Для кластеров магнитный момент атомов Fe достигает величины , а магнитный момент атомов Со . Для кластеров соответственно был получен результат: , . Это является результатом регибридизации атомных орбиталей электронов атомов, образующих кластер при переносе зарядов электронов от одного атома к другому и изменения плотности состояний на уровне Ферми для спинов вверх и вниз атомов Fe и Со.

Характеристики

Список файлов диссертации