Магнитные свойства ГЦК-железоникелевых сплавов при конечных температурах

Полный текст

1. ВВЕДЕНИЕ

Анализ взаимосвязи электронной структуры и магнитных свойств железоникелевых сплавов остается важной проблемой в теории и приложениях [1, 2]. Значительная часть теоретических работ посвящена исследованию фазовой диаграммы (см., напр., [3, 4]).

В расчетах магнитных характеристик ГЦК-железоникелевых сплавов при конечных температурах нелокальными спиновыми корреляциями либо пренебрегают, используя приближение когерентного потенциала и динамическую теорию среднего поля (ПКП+ДТСП; см., напр., [5, 6]), либо описывают их с помощью различных приближений для эффективных гамильтонианов с классическими спинами (см., напр., [7–11]).

Одновременный учет квантового характера и нелокальности спиновых флуктуаций реализован пока лишь в динамической теории спиновых флуктуаций (ДТСФ) [12]. Использование ДТСФ позволило рассчитать температурную зависимость магнитных характеристик инварного сплава Fe_0.65Ni_0.35 [13, 14] и получить зависимость температуры Кюри разупорядоченного ГЦК-сплава Fe_xNi_1–x от концентрации x [15].

В настоящей работе для разупорядоченного ГЦК-сплава Fe_xNi_1–x детально изучается зависимость различных магнитных характеристик: спиновых флуктуаций, среднего и локального магнитных моментов — от температуры и концентрации x. Мы исследуем, как меняется зависимость среднего и локального магнитных моментов от x с ростом температуры (качественный характер этих кривых в сплавах был исследован в [16]), и анализируем сходство зависимости магнитных моментов и температуры Кюри от x. Проблема рассматривается в перенормированной гауссовой аппроксимации динамической теории спиновых флуктуаций (ДТСФ-ПГА) [12, 14] с использованием спин-поляризованных плотностей электронных состояний, рассчитанных в ККР-ПКП [15]. Результаты ДТСФ-ПГА сравниваются с другими расчетами и экспериментом.

Изложение построено следующим образом. В разделе 2 кратко описана расчетная схема. В разделе 3 дан обзор теории и эксперимента, связанных с кривой Слэтера–Полинга. В разделе 4 приведены результаты при конечных температурах. В разделе 5 сформулированы выводы.

2. ТЕОРЕТИЧЕСКАЯ МОДЕЛЬ

В основе ДТСФ лежит квадратичная аппроксимация свободной энергии F (V) во флуктуирующем обменном поле V, которая позволяет выполнить самосогласованное усреднение по всем конфигурациям поля. При конечной температуре T (в энергетических единицах) решается система нелинейных уравнений для средних квадратов флуктуаций обменного поля на узле:

$<\Delta V_{\alpha }^2>=\frac{1}{N}\sum _q\frac{UT}{2N_d{\lambda }_q^{\alpha }}\frac{2}{\pi }\arctan \frac{U{\phi }_q^{\alpha }{\pi }^{2}T}{6N_d{\lambda }_q^{\alpha }}$, (1)

где N — число узлов кристаллической решетки, N_d = 5 — число d-полос на атом и спин,

${\lambda }_q^{\alpha }=1-U{\chi }_q^{\alpha }\left(0\right), {\overline{){\phi }_q^{\alpha }=\frac{{\displaystyle d\mathrm{Im}{\chi }_q^{\alpha }\left(\epsilon \right)}}{{\displaystyle d\epsilon }}}}_{\epsilon =0}, \alpha =x,z$,

для среднего обменного поля:

$<V_z>=-U{s}_z, s_z=(n_{\uparrow }-n_{\downarrow })/2$ (2)

и химического потенциала μ:

$n_e=n_{\uparrow }+n_{\downarrow }, n_{\sigma }=\frac{1}{\pi }\int \mathrm{Im}{g}_{\sigma }\left(\epsilon \right)f\left(\epsilon \right)d\epsilon$, (3)

где n_σ — число электронов с проекцией спина σ = ↑, ↓ или ±1, n_e — полное число электронов (на атом и полосу). В приведенных соотношениях ${\chi }_q^{\alpha }\left(\epsilon \right)$ — динамическая восприимчивость, f (ε) = [exp ((ε − μ) / T) + 1]⁻¹ — функция Ферми,

$g_{\sigma }\left(\epsilon \right)=\int \frac{\nu \left({\epsilon }^{\text{'}}\right)}{\epsilon -\sigma ⟨V_z⟩-\Delta {\Sigma }_{\sigma }\left(\epsilon \right)-{\epsilon }^{\text{'}}}d{\epsilon }^{\text{'}}$

— средняя одноузельная функция Грина, где ν (ε) — немагнитная плотность электронных состояний (ПЭС) на атом, полосу и спин, ΔΣ_σ (ε) — флуктуационный вклад в собственно-энергетическую часть, вычисляемый по формуле:

$\Delta {\Sigma }_{\sigma }\left(\epsilon \right)=\frac{g_{\sigma }\left(\epsilon \right)<\Delta V_z^2>}{1+2\sigma <V_z>g_{\sigma }\left(\epsilon \right)}+2g_{\overline{\sigma }}\left(\epsilon \right)<\Delta V_x^2>, \overline{\sigma }=-\sigma$.

В ДТСФ-ПГА делается перенормировка квадратичной аппроксимации свободной энергии во флуктуирующем поле F (V) за счет членов высокого порядка по V. В окончательных уравнениях это приводит к перенормировке среднего спина и восприимчивости:

${\tilde{s}}_z=(1+\eta )s_z, {\tilde{\chi }}_q^{\alpha }\left(\epsilon \right)=(1+3\eta ){\chi }_q^{\alpha }\left(\epsilon \right)$. (4)

Поправочный коэффициент  имеет вид:

$\eta =-\frac{\pi }{W}\left(2{\chi }_L^x\left(0\right)<\Delta v_x^2>+{\chi }_L^z\left(0\right)<\Delta v_z^2>\right)$, (5)

где W — ширина d-полосы, ${\chi }_L^{\alpha }\left(0\right)$ — локальная статическая восприимчивость.

При T = 0 средние квадраты флуктуаций $<\Delta v_{\alpha }^2>$ обращаются в нуль и система переходит в систему уравнений теории среднего поля Стонера (2) и (3). Это дает возможность найти эффективную константу U по известному магнитному моменту m_z (T = 0), после чего при  исходная система решается методом продолжения по параметру относительно переменных $<\Delta v_x^2>$, $<\Delta v_z^2>$, <V_z>, μ и ΔΣ_σ (ε) [17]. Вычисление температурной зависимости магнитных характеристик от параметров выполняется с помощью программы MAGPROP [18].

Квадраты среднего $s_z^2\equiv {<s>}^2$ и локального $s_L^2\equiv <s^2>$ спинов отличаются на величину среднеквадратичной спиновой флуктуации $\Delta s^2\equiv <{(s-<s>)}^2>$:

$s_L^2=s_z^2+\Delta s^2$.

(Здесь <...> — квантовостатистическое среднее при температуре T.) Спиновые флуктуации складываются из флуктуаций при T = 0 ("нулевых") и температурных флуктуаций:

$\Delta s^2=\Delta s_{zp}^2+\Delta s_{temp}^2$.

В ДТСФ мы рассматриваем только температурные флуктуации, полагая $\Delta s_{zp}^2=0$. Считаем, что “нулевые” флуктуации уже учтены за счет перенормировки константы U. При T = 0 температурная флуктуация тоже обращается в нуль: $\Delta s_{temp}^2=0$. Тогда средний m_z (T) = gN_ds_z (T) [μ_B] и локальный m_L (T) = gN_ds_L (T) [μ_B] магнитные моменты при T = 0 совпадают: m_z (0) = m_L (0). При конечной температуре, решая систему уравнений ДТСФ-ПГА (1)–(5), находим локальный магнитный момент по формуле:

$m_L\left(T\right)/m_L\left(0\right)={\left[\right({<V_z\left(T\right)>}^2+<{\left(\Delta V\right)}^2>)/{<V_z\left(0\right)>}^2]}^{1/2}$.

3. МАГНИТНЫЙ МОМЕНТ ПРИ T = 0

Магнитный момент ферромагнитных металлов и сплавов при  довольно хорошо описывается правилом Слэтера, которое обобщает правило Хунда для атома на случай металлов. По правилу Слэтера магнитный момент (в единицах ) равен числу нескомпенсированных по спину d-электронов на атом (см. [21]). Для ферромагнитных металлов и сплавов получаем:

$m_z\left(N_e\right)=2N_d-N_e$, (6)

где среднее число d-электронов на атом в металле N_e = N_dn_e может быть дробным¹. Обоснование (6) вытекает из теории Стонера. Из (2) и (3) следует

$m_z=N_d(n_{\uparrow }-n_{\downarrow })=2N_d{n}_{\uparrow }-N_e$.

Если полоса d-состояний со спином вверх целиком заполнена (как в Co и Ni), а значит дальнейшая поляризация не приводит к росту магнитного момента, получаем линейную зависимость, убывающую под углом 45 градусов с ростом N_e. Максимальный магнитный момент находится между Fe и Co и отвечает почти целиком заполненной d-полосе. Зависимость магнитного момента от среднего числа электронов на атом, известная как кривая Слэтера–Полинга [19], дает хорошее приближение для сплавов металлов с близкими атомными номерами, в частности Fe-Co, Co–Ni и Fe–Ni (рис. 1)².

Рис. 1. Кривая Слэтера–Полинга для сплавов Fe, Co и Ni. Экспериментальные значения взяты из [19], кроме ГЦК-сплавов Fe–Co [20] и Fe–Ni [4]. Значения m_z при T = 0, использованные в расчетах ДТСФ-ПГА, обозначены звездочками.

Изложенные выше факты были подтверждены нашими расчетами m_z при T = 0 в теории Стонера [16]. В рамках теории Стонера можно считать, что сплавление приводит лишь к смещению уровня Ферми [23]. Поэтому расчеты [16] были выполнены с помощью варьирования N_e для ПЭС железа, кобальта и никеля. Однако расчеты, выполненные при конечных температурах, показали, что поведение кривой Слэтера–Полинга в теории Стонера и в ДТСФ имеет даже качественно различный характер, из-за того, что теория Стонера полностью игнорирует спиновые флуктуации.

4. РЕЗУЛЬТАТЫ ПРИ КОНЕЧНЫХ ТЕМПЕРАТУРАХ

Мы исследуем разупорядоченный ГЦК-сплав Fe_xNi_1–x при концентрациях железа x от 0.1 до 0.6³, используя те же исходные немагнитные ПЭС при T = 0, что и в работе [15]. Спин-поляризованные ПЭС, рассчитанные в ККР-ПКП для ГЦК Fe_xNi_1–x при x от 0.1 до 0.6 [15], находятся в хорошем согласии со спин-поляризованными ПЭС для x = 0.4 и 0.6, вычисленными в [24]. Немагнитная ПЭС сплава вычислена по схеме, описанной в работе [13]. Полученные ПЭС сглажены с помощью свертки с функцией Лоренца полуширины Г = 0.001 W для удаления нефизических пиков в зонном расчете, который полностью игнорирует затухание одноэлектронных состояний. ПЭС сплавов Fe_xNi_1–x, нормированные на одно d-состояние (на атом, полосу и спин), изображены на рис. 2. Зависимость магнитного момента при T = 0 от числа электронов лежит на правой ветви кривой Слэтера–Полинга, отвечающей сплавам с ГЦК-решеткой (рис. 1).

Рис. 2. ПЭС d-электронов разупорядоченного ГЦК-сплава Fe_xNi_1–x при 0.1 ≤ x ≤ 0.6, сглаженная с помощью свертки с функцией Лоренца полуширины Г = 0.001 W. Вертикальной чертой обозначен уровень Ферми ε_F.

Результаты расчетов магнитных характеристик в ДТСФ-ПГА приведены на рис. 3. Температурная зависимость магнитного момента находится в хорошем согласии с экспериментом [25]. Температурная зависимость остальных характеристик хорошо согласуется с результатами расчетов, приведенными в [12] для чистых Fe, Co и Ni. Так, продольные спиновые флуктуации $<\Delta V_z^2>$ преобладают в ГЦК Fe_xNi_1–x при концентрациях x = 0.1–0.3, как в чистом Ni. Продольные $<\Delta V_z^2>$ и поперечные $<\Delta V_x^2>$ спиновые флуктуации примерно совпадают при концентрациях x = 0.4–0.5, как в чистом Co. Наконец, поперечные спиновые флуктуации $<\Delta V_x^2>$ преобладают при концентрациях x = 0.6, как в чистом Fe. Аналогично, локальный момент m_L растет с температурой при x = 0.1–0.3, как в Ni, практически постоянен при x = 0.4, как в Co, и убывает с температурой при x = 0.5–0.6, как в Fe. Однородная парамагнитная восприимчивость χ⁰ (0) удовлетворяет закону Кюри–Вейса при всех x, как и для чистых металлов.

Рис. 3. Магнитный момент ${\mathit{m}}_{\mathbf{z}}\mathbf{/}{\mathit{m}}_{\mathbf{z}}^{\mathbf{0}}$ (расчет —, эксперимент • • • [25]), среднеквадратичные флуктуации $\mathbf{<}\mathit{\Delta }{\mathit{V}}_{\mathbf{x}}^{\mathbf{2}}\mathbf{>}$ (— • • —) и $\mathbf{<}\mathit{\Delta }{\mathit{V}}_{\mathbf{z}}^{\mathbf{2}}\mathbf{>}$ (— — —) в единицах квадрата среднего поля ${\overline{\mathbf{V}}}_{\mathbf{z}}^{\mathbf{2}}$ при T = 0, локальный магнитный момент ${\mathit{m}}_{\mathbf{L}}\mathbf{/}{\mathit{m}}_{\mathbf{z}}^{\mathbf{0}}$ (• • • •) и обратная парамагнитная восприимчивость χ^–1 (— • —) в единицах ${\mathit{k}}_{\mathbf{B}}{\mathit{T}}_{\mathbf{C}}^{\mathbf{e}\mathbf{x}\mathbf{p}}\mathbf{/}{\mathit{\mu }}_{\mathbf{B}}^{\mathbf{2}}$ разупорядоченного ГЦК-сплава Fe_xNi_1–x при концентрациях железа 0.1 ≤ x ≤ 0.6, рассчитанные в ДТСФ-ПГА как функции относительной температуры $\mathit{T}\mathbf{/}{\mathit{T}}_{\mathbf{C}}^{\mathbf{e}\mathbf{x}\mathbf{p}}$.

Зависимость температуры Кюри от концентрации никеля приведена на рис. 4. Экспериментальная кривая имеет максимум вблизи 70 ат. % Ni. Кривая в ДТСФ-ПГА находится в хорошем согласии с экспериментальной кривой [3, 26]. Для сравнения приведены результаты локальных приближений: статического приближения ПКП [27] и динамического приближения ПКП+ДТСП [6]. Как видно, в статике [27] максимум T_C заметно смещен в сторону больших концентраций Ni⁴. Расчет в одноузельном динамическом приближении ПКП+ДТСП [6] приводит к существенным отличиям от результатов статики [27].

Рис. 4. Зависимость температуры Кюри T_C для разупорядоченного ГЦК-сплава Fe_xNi_1–x от концентрации никеля 1 − x при 0.1 ≤ x ≤ 0.6, рассчитанная в динамической нелокальной теории ДТСФ-ПГА, в одноузельных теориях: статическом приближении ПКП [27] и динамическом приближении ПКП+ДТСП [6] — и в эксперименте [3, 26].

Результаты, полученные с помощью различных приближений для эффективных гамильтонианов с классическими спинами [9, 10, 15], дают хорошее количественное согласие с экспериментом при некоторых концентрациях, но не дают правильного хода температурной зависимости T_C от концентрации в целом. В частности, максимум T_C в расчетах [9, 10, 15] заметно смещен в сторону малых концентраций Ni, вопреки эксперименту (рис. 4).

Зависимость температуры Кюри T_C от среднего числа электронов на атом для сплавов Fe, Co и Ni приведена на рис. 5. У этой зависимости есть некоторое сходство с кривой Слэтера– Полинга (рис. 1). Однако различия в поведении T_C для ГЦК-сплавов Fe–Ni и Co–Ni (как и для ОЦК-сплавов Fe–Ni и Co–Ni) значительно более заметные, чем в поведении m_z при T = 0. Кроме того, для разупорядоченного ГЦК-сплава Fe_xNi_1–x максимум температуры Кюри T_C достигается при больших концентрациях никеля, чем максимум зависимости m_z при T = 0 на кривой Слэтера–Полинга.

Рис. 5. Зависимость температуры Кюри T_C от среднего числа электронов на атом для сплавов Fe, Co и Ni. Экспериментальные значения взяты из [26], кроме ГЦК-сплавов Fe–Co [29] и Fe–Ni [4]. Значения T_C, рассчитанные в ДТСФ-ПГА, обозначены звездочками.

Кривые среднего магнитного момента m_z, как функции концентрации никеля при конечных температурах, приведены на рис. 6. Как видно, с ростом температуры кривая Слэтера–Полинга смещается к нулю. Зависимость m_z от концентрации Ni при комнатных температурах остается практически прямой линией, параллельной кривой Слэтера–Полинга, в полном согласии с экспериментом [30]. При дальнейшем росте температуры зависимость магнитного момента m_z от концентрации искривляется и становится похожей на зависимость температуры Кюри T_C от концентрации (рис. 4). Максимум m_z постепенно смещается в сторону больших концентраций Ni и при высоких температурах находится между 50 ат. % и 60 ат. %Ni. Эти результаты находятся в качественном согласии с результатами расчетов в ДТСФ, которые были получены с помощью варьирования числа d-электронов для ПЭС железа, кобальта и никеля в нашей работе [16].

Рис. 6. Зависимость среднего магнитного момента m_z для разупорядоченного ГЦК-сплава Fe_xNi_1–x от концентрации никеля 1 − x при 0.1 ≤ x ≤ 0.6, рассчитанная в ДТСФ-ПГА при различных температурах.

Зависимости локального магнитного момента как функции концентрации никеля при различных температурах представлены на рис. 7 (температуры те же, что на рис. 6). Как видно, линейная зависимость локального магнитного момента от концентрации слабо меняется с ростом температуры вплоть до комнатных температур. При дальнейшем росте температуры убывающая зависимость остается, но разброс значений локального момента постепенно уменьшается. Экстраполяция наших результатов при T_C находится в разумном согласии с экспериментальными значениями m_L, полученными в нейтронном рассеянии: 1.55–1.7 для Fe и 0.6–0.9 для Ni (подробнее см. [12, 31] и ссылки там). Вид зависимости локального момента от концентрации принципиально отличается от зависимостей температуры Кюри и среднего магнитного момента от концентрации (рис. 4 и 6). В частности, максимум m_L достигается при концентрации никеля 1 – x = 0.4 при всех температурах, кроме температур вблизи T = 600 K, где он немного смещается в сторону больших концентраций никеля: 1 – x = 0.5.

Рис. 7. Зависимость локального магнитного момента m_L для разупорядоченного ГЦК-сплава Fe_xNi_1–x от концентрации никеля 1 − x при 0.1 ≤ x ≤ 0.6, рассчитанная в ДТСФ-ПГА при различных температурах. На врезке более крупно показаны значения при концентрациях никеля 1 − x = 0.7 и 1 − x = 0.8.

Качественный ход зависимости локального момента от концентрации при высоких температурах был верно предсказан в наших ДТСФ-расчетах [16]. Однако для реального сплава кривые при высоких температурах оказались более выпуклыми кверху (рис. 7), чем предсказывал наш предварительный анализ.

5. ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Одновременный учет квантового и нелокального характера спиновых флуктуаций в ДТСФ-ПГА позволил рассчитать зависимости среднего и локального магнитных моментов, спиновых флуктуаций и парамагнитной восприимчивости от температуры для разупорядоченного ГЦК-сплава Fe_xNi_1–x при 0.1 ≤ x ≤ 0.6.

Температурная зависимость магнитного момента находится в хорошем согласии с экспериментом. Продольные спиновые флуктуации преобладают при концентрациях x = 0.1–0.3 (как в чистом Ni), продольные и поперечные флуктуации примерно совпадают при концентрациях x = 0.4–0.5 (как в Co) и, наконец, поперечные флуктуации преобладают при концентрациях x = 0.6 (как в Fe).

Зависимость среднего магнитного момента от концентрации остается практически прямой линией, параллельной кривой Слэтера–Полинга вплоть до комнатных температур, в полном согласии с экспериментом. При дальнейшем росте температуры зависимость магнитного момента от концентрации искривляется и становится похожей на зависимость температуры Кюри от концентрации: имеет ярко выраженный максимум между 50 ат. % и 60 ат. %Ni.

Зависимость локального магнитного момента от концентрации тоже остается практически линейной вплоть до комнатных температур. Однако эта прямая не параллельна кривой Слэтера–Полинга, и ее наклон уменьшается с ростом температуры. При дальнейшем росте температуры зависимость локального магнитного момента от концентрации остается убывающей, но становится нелинейной. Максимум локального момента достигается при концентрациях 40 ат. % и 50 ат. %Ni.

Детальное изучение парамагнитных свойств ГЦК-железоникелевых сплавов в ДТСФ-ПГА является задачей нашего дальнейшего исследования.

БЛАГОДАРНОСТИ

Авторы признательны Г.В. Парадеженко за предоставление исходных немагнитных ПЭС, использованных в ДТСФ-расчетах [15], и рецензентам за полезные замечания. Работа выполнена в рамках госзадания Министерства науки и высшего образования Российской Федерации (тема “Квант” № 122021000038-7).

Авторы заявляют, что у них нет конфликта интересов.

¹ Обобщения правила Слэтера были предложены в работе [22] (см. также [12, Глава 13]).

² Как видно из рис. 1, для ГЦК-сплавов Fe–Co и Fe–Ni при больших концентрациях железа наблюдаются ответвления от кривой Слэтера–Полинга.

³ При концентрациях железа x > 0.7 ГЦК-сплав Fe_xNi_1–x становится антиферромагнитным.

⁴ В работе [28] была сделана попытка выйти за пределы одноузельного приближения в статике [27], но заметных отличий для сплавов Fe–Ni она не принесла.

Об авторах

Н. Б. Мельников

Автор, ответственный за переписку.
Email: melnikov@cs.msu.ru
Россия, Ленинские горы, Москва, 119991

Б. И. Резер

Email: melnikov@cs.msu.ru
Россия, ул. С. Ковалевской, 18, Екатеринбург, 620108

Список литературы

Дополнительные файлы

Доп. файлы

Действие

1. JATS XML

Скачать

2. Рис. 1. Кривая Слэтера–Полинга для сплавов Fe, Co и Ni. Экспериментальные значения взяты из [19], кроме ГЦК-сплавов Fe–Co [20] и Fe–Ni [4]. Значения mz при T = 0, использованные в расчетах ДТСФ-ПГА, обозначены звездочками.

Скачать (76KB)

Метаданные

3. Рис. 2. ПЭС d-электронов разупорядоченного ГЦК-сплава FexNi1–x при 0.1 ≤ x ≤ 0.6, сглаженная с помощью свертки с функцией Лоренца полуширины Г = 0.001 W. Вертикальной чертой обозначен уровень Ферми εF.

Скачать (119KB)

Метаданные

4. Рис. 3. Магнитный момент (расчет —, эксперимент • • • [25]), среднеквадратичные флуктуации  (— • • —) и (— — —) в единицах квадрата среднего поля  при T = 0, локальный магнитный момент (• • • •) и обратная парамагнитная восприимчивость χ–1 (— • —) в единицах  разупорядоченного ГЦК-сплава FexNi1–x при концентрациях железа 0.1 ≤ x ≤ 0.6, рассчитанные в ДТСФ-ПГА как функции относительной температуры .

Скачать (404KB)

Метаданные

5. Рис. 4. Зависимость температуры Кюри TC для разупорядоченного ГЦК-сплава FexNi1–x от концентрации никеля 1 − x при 0.1 ≤ x ≤ 0.6, рассчитанная в динамической нелокальной теории ДТСФ-ПГА, в одноузельных теориях: статическом приближении ПКП [27] и динамическом приближении ПКП+ДТСП [6] — и в эксперименте [3, 26].

Скачать (89KB)

Метаданные

6. Рис. 5. Зависимость температуры Кюри TC от среднего числа электронов на атом для сплавов Fe, Co и Ni. Экспериментальные значения взяты из [26], кроме ГЦК-сплавов Fe–Co [29] и Fe–Ni [4]. Значения TC, рассчитанные в ДТСФ-ПГА, обозначены звездочками.

Скачать (94KB)

Метаданные

7. Рис. 6. Зависимость среднего магнитного момента mz для разупорядоченного ГЦК-сплава FexNi1–x от концентрации никеля 1 − x при 0.1 ≤ x ≤ 0.6, рассчитанная в ДТСФ-ПГА при различных температурах.

Скачать (95KB)

Метаданные

8. Рис. 7. Зависимость локального магнитного момента mL для разупорядоченного ГЦК-сплава FexNi1–x от концентрации никеля 1 − x при 0.1 ≤ x ≤ 0.6, рассчитанная в ДТСФ-ПГА при различных температурах. На врезке более крупно показаны значения при концентрациях никеля 1 − x = 0.7 и 1 − x = 0.8.

Скачать (110KB)

Метаданные