Приглашаем посетить сайт

Физическая энциклопедия. В 5-ти томах
ТЯЖЁЛЫЕ ФЕРМИОНЫ

ТЯЖЁЛЫЕ ФЕРМИОНЫ

ТЯЖЁЛЫЕ ФЕРМИОНЫ -состояние электронов, в к-ром они образуют ферми-жидкость квазичастиц с аномально большой эфф. массой т. Величина m в 10²-10³ раз превышает эффективную массу электронов в нормальных и переходных металлах, где, как правило, т~ (1 - 10) т₀ ( т₀ - масса свободного электрона). Состояния Т. ф. наблюдаются в ряде интерметаллических соединений, содержащих элементы с недостроенными 4f- и 5f- оболочками (Се, Eu, U, Np, по нек-рым данным - Yb).

Свойства Т. ф. проявляются при низких темп-pax: для каждого соединения из этого класса существует характерная темп-pa К, ниже к-рой его термодинамич. и кинетич. характеристики определяются свойствами фер-ми-жидкости. Электронная теплоёмкость C_V=gT пара-магн. восприимчивость уд. электросопротивление (см. Квантовая жидкость). Однако при этом эфф. энергия Ферми оказывается очень малой (в системе единиц k =1), так что . В результате C_V и c превышают на 2-3 порядка соответствующие величины в нормальных металлах, а р быстро возрастает с повышением Т до величины 100-200 мкОм ^. см (рис. 1), отвечающей мин. металлич. проводимости, т. е. минимально возможной в данном веществе длине свободного пробега электронов проводимости (табл.). При высоких темп-pax r ведёт себя также аномально, спадая по логарифмич. закону, и, как правило, имеет минимум, характерный для магн. рассеяния с переворотом спина.

Рис. 1. Зависимость сопротивления в обычных металлах (1) и в соединениях с тяжёлыми фермионами (2).

Магн. восприимчивость c при высоких темп-pax подчиняется Кюри - Вейса закону:c=C/(T-Q). (Рис. 2), причём Q<0 , а эфф. магн. момент m*, входящий в постоянную С, по величине близок к соответствующим моментам для ионов Ce³⁺, U³⁺ или Eu²⁺. Электронная теплоёмкость C_V с ростом темп-ры становится пропорц. Т с коэф. g~10^-3 Дж/моль · К (рис. 3).

Рис. 2. Зависимость магнитной восприимчивости в не магнитных металлах (1), в веществах с локализованными магнитными моментами (2) и в соединениях с тяжёлыми фермионами (3).

Рис. 3. Зависимость теплоёмкости С _V в обычных металлах (1) и в соединениях с тяжёлыми фермионами (2) в координатах

Почти все соединения с Т. ф. являются антиферромагнетиками с темп-рами Нееля Часть из них обладает эфф. магн. моментами m*, близкими к номинальному для трёхзарядных f -ионов, а в нек-рых соединениях магн. моменты аномально малы: . Эти магн. моменты не являются локализованными, но механизм их образования, по-видимому, не сводится ни к одному из известных механизмов зонного магнетизма.

Среди соединений с Т. ф. есть сверхпроводники с темп-рой сверхпроводящего перехода , причём сверхпроводящими являются именно носители с большой эфф. массой. На это указывает большая величина скачка теплоёмкости при Т=Т _с (рис. 4). Большой скачок C_V при Т=T _с указывает на большую энтропию, к-рая в теории ферми-жидкости порядка (отсюда малость ).

По сверхпроводящим свойствам соединения с Т. ф. существенно отличаются от обычных сверхпроводников (см. Сверхпроводимость). Степенная (а не экспоненциальная) зависимость C_V(T), коэф. поглощения ультразвука, теплопроводности, времени релаксации сигнала ядерного маг-нитного резонанса (ЯMP) при указывает на бесщелевой характер сверхпроводников с T. ф. Эти данные, а также то обстоятельство, что во всех известных случаях переходу в сверхпроводящее состояние предшествует возникновение антиферромагн. порядка, позволяют предположить возможность сверхпроводящего состояния с ненулевым моментом куперовской пары (скорее всего, d -спаривания c s =0и l=2)и нефононного механизма спаривания через антиферромагн. спиновые флуктуации. Сложная фазовая диаграмма UPt₃ (рис. 5) в магн. поле H указывает на. анизотропию параметра сверхпроводящего порядка и его" взаимодействие с магн. параметром порядка.

Рис. 4. Скачок электронной теплоёмкости в точке сверхпро водящего перехода в CeCu₂Si₂ (сплошная линия - теоретическая зависимость по модели Бардина - Купера - Шриффера).

	CeCu2Si2	1050	0,0065	10	500	8
	СеАl3	1620	0,036	35	800	5
	CeCu6	1450	0,027	~30	102- 103	3
	UBe13	1100	0,015		102 - 103	10
	Cu	0,695	10-5 ~10-6	10-1	0,1 - 1,0	8-104

Рис. 5. Фазовая диаграмма UPt₃ в магнитном поле H, парал лельном гексагональной оси кристалла; I - антиферро магнитная фаза; II-IV - сверхпроводящие антиферро магнитные фазы, отличающиеся различным характером магнитного упорядочения.

·

Исчерпывающего теоретич. объяснения явления T. ф. пока не найдено. Если f -уровень лежит глубоко под то свойства электронов вблизи могут измениться из-за резонансного рассеяния электронов проводимости на локализованных магн. моментах f -центров, сопровождающегося переворотом спина (спин - флип- или sf- рассеяние). При К sf -рассеяние приводит к полному экранированию спина магн. иона ( Кондо эффект). Характерная темп-pa, при к-рой происходит смена режима от слабого sf -рассеяния к сильному экранированию магн. иона (темп-pa Кондо Т _к), определяется выражением

Здесь -энергия Ферми в отсутствие эффекта Кондо, к-рой отвечает эфф. масса электронов m = m₀, a I_sf- т. н. sf-o б м е н н ы й и н т е г р а л. Как правило,

следовательно,

В интерметаллич. соединениях на основе f- элементов магн. ионы образуют периодич. Кондо-решётку, но при высоких темп-pax межузельные магн. корреляции слабы и каждый ион является независимым рассеивателем. Отсюда следует кондовское поведение электросопротивления r и закон Кюри для магн. восприимчивости при Т> Т _к.

При понижении T в конкуренцию с Кондо рассеянием вступает тенденция к антиферромагн. упорядочению, связанному с косвенным обменным Рудермана- Киттеля - Касуя - Иосида взаимодействием (см. РККИ-обменное взаимодействие )локализованных моментов через электроны проводимости. РККИ-взаимодействие характеризуется энергией

От соотношения между T _РККИ и T _к зависят свойства осн. состояния системы. Если f- уровень лежит близко к уровню Ферми и "размыт" в f- зону за счёт его гибридизации с электронами проводимости, то вблизи плотность состояний выше, чем в обычных металлах, на 2-3 порядка. Аномально высокое значение в случае T. ф. может быть связано с промежуточной валентностью.

Можно также предполагать, что возникновение T. ф. тесно связано с неустойчивостью валентных f- оболочек ионов Ce, U, Np. В этих ионах происходит "коллапс" f- оболочки - из атомных оболочек радиусом 10-15 Бора радиусов a₀ в сжатую орбиталь радиусом меньше a₀- В силу близости к порогу коллапса 4f (5f )-уровни атомов этих элементов оказываются аномально "мелкими" по сравнению с уровнями типичных ионов редкоземельных элементов и актинидов даже в свободном состоянии, а в кристалле экранирование может привести к неустойчивости относительно перехода f- электрона либо обратно на "внешнюю" f- орбиту, либо в d -оболочку.

Классификацию интерметаллич. соединений, содержащих f- элементы, иллюстрирует рис. 6. В большинстве соединений реализуется ситуация, в к-рой и многоэлектронные эффекты несущественны. Эти соединения представляют собой магнетики с локализованными на f- ионах магн. моментами и слабо подмагниченными электронами проводимости.

Рис. 6. Схема энергетических электронных уровней интерметаллических соединений, содержащих f- элементы, при различных величинах энергии связи электрона в f- оболочке. Пунктиром показана плотность состояний в отсутствие sf -взаимодействия. Стрелки символизируют нескомпенсированные магнитные момен ты f- ионов и электронов проводимости.

В системах с менее глубокими f- уровнями (рис. 6,б )наряду с РККИ-взаимодействием начинает играть роль гибридизация f- электронов с электронами проводимости:

Здесь V- матричный элемент sf- взаимодействия. Разность характеризует положение f -уровня. В этом случае Т _РККИсистема обладает целочисленной валентностью, но Кондо рассеяние существенно усложняет магн. структуру. В её формирование наряду с локализованными моментами существенный вклад вносят экранирующие их электроны проводимости.

В случае Т _РККИ<Т _К (рис. 6, в) экранирующее действие Кондо рассеяния почти полностью уничтожает магн. порядок, но при этом вблизи возникает узкая зона шириной порядка Т_K в виде пика (резонанса) плотности состояний . Этот резонанс определяет низкотемпературные фер-ми-жидкостные свойства системы. В теории решёток Кондо характерная энергия при низких темп-рах В случаях 6 ( б, в )валентность остаётся почти целочисленной, т. е. имеют место Кондо решётки.

В случае 6 ( г). уровень столь близок к а его гибридизационное уширение Г~столь велико, что система приобретает свойство промежуточной валентности. При этом рассеяние на флуктуациях валентности даёт в формирование резонанса не менее существенный вклад, чем рассеяние с переворотом спина. В случае 6 ( д), когда f- электроны перестают отличаться от обычных электронов проводимости и мы имеем дело с f- металлами типа U или Np, хотя флуктуации спиновой плотности могут и здесь давать существенный вклад в т. Системы с T. ф. на основе Ce, как правило, относятся к случаю 6 ( в), а соединения U-к случаю 6 ( г).

К группе веществ с T. ф. обычно относят соединения, у к-рых мДж/моль ^. К ². Это выделение условно, т. к. обнаружены десятки соединений, среди к-рых есть металлы, полуметаллы и даже полупроводники, у к-рых g значительно превышает характерные для нормальных металлов величины, принимая значения от 10 до 2000 мДж/моль ^. К ². Эти системы образуют класс соединений с нестабильной валентностью, и своеобразие их свойств определяется спиновыми и зарядовыми флуктуациями в f- оболочках входящих в их состав ионов лантанидов и актинидов.

Лит.: Алексеевский H, E., Хомский Д. И., Сверхпроводники с тяжелыми фермионами, "УФН", 1985, т. 147, с. 767; Moщалков В. В., Брандт H. Б., Немагнитные кондо-решетки, "УФН", 1986, т. 149, с. 585; Stewart G. R., Heavy-fermion systems, "Rev. Mod. Phys.", 1984, v. 56, p. 755; Ott H. R., "Progress in Low Temperature Physics", 1987, v. 11, p. 217; Frontiers and borderlines in many-particle physics, Amst, 1988 (International School "Enrico Fermi", v. 104, eds. J. R. Schrieffer, R. A. Broglia). К. А. Кикоин.