R. O. Zaitsev, “Phonon-free superconductivity in systems with degeneracy”, Fizika Tverdogo Tela, 32:1 (1990), 277–280

Math-Net.Ru

All Russian mathematical portal

R. O. Zaitsev, Phonon-free superconductivity in systems with degeneracy, Fizika Tverdogo Tela, 1990, Volume 32, Issue 1, 277–280

Use of the all-Russian mathematical portal Math-Net.Ru implies that you have read and agreed to these terms of use

http://www.mathnet.ru/eng/agreement Download details:

IP: 118.70.116.132

November 6, 2022, 22:06:49

поляризации падающего на ферромагнетик света и испытавших краевую дифракцию на Д Г . Возможность наблюдения границы непосредственно без использования анализатора связана, по-видимому, с высокой эффек­

тивностью магнитооптической дифракции в пластинах ортоферритов, вырезанных перпендикулярно оптической оси. Видимая ширина границы составляет ~ 2 мкм, что существенно больше действительной ширины ДГ. Это уширение обусловлено разрешением объектива, используемого в оптической системе.

На рис. 2 приведена фотография дифракции света лазера на Д Г . Угловой масштаб изображения нанесен сбоку фотографии. Плоскость фотопленки находилась на расстоянии 1 м от пластины ортоферрита.

Диаметр лазерного пучка, падающего на пластину, составлял 1 мм.

O.OZpad

Рже. 2. Фотография дифракции лазер­

ного излучения на одиночной доменной границе иттриевого ортоферрита.

В данном случае Д Г установлена по диаметру светового пучка, па­

дающего на пластину, поэтому поляризация нулевого максимума совпа­

дает с поляризацией падающего света. При смещении Д Г поляризация нулевого максимума плавно меняется, приближаясь к значению, опре­

деляемому углом поворота плоскости поляризации в более освещенном домене. Поляризация дифрагировавшего света перпендикулярна поляри­

зации падающего света.

При установке за образцом анализатора, ориентированного вдоль плоскости поляризации дифрагировавшего света, в общей энергии све­

тового пучка, проходящего сквозь систему, доля отклоненного света со­

ставляет 25 % .

Исследования магнитооптической дифракции на одиночной ДГ орто­

феррита могут внести важный вклад в изучение процессов в доменных границах магнитоодноосных ферромагнетиков. С точки зрения практиче­

ских приложений явление магнитооптической дифракции на доменной границе может быть использовано для управления параметрами светового излучения.

С п и с о к л и т е р а т у р ы

[1] Четкий М . В., Дидосян Ю. С. / / Ф Т Т . 1973. Т . 15. № 4. С. 1247—1249.

[2] Chetkin М . V . , Didosyan Y u . S . / / Laser a. Unconv. Opt. J. 1973. N 4. P. 12—18.

[3] Chetkin M . V . , Didosyan Y u . S . , Akhutkina A . I . / / I E E E Trans. Magn. 1971. V . MAG-7. N 3. P. 401—403.

[4] Барьяхтар В. Г., Иванов Б. А . , Четкий М. В. / / У Ф Н . 1985. Т. 146. № 3. С. 417—

458.

[5] Lambeck М. / / Z. Phys. 1964. V . 179. N 2. Р. 161-181.

ВНИИМС Поступило в Редакцию Москва 7 июня 1989 г.

УДК 538.945 © Физика твердого тела, том 32, в. 1, 1990 Solid State Physics, vol. 32, N 1, 1990

НЕФОНОННАЯ СВЕРХПРОВОДИМОСТЬ В СИСТЕМАХ С ВЫРОЖДЕНИЕМ

Р. О. Зайцев

Существование высокоспиновых состояний ³А² в соединении L a²N i 0⁴ (Ч приводит к мысли о близости уровней е^г=\13 (х²--у^г) ж e²=(3z²— г²) . Будет рассмотрен предельный случай, когда энергии е^д-состояний оди-

наковы, несмотря на сильное отщепление /^-уровней кислорода. Изуча­

ется фазовая диаграмма в переменных п^ръ n^d — степени недозаполнения 2р⁶- и Зй¹⁰-оболочки кислорода и никеля, образующих идеальный твердый раствор L a ^ S 4⁺( N i 0²) ^ 0 | - (х < 1). Из требования электронейтраль­

ности Q=2n +n^d—4=z—2, откуда находим наиболее интересную об­

ласть рассмотрения 2 < < 3 и 0 < н^р < 1.

Физические свойства плоской решетки комплексов N i 0² изучим на основе туннельного гамильтониана Эмери [²]

Г , Г ' , » , X , v Г , X , -У

+ 4 2 СМ^гаМ' (1)

• Г , о, V

Здесь t — интеграл перескока между ближайшими соседями; (X), <?k(v) — операторы рождения дырочных р^х- и ^-возбуждений, энергия которых

£ и s^d отсчитывается от уровня Ферми.

В соединении La^JSr^NiC^ катионы никеля резонируют между двух­

частичными ( 5 = 1 , S^s) и одночастичными полярными состояниями (0, о), ( с , 0). Соответственно операторы рождения дырочных возбуждений вы­

ражаются через два оператора Хаббарда ( о = ± 1 , а = — о )

К, (1) = Ч"'

+ "

" °', С (

) =

'

- ^

'

- (2)

Пренебрегая переходами между 1-, 2-дырочными ^-состояниями, полу­

чаем

р+^п{1)=хЫ». ^{( 3 )}

Вычисление спектра одночастичных возбуждений произведем в при­

ближении «Хаббард I » , что соответствует О-петлевому приближению [³] . В результате получим всего две коллективизированных ветви

^ = ±\Zi^r/²)² + W p - * (⁴) где r=e^p—&^d, tl~t² (2—-cos р^х~~cos р^х), р — химдотенциал, В интересую­

щем нас случае / ^ = 1 — Зя^р/4, f^d=((i—n^d)/12, а числа заполнения находим из условий самосогласования

I Р , к:=± )

I р, л = ± J

Соотношения (5) справедливы для бесконечной энергии Хаббарда (U^ptd^

= со). В модели Андерсона, где U =0, но U^d=co, везде следует поло­

жить 4 = 1 .

Для нахождения условия появления сверхпроводящей неустойчи­

вости [⁴] запишем систему однородных уравнений для двухчастичной вер­

шинной частп

ëР=

~

2

<°> Р

Согласно |⁵'⁶] , борновская амплитуда рассеяния g^a?u пропорциональна [X* {X^vXl}]; а, у, £) — корневые векторы, нумерующие переходы; т =

= a+ P + v или у= а+ Р+ Х , что соответствует различным правилам от-

278

бора. В интересующем нас случае рассеяния а- и ^-возбуждений, одина­

ковых по кристаллическому индексу, но противоположных по спину, имеем всего 5 отличных от нуля амплитуды рассеяния. Замечая, что две амплитуды р— р-рассеяния совпадают, а три амплитуды (1, 0(0—) на (1, 0 | 0 + ) , ( 1 , 1 | 1 + ) на (1, 0|0—> и (1, 0)0—) на (11 ]0—) отличаются только числовыми множителями, получим следующее условие разреши­

мости системы (6):

t*

^ I К"2г)т

'

о

где

р = 2 § ( У

S = V * [ ±

ih*P

— эффективная константа кинематического взаимодействия, которая в области существования сверхпроводящего состояния должна быть по­

ложительной. Верхний знак соот­

ветствует области 2 < n^d <^ 3, ниж­

ний знак отвечает заполнению ды­

рочной подзоны Хаббарда, для ко­

торой 1 < ^ nd <^ 2. Исследование условия (8) совместно с (5) показы­

вает, что при г > 0 и в области

Фазовая диаграмма, вычисленная для прямоугольной плотности состояний.

1 — сверхпроводящие области для UPt tf=a>;

2 —сверхпроводящая область для С7р=0, J7tf=co.

2 Тз < п* < 2 Т ' 0 < пР < 4 (18 ~~7п^ / (78 - 2$п*) (9)

сверхпроводимость существует для всей Sp^-зоны. При заполнении

£р⁺⁾-зоны и г > 0 сверхпроводящей оказывается весьма узкая область по пр

12/13 <п^р< 28/29, б (28 - 25л^р)/(44 - 37т*^я) < n^d < 3. (10)

При г < 0 для всех 2 < nd < 24/1 3 или 28/29 < пр < 1 происходит огра­

ничение области существования сверхпроводящих состояний за счет воз­

растания отталкивательной роли р- или d-возбуждений (см. рисунок).

Исследование общего случая конечных пр и nd приводит к весьма громозд­

ким соотношениям. Рассмотрим поэтому предельный случай U^p=Q^r но С ^ = о э , когда р-рассеяние вообще отсутствует. Поскольку р-электроны не мешают и не содействуют спариванию, вместо области (9) получим более широкую

2 < п ^ < 2 * /7, 0 < np< ( 1 8 - 7 nr f) A 6 - nd) . (11)

Область (10) исчезает, так как в ней сверхпроводимость могла бы суще­

ствовать только за счет притяжения р-возбуждений.

Заметим, что для низкоспиновых состояний никеля, когда нижние уровни 3z2—г2 почти заполнены, а \/3 (х2—у2) пустые, сверхпроводимость вообще невозможна по причине малого числа дырок в (Зя²—г²)-оболочке.

Таким образом, предположение о близости уровней дает возможность объяснить сверхпроводимость соединения La2_*SrJ>Ii04 [7] . Аналогичное утверждение можно сделать и для модели Хаббарда при наличии вырож­

дения [ * ] .

С п и с о к л и т е р а т у р ы

[11 Смоленский Г. А., Юдин В. М., Шер Е. С. / / ФТТ. 1962. Т. 4. № 11. С. 3350-3351.

2 Emery V . J. //Phys Rev. lett. 1987. V . 58. N 26. P. 2794-2797.

3 Hubblrd J. //РгосУ Roy. Soc. 1965 V . A281 N 1386 P. 401-419.

[4] Горьков Л . П . / / Ж Э Т Ф . 1958. Т. 34. № 2. G. J35-745.

[5 Dyson F. / / Phys. Rev. 1956. V. 102. P. 1217—1248.

6 Зайцев P. О. / / Ф Т Т . 1988. Т. 30. № 6. С. 1631-1640.

[7] Spalek J., Kakol Z., Honig J. M. et al. 4 New Scientist. 1989. V . 121. N 1654. P. 32.

[8] Зайцев P. О., Иванов В. А . , Михайлова IO. В. // Препринт ИАЭ-4556/9. М., 1988.

с. 18-36.

Институт атомной энергпи пм. И. В. Курчатова Поступило в Редакцию Москва 8 июня 1989 г.

УДК 548 : 537.611.44 О Физика твердого тела, том 32, в. 1, 1990 Solid State Physics, vol. 32, N J , 1990

ФОТОИНДУЦИРОВАННЫЕ АВТОКОЛЕБАНИЯ ПОЛОСОВОЙ С Т Р У К Т У Р Ы В FeB0³

А. В. Чжан

Как показано в I¹], в борате железа при температурах ниже 200 К можно наблюдать регулярные образования в виде периодически повторяю­

щихся темных и светлых полос. Такая полосовая структура (ПС) наблю­

дается в линейно поляризованном свете, падающем под углом к оптиче­

ской оси кристалла. Предполагается, что ПС возникает из-за наложения двух оптических эффектов — линейного двулучепреломления и магнито­

оптического эффекта Фарадея при прохождении света через доменную структуру (ДС) F e B 0³.

В настоящей работе сообщается об обнаружении автоколебаний, ко­

торые наблюдаются в системе ПС при воздействии оптического излучения.

Измерения проводились на монокристаллических пластинах FeB0³, параллельных плоскости типа (111), с размерами 3 x 5 мм и толщиной 250 мкм. Образцы получены методом газового транспорта в отсутствие легирующих примесей и без специальной обработки. Визуализация ПС осуществлялась с помощью эффекта Фарадея в спектральном диапазоне 0.42—0.52 мкм. Как известно, такое облучение слабо влияет на магнит­

ные свойства бората железа [²] . Угол падения света относительно пло­

скости образца составлял 40°. Для фотовозбуждения ПС использовался дополнительный источник со спектром излучения от 0.8 до 1.1 мкм, свет от которого направлялся ортогонально плоскости кристалла.

При понижении температуры от 300 до 80 К ДС F e B 03 не испытывает существенных изменений, однако при Т ^ 200 К на ней наблюдается отчетливая регулярная ПС. Ширина полосы практически не зависит от температуры и составляет 130 мкм. В отсутствие магнитного поля на­

блюдаются три системы полос, которые направлены под углом 120° друг к другу. Как показано в [*], направления полос строго заданы, в базис­

ной плоскости полосы параллельны кристаллографическим осям симме­

трии 2-го порядка. Под влиянием внешнего поля, приложенного к пло­

скости образца, первоначальная картина модифицируется в однородную ПС путем распространения по всему кристаллу тех полос, которые орто­

гональны Н. Вращая магнитное поле в указанной плоскости, можно полу­

чить однородную ПС вдоль других направлений.

Дополнительное освещение образцов инфракрасным светом ведет к автоколебательным смещениям ПС. Автоколебания хорошо наблюдаются визуально и происходят в виде одновременного смещения всех полос перпендикулярно своей ориентации сначала в одном, а затем в обратном