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Ising自旋(s=1)一种反铁磁超晶格的基态

引盲 金属超晶格的理论研究是近年来凝聚态理论中比较活跃的课题〔2.‘久。文献〔“〕给出一种介ing自旋(s=1)反铁滋迢晶洛的座论研究,本文对另:一:种介动g自旋(:=1)反铁磁超格子进行计算,给出了基态能,相界和几种典型情况下的零温相图。 ,:一‘二·_、 二J二 模型及计算 如图(一)所示的迢晶·格,对Is认g膜型二已1的哈密顿量在考虑近邻,次近邻相互作用下,并且在任意外磁场中时可表示为: ┌──────┐ ┌─┼料────┐│ │,│ . ││┌──┼─┤星 │││户’│ └┬────┼┘├──┴┐ │目 ││石 ├─┼────┘│,3 │护│└───┴─┘厂丫l,一,、:二J.、刃S·又l。)51(I孟)+,a,’二,“e二l二J,:刃 I乎之 号\(I。)。z(I石)、J。 Z、尹、、s’(I。):’(l石)-.b搜。、·几入 l以.尹六、产气、“吃‘从》一六b:宾‘““‘·’图(一)口表示时中原子·表示b下中原子 ,...  (本文共6页) 阅读全文>>

《南京大学学报(自然科学版)》1987年02期
南京大学学报(自然科学版)

具有次近邻相互作用的面心立方格子的Ising(自旋S=1)反铁磁薄膜在外场下的基态自旋结构

表面对磁学性质的影响已引起实验和理论工作者的兴趣[’一呼],本文对反铁磁薄膜的基态,采用文献[5]所发展的一种处理大块反铁磁体Ising模型的方法来计算。这种方法是变S二l的Ising体系成一个粒子数不守恒的费米体系。对f.c.c结构的反铁磁体得到了一个完整相图。对反铁磁薄膜,考虑在一个方向不再存在平移对称性,表面层与内部交换积分的不等,所以其相图是高维的和复杂的,通过对各种自旋组态的能量的比较,我们给出其参数空间的某些截面零温相图,从中我们可发现表面对反铁磁基态的影响。 三维Ising体系的哈密顿量是育,。;。:二2”交Jl(l。,l,)宫z 1。l么n,11,n(la)Sz(1,)十2艺JZ(l。,z了) l“,1汤(la)S‘(‘/4/卜4 hl。孰言z(‘。(1)306南京大学学报(自然科学)第22卷 这里如不加说明,变成找H二的真空态。符号意义将与〔,1一致。找H,‘*。;的基态问题通过引入费密变换将八,n一n八八H;...  (本文共8页) 阅读全文>>

《南京工学院学报》1988年05期
南京工学院学报

反铁磁/非磁多层结构的磁极化激元

1972年,C·人la:10}lar不L一G.Ve:,katara。:an汇‘l讨论了反铁磁体中磁振子和电磁波(光子)的祸合模式,他们假设了外加静磁场H。为零,这样自旋波的自身涨落导致光子场变化的磁光效应就显示出来,而这种相互作用在反铁磁体的磁振子与外加光子的祸合中起着重要作用.1975年,5.M.Bose图又在反铁磁体中讨论了外加静磁场11。不为零且沿晶轴方向的情况,得到了两个沿外场方向传播的圆偏振模和它们的色散关系,1977年,E.F.Sarmento和D.R.Tilleyl3〕利用B10ch方程和电磁波方程讨论了反铁磁体对于横向外场的线性响应,给出了磁极化激元的色散关系.1982年,曹恕等‘4]‘5J讨论了反铁磁休中磁极化激元的表面模和导引模,表明在有外磁场存在时,在Voigt位形下沿不同方向的传播特性是不可倒易的. 近年来,人们逐渐对磁性材料的多层结构发生兴趣.1983年,R.E. Camley〔6J和1995年,周著(...  (本文共5页) 阅读全文>>

《低温物理学报》1989年01期
低温物理学报

Ising自旋(S=1)周期超晶格反铁磁基态

一、 引 言 超晶格的理论研究是固体物理中一个新的有趣课题口叫’文献【2]给出了一个由。,参两种原子分别构成的两个单原子层交替排列而成的超晶格反铁磁Ising自旋(s一1)的基态的计算. 这种超晶格的计算可以采用文献[1]的方法类似于完整晶格的计算方法而得到.在周期超晶格的情况下,不能使用[1]的方法直接进行计算.本文推广该方法到周期L(L为偶数)的超晶格中,计算了在近邻相互作用下Ising自旋(s—1)的反铁磁基态.二、模型及方法由a,6两种原子组成的超晶格如图1示,在近邻相互作用下体系的哈密尔顿为口Ⅲ。。一.,。∑雪。(屯手雪。(嵋)十九∑雪。(屯)§。(嵋) ,d,f;E 4 ,Ⅱ,z;∈6 · dB+‘,扣 ∑s。(屯)s。(∽一^。∑S。(fd) z。,f: 。“‘9 £dE“8,z;乍6H“。。的表达式的第三项取和在两种相邻原子之间进行,其它符号同文献[2】.对反低 温 物 理 学 报铁磁,.,小.,¨,:60. 引...  (本文共8页) 阅读全文>>

《物理学报》1989年09期
物理学报

由反铁磁态而引起的超导电性

一、 引 言 自从发现高转变温度超导陬以来u吲,实验研究已有了许多进展H1’.但是大部分的t实验结果显然是不能用建立在电一声子机制上的BCS理论解释的【钉,因而理论工作者已提出了许多新的理论框架u。’”.大部分的理论都是建立在如下的实验事实上:没有掺杂的.LaCuO.系统在适当的温度下是反铁磁系统㈨,当掺有适量的元素(如sr,Ba等)而产生足够多的空穴后才可能使系统由反铁磁态转变为超导态.这些理论所采用的模型基本上是Hubbard模型u。·”,“’,或扩展的Hubbard模型叭∞0.当掺杂浓度足够低时,Anderson等人认为这时系统处于RVB状态叫:这里存在三种元激发,不带电的自旋子及带有正电荷和负电荷的玻色子【“’,而超导电性是由于这些带电的玻色子的Bose凝聚而致.而另一些人则认为H”:当空位浓度足够低时,这些空位在反铁磁背景下服从Bose统计,从而是带电的玻色子,这些玻色子凝聚而引致超导电性.本文采用文献【14】的模型来...  (本文共5页) 阅读全文>>

《低温物理学报》1989年03期
低温物理学报

Ising自旋(s=1/2)反铁磁超晶格低温热力学

一、引言 磁性超晶格的理论研究是当前有趣而活跃的课题,文献[1,2,3]分别给出了lsing自旋超晶格的实空间重整化群的计算,周期为L一2的liing自旋(;一l)超晶格反铁磁基态的工作和周期任意的lsing自旋(,一l)反铁磁超晶格基态计算.本文对Ising自旋(,一与反铁磁超晶格进行了低温热力学计算,做法是:将这种晶格分为四 \2/种分晶格共含12套子格子t3〕,对相邻子格子自旋反向的反铁磁自旋序的体系引人适当的费米变换,使之成为粒子数不守恒的费米子体系,利用量子统计的微扰方法〔4·51计算该种超晶格的自由能函数和磁化率等. 二、模型与方法 如图1示的超晶格,在反铁磁近邻相互作用下(J。,J,,Ja吞O),为计算方便我们分整体超晶格为四种分晶格按不同的比例构成,这四种分晶格在超晶格中的比例为 C:(z)一C‘~(L一4)/ZL,Cx(二)~CZ~2/L四种分晶格共含12套子格子 A一UA“其中A表示超晶格的全体格点的集合。A...  (本文共8页) 阅读全文>>