Концентрационная зависимость магнитных свойств бинарных ОЦК-сплавов с беспорядком замещения

Концентрационная зависимость магнитных свойств бинарных ОЦК-сплавов с беспорядком замещения

В рамках обобщённой однозонной модели Хаббарда исследованы концентрационные зависимости магнитных свойств бинарных ОЦК-сплавов с беспорядком замещения. Нарушение трансляционной инвариантности сплава из-за атомного разупорядочения приводит к нарушению электронно-дырочной симметрии, что проявляется в...

Ausführliche Beschreibung

Gespeichert in:
Bibliographische Detailangaben
Datum:2015
Hauptverfasser: Лень, Е.Г., Лизунов, В.В., Лень, Т.С., Ушаков, Н.В., Татаренко, В.А.
Format: Artikel
Sprache:Russian
Veröffentlicht: Інститут металофізики ім. Г.В. Курдюмова НАН України 2015
Schriftenreihe:Металлофизика и новейшие технологии
Schlagworte:
Электронные структура и свойства
Online Zugang:https://nasplib.isofts.kiev.ua/handle/123456789/112434
Tags: Tag hinzufügen
Keine Tags, Fügen Sie den ersten Tag hinzu!
Назва журналу:Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine
Zitieren:Концентрационная зависимость магнитных свойств бинарных ОЦК-сплавов с беспорядком замещения / Е. Г. Лень, В. В. Лизунов, Т. С. Лень, Н. В. Ушаков, В. А. Татаренко // Металлофизика и новейшие технологии. — 2015. — Т. 37, № 10. — С. 1405-1424. — Бібліогр.: 34 назв. — рос.

Institution

Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine
id nasplib_isofts_kiev_ua-123456789-112434
record_format dspace
spelling nasplib_isofts_kiev_ua-123456789-1124342025-02-09T15:05:10Z Концентрационная зависимость магнитных свойств бинарных ОЦК-сплавов с беспорядком замещения Концентраційні залежності магнітних властивостей бінарних ОЦК-стопів із безладом заміщення Concentration Dependence of Magnetic Properties of Binary B.C.C. Alloys with Substitutional Disorder Лень, Е.Г. Лизунов, В.В. Лень, Т.С. Ушаков, Н.В. Татаренко, В.А. Электронные структура и свойства В рамках обобщённой однозонной модели Хаббарда исследованы концентрационные зависимости магнитных свойств бинарных ОЦК-сплавов с беспорядком замещения. Нарушение трансляционной инвариантности сплава из-за атомного разупорядочения приводит к нарушению электронно-дырочной симметрии, что проявляется в пороговом характере антиферромагнитного упорядочения при половинном заполнении зоны и в асимметрии магнитных фазовых диаграмм сплавов относительно соответствующего значения средней электронной концентрации на один узел (n=1). Установлено, что различный преимущественный порядок заполнения хаббардовских подзон для компонентов сплава A и B с ростом n, определяемый знаком потенциала примесного рассеяния, обусловливает, в общем случае, несимметричность относительно точки PA₀=0,5 зависимостей магнитных характеристик изовалентных сплавов (ZA=ZB, n=const) от концентрации компонента A (PA₀). Несимметричность аналогичных концентрационных зависимостей для сплавов с ZA=1, ZB=0 обусловлена связью n=PA₀. Наблюдаемые для таких сплавов концентрационные зависимости локализованных магнитных моментов схожи с зависимостью от n аналогичной величины для чистого металла, однако характеризуются различными численными значениями для разных компонентов сплава, а также возможностью иной концентрационной зависимости параметров магнитного порядка. Концентрационные зависимости магнитных моментов в сплавах с ZA=2, ZB=0, в отличие от других типов сплавов, оказываются в значительной степени симметричными. При этом концентрационная зависимость параметра магнитного порядка является несимметричной из-за нарушения электронно-дырочной симметрии при изменении n=2PA₀ от 0 до 2. В рамках узагальненого однозонного Хаббардового моделю досліджено концентраційні залежності магнетних властивостей бінарних ОЦК-стопів із безладом заміщення. Порушення трансляційної інваріянтности стопу через атомове розупорядкування призводить до порушення електронно-діркової симетрії, що проявляється в пороговому характері антиферомагнетного впорядкування при половинному заповненні зони та в асиметрії магнетних фазових діяграм стопів відносно відповідного значення середньої електронної концентрації на один вузол (n=1). Встановлено, що різний переважний порядок заповнення Хаббардових підзон для компонентів стопу A і B зі зростанням n, який визначається знаком потенціялу домішкового розсіяння, зумовлює в загальному випадку несиметричність відносно точки PA₀=0,5 залежностей магнетних характеристик ізовалентних стопів (ZA=ZB, n=const) від концентрації компонента A(PA0). Несиметричність аналогічних концентраційних залежностей для стопів із ZA=1, ZB=0 зумовлено зв’язком n=PA₀. Спостережувані для таких стопів концентраційні залежності локалізованих магнетних моментів є схожими із залежністю від n аналогічної величини для чистого металу, однак характеризуються різними числовими значеннями магнетних моментів для різних компонентів стопу, а також можливістю іншої концентраційної залежности параметрів магнетного порядку. Концентраційні залежності магнетних моментів у стопах із ZA=2, ZB=0, на відміну від інших типів стопів, виявляються значною мірою симетричними. При цьому концентраційна залежність параметра магнетного порядку є несиметричною через порушення електронно-діркової симетрії при зміні n=2PA₀ від 0 до 2. The concentration dependences of the magnetic properties of binary b.c.c. alloys with substitutional disorder are investigated within the scope of the generalized single-band Hubbard model. The breaking of alloys’ translation invariance because of the atomic disorder leads to a violation of electron—hole symmetry, which results in both the threshold character of antiferromagnetic ordering at half filling and the asymmetry of alloys’ magnetic phase diagrams relative to corresponding value of average electron density per one site (n=1). As found, a different advantageous order for filling the Hubbard subbands of the alloy components, A and B, with n increasing, which is determined by sign of scattering potential of impurity, in the general case, results in an asymmetry (relative to point PA₀=0.5) of dependences of magnetic characteristics on the concentration PA₀ of component A in isovalent alloys (ZA=ZB, n=const). The asymmetry of the same concentration dependences for the alloys with ZA=1, ZB=0 is caused by the relationship PA₀=n. For these alloys, the observed concentration dependences of the localized magnetic moments are similar to the dependence of analogous one for pure metal, but with differences in the values of the magnetic moments for different alloy components and with the possibility of a distinct concentration dependence of magnetic order parameter. The concentration dependences of magnetic moments in alloys with ZA=1, ZB=2, as opposed to other types of alloys, are symmetric to a large degree. However, the concentration dependence of magnetic order parameter is asymmetric due to the violation of electron—hole symmetry with n=2PA₀ changing from 0 to 2. 2015 Article Концентрационная зависимость магнитных свойств бинарных ОЦК-сплавов с беспорядком замещения / Е. Г. Лень, В. В. Лизунов, Т. С. Лень, Н. В. Ушаков, В. А. Татаренко // Металлофизика и новейшие технологии. — 2015. — Т. 37, № 10. — С. 1405-1424. — Бібліогр.: 34 назв. — рос. 1024-1809 PACS: 71.10.Fd,71.20.Be,71.27.+a,71.28.+d,71.55.Jv,75.10.Lp,75.30.Kz,75.40.Cx https://nasplib.isofts.kiev.ua/handle/123456789/112434 ru Металлофизика и новейшие технологии application/pdf Інститут металофізики ім. Г.В. Курдюмова НАН України
institution Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine
collection DSpace DC
language Russian
topic Электронные структура и свойства
Электронные структура и свойства
spellingShingle Электронные структура и свойства
Электронные структура и свойства
Лень, Е.Г.
Лизунов, В.В.
Лень, Т.С.
Ушаков, Н.В.
Татаренко, В.А.
Концентрационная зависимость магнитных свойств бинарных ОЦК-сплавов с беспорядком замещения
Металлофизика и новейшие технологии
description В рамках обобщённой однозонной модели Хаббарда исследованы концентрационные зависимости магнитных свойств бинарных ОЦК-сплавов с беспорядком замещения. Нарушение трансляционной инвариантности сплава из-за атомного разупорядочения приводит к нарушению электронно-дырочной симметрии, что проявляется в пороговом характере антиферромагнитного упорядочения при половинном заполнении зоны и в асимметрии магнитных фазовых диаграмм сплавов относительно соответствующего значения средней электронной концентрации на один узел (n=1). Установлено, что различный преимущественный порядок заполнения хаббардовских подзон для компонентов сплава A и B с ростом n, определяемый знаком потенциала примесного рассеяния, обусловливает, в общем случае, несимметричность относительно точки PA₀=0,5 зависимостей магнитных характеристик изовалентных сплавов (ZA=ZB, n=const) от концентрации компонента A (PA₀). Несимметричность аналогичных концентрационных зависимостей для сплавов с ZA=1, ZB=0 обусловлена связью n=PA₀. Наблюдаемые для таких сплавов концентрационные зависимости локализованных магнитных моментов схожи с зависимостью от n аналогичной величины для чистого металла, однако характеризуются различными численными значениями для разных компонентов сплава, а также возможностью иной концентрационной зависимости параметров магнитного порядка. Концентрационные зависимости магнитных моментов в сплавах с ZA=2, ZB=0, в отличие от других типов сплавов, оказываются в значительной степени симметричными. При этом концентрационная зависимость параметра магнитного порядка является несимметричной из-за нарушения электронно-дырочной симметрии при изменении n=2PA₀ от 0 до 2.
format Article
author Лень, Е.Г.
Лизунов, В.В.
Лень, Т.С.
Ушаков, Н.В.
Татаренко, В.А.
author_facet Лень, Е.Г.
Лизунов, В.В.
Лень, Т.С.
Ушаков, Н.В.
Татаренко, В.А.
author_sort Лень, Е.Г.
title Концентрационная зависимость магнитных свойств бинарных ОЦК-сплавов с беспорядком замещения
title_short Концентрационная зависимость магнитных свойств бинарных ОЦК-сплавов с беспорядком замещения
title_full Концентрационная зависимость магнитных свойств бинарных ОЦК-сплавов с беспорядком замещения
title_fullStr Концентрационная зависимость магнитных свойств бинарных ОЦК-сплавов с беспорядком замещения
title_full_unstemmed Концентрационная зависимость магнитных свойств бинарных ОЦК-сплавов с беспорядком замещения
title_sort концентрационная зависимость магнитных свойств бинарных оцк-сплавов с беспорядком замещения
publisher Інститут металофізики ім. Г.В. Курдюмова НАН України
publishDate 2015
topic_facet Электронные структура и свойства
url https://nasplib.isofts.kiev.ua/handle/123456789/112434
citation_txt Концентрационная зависимость магнитных свойств бинарных ОЦК-сплавов с беспорядком замещения / Е. Г. Лень, В. В. Лизунов, Т. С. Лень, Н. В. Ушаков, В. А. Татаренко // Металлофизика и новейшие технологии. — 2015. — Т. 37, № 10. — С. 1405-1424. — Бібліогр.: 34 назв. — рос.
series Металлофизика и новейшие технологии
work_keys_str_mv AT lenʹeg koncentracionnaâzavisimostʹmagnitnyhsvojstvbinarnyhocksplavovsbesporâdkomzameŝeniâ
AT lizunovvv koncentracionnaâzavisimostʹmagnitnyhsvojstvbinarnyhocksplavovsbesporâdkomzameŝeniâ
AT lenʹts koncentracionnaâzavisimostʹmagnitnyhsvojstvbinarnyhocksplavovsbesporâdkomzameŝeniâ
AT ušakovnv koncentracionnaâzavisimostʹmagnitnyhsvojstvbinarnyhocksplavovsbesporâdkomzameŝeniâ
AT tatarenkova koncentracionnaâzavisimostʹmagnitnyhsvojstvbinarnyhocksplavovsbesporâdkomzameŝeniâ
AT lenʹeg koncentracíjnízaležnostímagnítnihvlastivostejbínarnihockstopívízbezladomzamíŝennâ
AT lizunovvv koncentracíjnízaležnostímagnítnihvlastivostejbínarnihockstopívízbezladomzamíŝennâ
AT lenʹts koncentracíjnízaležnostímagnítnihvlastivostejbínarnihockstopívízbezladomzamíŝennâ
AT ušakovnv koncentracíjnízaležnostímagnítnihvlastivostejbínarnihockstopívízbezladomzamíŝennâ
AT tatarenkova koncentracíjnízaležnostímagnítnihvlastivostejbínarnihockstopívízbezladomzamíŝennâ
AT lenʹeg concentrationdependenceofmagneticpropertiesofbinarybccalloyswithsubstitutionaldisorder
AT lizunovvv concentrationdependenceofmagneticpropertiesofbinarybccalloyswithsubstitutionaldisorder
AT lenʹts concentrationdependenceofmagneticpropertiesofbinarybccalloyswithsubstitutionaldisorder
AT ušakovnv concentrationdependenceofmagneticpropertiesofbinarybccalloyswithsubstitutionaldisorder
AT tatarenkova concentrationdependenceofmagneticpropertiesofbinarybccalloyswithsubstitutionaldisorder
first_indexed 2025-11-27T03:06:44Z
last_indexed 2025-11-27T03:06:44Z
_version_ 1849911210047176704
fulltext 1405 PACS numbers:71.10.Fd, 71.20.Be,71.27.+a,71.28.+d,71.55.Jv,75.10.Lp,75.30.Kz, 75.40.Cx Концентрационная зависимость магнитных свойств бинарных ОЦК-сплавов с беспорядком замещения Е. Г. Лень, В. В. Лизунов, Т. С. Лень *, Н. В. Ушаков, В. А. Татаренко  Институт металлофизики им. Г. В. Курдюмова НАН Украины, бульв. Акад. Вернадского, 36, 03680, ГСП, Киев, Украина *Национальный авиационный университет, просп. Космонавта Комарова, 1, 03058 Киев, Украина В рамках обобщённой однозонной модели Хаббарда исследованы концен- трационные зависимости магнитных свойств бинарных ОЦК-сплавов с беспорядком замещения. Нарушение трансляционной инвариантности сплава из-за атомного разупорядочения приводит к нарушению элек- тронно-дырочной симметрии, что проявляется в пороговом характере ан- тиферромагнитного упорядочения при половинном заполнении зоны и в асимметрии магнитных фазовых диаграмм сплавов относительно соот- ветствующего значения средней электронной концентрации на один узел (n  1). Установлено, что различный преимущественный порядок запол- нения хаббардовских подзон для компонентов сплава A и B с ростом n, определяемый знаком потенциала примесного рассеяния, обусловливает, в общем случае, несимметричность относительно точки A 0 0,5P  зависи- мостей магнитных характеристик изовалентных сплавов (ZA  ZB, n   const) от концентрации компонента A ( A 0P ). Несимметричность анало- гичных концентрационных зависимостей для сплавов с ZA  1, ZB  0 обу- словлена связью A 0n P . Наблюдаемые для таких сплавов концентраци- онные зависимости локализованных магнитных моментов схожи с зави- Corresponding author: Evgeniy Georgievich Len E-mail: len@imp.kiev.ua G. V. Kurdyumov Institute for Metal Physics, N.A.S. of Ukraine, 36 Academician Vernadsky Blvd., UA-03680 Kyiv, Ukraine *National Aviation University, 1 Cosmonaut Komarov Avenue, 03058 Kyiv, Ukraine E. G. Len, V. V. Lizunov, T. S. Len, M. V. Ushakov, V. A. Tatarenko, Concentration Dependence of Magnetic Properties of Binary B.C.C. Alloys with Substitutional Disorder, Metallofiz. Noveishie Tekhnol., 37, No. 10: 1405—1425 (2015) (in Russian). Металлофиз. новейшие технол. / Metallofiz. Noveishie Tekhnol. 2015, т. 37, № 10, сс. 1405—1424 Оттиски доступны непосредственно от издателя Фотокопирование разрешено только в соответствии с лицензией 2015 ИМФ (Институт металлофизики им. Г. В. Курдюмова НАН Украины) Напечатано в Украине. 1406 Е. Г. ЛЕНЬ, В. В. ЛИЗУНОВ, Т. С. ЛЕНЬ и др. симостью от n аналогичной величины для чистого металла, однако харак- теризуются различными численными значениями для разных компонен- тов сплава, а также возможностью иной концентрационной зависимости параметров магнитного порядка. Концентрационные зависимости маг- нитных моментов в сплавах с ZA  2, ZB  0, в отличие от других типов сплавов, оказываются в значительной степени симметричными. При этом концентрационная зависимость параметра магнитного порядка является несимметричной из-за нарушения электронно-дырочной симметрии при изменении A 02n P от 0 до 2. Ключевые слова: магнитные сплавы, электронная структура, сильно коррелированные электроны, магнитная фазовая диаграмма, локализо- ванные магнитные моменты, концентрационная зависимость. В рамках узагальненого однозонного Хаббардового моделю досліджено концентраційні залежності магнетних властивостей бінарних ОЦК-стопів із безладом заміщення. Порушення трансляційної інваріянтности стопу через атомове розупорядкування призводить до порушення електронно- діркової симетрії, що проявляється в пороговому характері антиферомаг- нетного впорядкування при половинному заповненні зони та в асиметрії магнетних фазових діяграм стопів відносно відповідного значення серед- ньої електронної концентрації на один вузол (n  1). Встановлено, що різ- ний переважний порядок заповнення Хаббардових підзон для компонен- тів стопу A і B зі зростанням n, який визначається знаком потенціялу до- мішкового розсіяння, зумовлює в загальному випадку несиметричність відносно точки A 0 0,5P  залежностей магнетних характеристик ізовале- нтних стопів (ZA  ZB, n  const) від концентрації компонента A ( A 0P ). Не- симетричність аналогічних концентраційних залежностей для стопів із ZA  1, ZB  0 зумовлено зв’язком A 0n P . Спостережувані для таких сто- пів концентраційні залежності локалізованих магнетних моментів є схо- жими із залежністю від n аналогічної величини для чистого металу, од- нак характеризуються різними числовими значеннями магнетних моме- нтів для різних компонентів стопу, а також можливістю іншої концент- раційної залежности параметрів магнетного порядку. Концентраційні залежності магнетних моментів у стопах із ZA  2, ZB  0, на відміну від інших типів стопів, виявляються значною мірою симетричними. При цьому концентраційна залежність параметра магнетного порядку є неси- метричною через порушення електронно-діркової симетрії при зміні A 02n P від 0 до 2. Ключові слова: магнетні стопи, електронна структура, сильно корельова- ні електрони, магнетна фазова діяграма, локалізовані магнетні моменти, концентраційна залежність. The concentration dependences of the magnetic properties of binary b.c.c. alloys with substitutional disorder are investigated within the scope of the generalized single-band Hubbard model. The breaking of alloys’ translation invariance because of the atomic disorder leads to a violation of electron—hole symmetry, which results in both the threshold character of antiferromagnet- ic ordering at half filling and the asymmetry of alloys’ magnetic phase dia- КОНЦЕНТРАЦИОННАЯ ЗАВИСИМОСТЬ МАГНИТНЫХ СВОЙСТВ СПЛАВОВ 1407 grams relative to corresponding value of average electron density per one site (n  1). As found, a different advantageous order for filling the Hubbard subbands of the alloy components, A and B, with n increasing, which is de- termined by sign of scattering potential of impurity, in the general case, re- sults in an asymmetry (relative to point A 0 0.5P  ) of dependences of magnet- ic characteristics on the concentration A 0P of component A in isovalent alloys (ZA  ZB, n  const). The asymmetry of the same concentration dependences for the alloys with ZA  1, ZB  0 is caused by the relationship A 0P n . For these alloys, the observed concentration dependences of the localized magnet- ic moments are similar to the dependence of analogous one for pure metal, but with differences in the values of the magnetic moments for different al- loy components and with the possibility of a distinct concentration depend- ence of magnetic order parameter. The concentration dependences of magnet- ic moments in alloys with ZA  1, ZB  2, as opposed to other types of alloys, are symmetric to a large degree. However, the concentration dependence of magnetic order parameter is asymmetric due to the violation of electron—hole symmetry with A 02n P changing from 0 to 2. Key words: magnetic alloys, electronic structure, strongly correlated elec- trons, magnetic phase diagram, localized magnetic moments, concentration dependence. (Получено 3 сентября 2015 г.) 1. ВВЕДЕНИЕ Современные технологии постоянно увеличивают спрос на новые материалы, радикально изменяющие свои свойства при относи- тельно небольших изменениях их внутренних параметров или внешних условий. В этом аспекте одними из наиболее перспектив- ных систем являются системы с сильными электрон-электронными корреляциями, в которых с изменением температуры, внешнего магнитного поля, концентрации электронов и других параметров наблюдается широкий спектр фазовых переходов (включая кванто- вые), например, между различными магнитоупорядоченными и неупорядоченными состояниями, переходы из металлического в диэлектрическое или сверхпроводящее состояния, а также иные уникальные физические явления, обусловленные особенностями зарядового и спинового транспорта, взаимным влиянием парамет- ров магнитного, зарядового и орбитального упорядочений и пр. [1— 5]. Свойства многих таких систем зависят от соотношения ширин зон и энергий кулоновского отталкивания электронов, уровней за- полнения последними зон и значений плотности состояний на уровне Ферми. Эти параметры на практике чаще всего изменяют путём замены одних атомов в сплавах и соединениях на другие, та- ким образом изменяя концентрацию электронов и вводя дополни- тельный механизм их рассеяния на отклонениях кристаллического 1408 Е. Г. ЛЕНЬ, В. В. ЛИЗУНОВ, Т. С. ЛЕНЬ и др. потенциала системы от потенциала исходной матрицы. Такие от- клонения могут быть как хаотичными, так и коррелированными из-за ближнего и дальнего атомных порядков. В этой связи иссле- дование взаимосвязи межэлектронных корреляций и атомного (раз)упорядочения, а также совместного их влияния, в том числе через изменение концентрации компонентов, на электронные свой- ства сплавов оказывается актуальной задачей не только с фунда- ментальной, но и с прикладной точек зрения. В настоящее время одними из наиболее перспективных методов расчёта электронных свойств систем с сильными электронными корреляциями являются методы, основанные на теории динамиче- ского среднего поля и их кластерные обобщения, учитывающие не- локальные эффекты электрон-электронного взаимодействия [6—8]. Однако подобные методы характеризуются повышенной вычисли- тельной сложностью, а потому наряду с ними широко используются и другие подходы [8—17], также позволяющие на качественном и количественном уровне анализировать многообразные свойства си- стем с сильными электронными корреляциями, в частности, сов- местное влияние атомного (раз)упорядочения и сильных электрон- ных корреляций на свойства сплавов. С момента появления моделей, подобно модели Хаббарда рас- сматривающих конкуренцию между локализацией и делокализа- цией электронов, большое количество работ было посвящено опи- санию сплавов с сильно взаимодействующими электронами, в том числе концентрационной зависимости их магнитных и транспорт- ных свойств в рамках самой модели Хаббарда [8, 9, 18—22]. Эти и подобные работы определили широкий круг проблем, которые ак- тивно исследуются и сегодня. Так, например, продолжается иссле- дование влияния диагонального и недиагонального беспорядков в сильно коррелированных сплавах на их свойства [8, 21—27]. Вклю- чение в рассмотрение недиагонального беспорядка, как и учёт пере- скоков электронов на следующие за ближайшими узлы [8, 28], при- водит в модели Хаббарда к изменению закона дисперсии и, соответ- ственно, ширины зоны, тем самым может кардинально изменять свойства сильно коррелированной системы. Диагональный беспо- рядок также может влиять на свойства системы, изменяя элек- тронную структуру разупорядоченного сплава за счёт дополнитель- ного к хаббардовскому примесного расщепления зон [24—26]. Большинство работ в этом направлении посвящены изучению пере- ходов металл—диэлектрик, а потому акцентируют внимание на по- явлении разного рода щелей в энергетических спектрах электронов и связанных с попаданием в них уровня Ферми переходах в различ- ные токонепроводящие состояния [23—27]. При этом только срав- нительно недавно авторами работ [24, 25] был обоснован и осу- ществлён выход за рамки половинного заполнении зоны при описа- КОНЦЕНТРАЦИОННАЯ ЗАВИСИМОСТЬ МАГНИТНЫХ СВОЙСТВ СПЛАВОВ 1409 нии на базе моделей типа модели Хаббарда переходов металл— диэлектрик в сплавах, а потому, как транспортные, так и магнит- ные свойства сильно коррелированных сплавов остаются всё ещё недостаточно изученными для всего спектра допустимых значений параметров таких моделей. Данная работа посвящена исследованию в рамках однозонной модели Хаббарда магнитных свойств неупорядоченных бинарных сплавов замещения с сильными электронными корреляциями в широкой области изменения как величин потенциала кулоновского отталкивания и электронной концентрации, так и концентрации компонентов ОЦК-сплавов. 2. ТЕОРЕТИЧЕСКАЯ МОДЕЛЬ При нулевой температуре вклады в электронные свойства сплавов с сильными электронными корреляциями от динамических флукту- аций зарядовой и спиновой плотности исчезают и на первое место выступают вклады от соответствующих статических характеристик и сохраняющихся при любой температуре флуктуаций состава (квантовые флуктуации – предмет отдельного рассмотрения; см., например, [3]). В настоящей работе, являющейся продолжением исследования [29], используется приближение коррелированного случайного поля [10, 30, 31] для однозонной модели Хаббарда, обобщённой на случай упорядочивающихся бинарных сплавов за- мещения. В основе данного подхода лежит замена в гамильтониане Хаббарда многочастичного члена случайным одночастичным: , , , ,i is is is is i s s s i s U n n U n    (1) где is i i sU Un  (черта обозначает квантово-механическое и термоди- намическое усреднения), Ui – энергия кулоновского отталкивания электронов на одном узле, isn – оператор числа электронов в состо- янии, которое описывается обобщённым вектором Ваннье | is , , 1/2s s   – значения проекции спина электрона на ось Z. Замена (1) позволяет многочастичный гамильтониан электронной подси- стемы неупорядоченного бинарного сплава в однозонной модели сильной связи с учётом электрон-электронного взаимодействия [29] представить в виде суммы одночастичных гамильтонианов, ss H H , и тем самым открывает путь к решению задачи о дви- жении электрона со спином s по кристаллической решётке с беспо- рядком замещения с помощью хорошо известных методов теории многократного рассеяния и её кластерных обобщений, например, [11]. 1410 Е. Г. ЛЕНЬ, В. В. ЛИЗУНОВ, Т. С. ЛЕНЬ и др. Важно отметить, что в отличие от предложенной Хаббардом «сплавной аналогии» [32], в которой величины Uis являются слу- чайными и независимыми, распределёнными по бинарному закону, в нашем случае при замене многочастичного слагаемого на соответ- ствующее одночастичное выражение (1), между величинами {Uis} предполагается статистическая зависимость [10, 30]. Это позволяет учесть флуктуации электронной плотности не только на одном уз- ле, но и корреляции между электронами на соседних узлах, т.е. адекватно описать магнитное упорядочение. Используемый метод пригоден для описания при различных температурах магнетизма как локализованных, так и коллективизированных электронов, а также переходов металл—диэлектрик в сплавах. Одночастичный гамильтониан модели Хаббарда для сплава мож- но представить в виде [29]: ε 0s s sH H  , (2) где εs is is isi a a  и 0 ,s ij is jsi j i H h a a   – соответственно диаго- нальная и недиагональная в узельном представлении части гамиль- тониана, , is isa a – операторы рождения и уничтожения электрона в состоянии | is  , ijh – интегралы перескока, в нашем случае оди- наковые и отличные от нуля для ближайших соседей, т.е. hij  h01 (i  j). Для магнитных бинарных сплавов замещения диагональный по индексам узлов матричный элемент гамильтониана (2) is будет принимать случайные значения m m m iis is isW U n       , где матрич- ный элемент потенциальной энергии Wi электрона в поле экраниро- ванного ионного остова случайным образом принимает значения A iW или B iW в зависимости от того, какой атом, A или B, находится в узле i, а матричные элементы оператора Uis (1) принимают слу- чайные значения m m iis i sU U n    , где m i sn   – среднее число электро- нов со спином s, приходящееся на узел i, при условии, что в этом узле находится атом сорта   A, B с проекцией на ось Oz локализо- ванного магнитного момента 0 0 m m s sm n n          (3) (эквивалентность узлов кристаллической решётки позволяет огра- ничиться рассмотрением одного из них, например, с i  0). При по- лучении выражения (3) использовано статическое приближение в методе континуального интегрирования [30]. Заметим, что энергия кулоновского отталкивания электронов на одном узле U0, в общем случае, также случайным образом принима- КОНЦЕНТРАЦИОННАЯ ЗАВИСИМОСТЬ МАГНИТНЫХ СВОЙСТВ СПЛАВОВ 1411 ет значения A 0U или B 0U в зависимости от сорта атома (  A, B) в рассматриваемом (0-м) узле кристаллической решётки. Это позво- ляет частично учесть зарядовые флуктуации, которыми в работах [10, 30] пренебрегали на основании их существенного подавления сильным кулоновским взаимодействием электронов. В нашем слу- чае зарядовые флуктуации оказываются связанными только с флуктуациями химического состава сплава и имеют тот же тип ста- тистической зависимости, который обуславливает как разупорядо- чение, так и ближнее и/или дальнее упорядочение атомов разного сорта в сплаве. Для дальнейшего рассмотрения также важно отметить, что даже использованное в работе при численных расчётах равенство A B 0 0U U U  , характерное для изовалентных атомов A и B, полно- стью не устраняет зависимости эффективного кулоновского взаи- модействия электронов на одном узле от сорта атома , которая по- является благодаря зависимости матричных элементов 0 0 0 m m s sU U n    от величин 0 0( ) ( ) ,m m s sn f E g E dE        (4) где E – энергия электрона, f(E) – функция Ферми. Входящая в (4) условная плотность состояний 0 m sg  электронов со спином s [29] опи- сывает парциальные вклады от атомов сорта  с определённой ори- ентацией магнитного момента в полную плотность состояний. Бла- годаря минимизирующему свободную энергию самосогласованному расчёту величин 0 m sU  с использованием (4) и одночастичной функ- ции Грина (ФГ) электронов 1( )s sG E i H     ( 0)  , получаемой в рамках метода кластерного разложения для ФГ неупорядоченного сплава с сильными электронными корреляциями в пренебрежении вкладами процессов рассеяния на кластерах из трёх и более узлов [11, 31], эффективное кулоновское взаимодействие электронов ока- зывается зависящим как от потенциала примесного рассеяния W  B 0W  A 0W и интеграла перескока h01 (ширины зоны), так и от значений 0 mP  вероятностей найти в рассматриваемом узле атом сорта  с проекцией локализованного магнитного момента m, а также устанавливается взаимозависимость 0 m sU  и величин самих локализованных магнитных моментов на атомах разного сорта и значений / 0 m m jP    условной вероятности найти в узле j  0 атом сор- та  с проекцией локализованного магнитного момента m при условии, что в узле 0 находится атом сорта  с проекцией локализо- ванного магнитного момента m. Заметим, что когда речь идёт о ве- роятностях, то рассматривается только знак «» проекции, т.е. ориентация магнитного момента, а не его модуль. Всё вышесказан- ное значительно усложняет поведение системы, описываемой в 1412 Е. Г. ЛЕНЬ, В. В. ЛИЗУНОВ, Т. С. ЛЕНЬ и др. рамках выбранного в работе подхода, при изменении значений ос- новных параметров сплава: потенциала примесного рассеяния W, концентраций компонентов 0P  A B 0 0( 1)P P  , средней концентра- ции электронов n в расчёте на один узел, а также энергии кулонов- ского отталкивания электронов на одном узле U. Для удобства проведения численных расчётов представим веро- ятности нахождения атомов сорта  и локализованных магнитных моментов m в узлах кристаллической решётки в виде: 0 0 0 m mP P P   , / / / 0 0 0 m m m m j j jP P P         , (5) где 0P  , как уже отмечалось, определяет вероятность заполнения узла 0 атомом сорта  (в отсутствие дальнего атомного порядка рав- ную концентрации атомов данного сорта), 0 mP  – вероятность того, что в узле 0 проекция локализованного магнитного момента на ось Oz равна m. Условные вероятности / 0jP   и / 0 m m jP   связаны соответ- ственно с параметрами парных корреляций во взаимном располо- жении атомов ( BB 0j ) и парных корреляций в ориентации локализо- ванных магнитных моментов ( 0j     ) на первой координационной сфере или, иными словами, с параметрами ближнего атомного (а) и магнитного порядка (m), соотношениями: B B/ / 0 0 0 0 0 0/ , / ,m m m m j j j j j jP P P P P P                   (6) где знаки «» перед вторыми слагаемыми соответствуют совпаде- нию соответственно значений  и  или знаков m и m, а знаки «» – их несовпадению. Средняя концентрация электронов на атом может быть записана через концентрации компонентов сплава 0P в виде: A B A B0 0n Z P Z P  , (7) где Z характеризует число свободных электронов привносимых в сплав атомом сорта   A, B («валентность»), пересчитанное с учё- том вырождения энергетических состояний атома в кристалле на случай однозонной модели, в которой Z[0, 2]. С другой стороны, 0 0 0 0 A,B A,B , 1/2 ,m m s m s n P P n P n                 (8) где n является усреднённой по направлениям спина и локализо- ванного магнитного момента концентрацией электронов на рас- сматриваемом узле кристаллической решётки. Фактически n, как отклонение от среднего значения (n), характеризует флуктуации зарядовой плотности, связанные с возможностью заполнения рас- КОНЦЕНТРАЦИОННАЯ ЗАВИСИМОСТЬ МАГНИТНЫХ СВОЙСТВ СПЛАВОВ 1413 сматриваемого узла атомами разного сорта. Заметим также, что приравнивание выражений (7) и (8) приводит к уравнению для нахождения энергии Ферми (EF) сплава. 3. РЕЗУЛЬТАТЫ ЧИСЛЕННЫХ РАСЧЁТОВ И ИХ ОБСУЖДЕНИЕ Описанный выше подход ранее уже был применён к рассмотрению влияния потенциала примесного рассеяния W на магнитную фазо- вую диаграмму бинарного ОЦК-сплава замещения эквиатомного состава [29], т.е. при A B 0 0 0,5P P  . В целом, в рамках используе- мой модели наличие атомов разного сорта может сказываться на свойствах магнитной подсистемы благодаря (а) отличию от нуля величины W (см. [29]), изменениям (б) концентрации компонента А – A 0P ( B A 0 01P P  ) и (в) средней концентрации электронов n из-за различных A B,Z Z , (г) параметров ближнего (а) и дальнего (а; см. [31]) атомных порядков, а также из-за (д) различия энергии куло- новского отталкивания электронов 0 m sU  на атомах сортов A и B. В настоящей работе рассматривается концентрационная зависимость магнитных свойств сплавов с сильными электронными корреляци- ями, т.е. влияние механизма (б), а также частично (в) и (д) (деталь- ное исследование остальных механизмов планируется в последую- щих работах). Таким образом, в качестве объекта для численного исследования выбраны бинарные разупорядоченные (а, а 0) спла- вы на основе ОЦК-решётки с межэлектронными корреляциями при A B 0 0U U U  . Рассматривается случай отсутствия внешних полей ( 0 0,5mP   ) и T  0 К. Энергия измеряется в единицах полуширины энергетической зоны чистого ОЦК-металла  018| |w h (начало отсчё- та энергии совпадает с A 0W  0), а локализованные магнитные мо- менты приводятся в магнетонах Бора Б. На рисунке 1 представлены магнитные фазовые диаграммы (МФД) для чистого металла (W  0; рис. 1, а) и сплавов с W  0,1 при различных значениях концентрации A 0P (от 0,1 до 0,9; рис. 1, б—е). Малое значение W выбрано с целью избежать описанного в [24] сведения задачи к рассмотрению перенормированной модели Хаббарда для однокомпонентной системы. Способ построения диаграмм описан в [29], здесь только отметим, что путём минимизации свободной энергии F определялись равно- весные значения параметра парных корреляций m в ориентации магнитных моментов на соседних узлах и значения самих магнит- ных моментов   , локализованных на атомах обоих сортов (  A, B). Распределение значений указанных величин в плоскости U—n отражено в виде различных областей на МФД согласно следующим правилам: при отличных от нуля значениях локализованных маг- нитных моментов значению m  0,25 соответствует полное анти- ферромагнитное упорядочение (AFM), а значению m  0,25 – пол- 1414 Е. Г. ЛЕНЬ, В. В. ЛИЗУНОВ, Т. С. ЛЕНЬ и др. ное ферромагнитное упорядочение (FM); при меньшей корреляции в ориентации локализованных магнитных моментов реализуются состояния либо с неполным антиферромагнитным (0,25  m  0; s- AFM), либо с неполным ферромагнитным (0  m  0,25; s-FM) упо- рядочением – эти состояния образуют переходную область, разде- лённую пунктирной линией, которая соответствует состоянию спи- нового стекла (SG), для которого m  0, при m  0 (очень узкие об- ласти с такими значениями параметров, встречающиеся в окрест- ностях линий SG, на МФД не указаны); парамагнитная фаза (P) ха- рактеризуется значениями локализованных магнитных моментов m  0. Каждой точке на магнитных фазовых диаграммах (рис. 1) соот- ветствует своя система с определёнными значениями U, n и   , в общем случае, при разных потенциалах примесного рассеяния W и концентрациях A 0P , рассматриваемая нами как однофазная с теми или иными степенями атомного и магнитного упорядочений, зада- ваемыми соответствующими параметрами порядка. Появление потенциала примесного рассеяния W  0 и изменение концентрации A 0P приводят к значительному перераспределению областей магнитных фаз (рис. 1, б—е) в плоскости параметров U—n по сравнению с МФД чистого металла (рис. 1, а), симметричной от- а б в г д е Рис. 1. Магнитные фазовые диаграммы для чистого металла с W  0 (а) и сплавов с W  0,1 при различных значениях концентрации A 0P (б—е). Fig. 1. Magnetic phase diagrams for pure metal with W  0 (а) and alloys with W  0.1 for different values of concentration A 0P (б—е). КОНЦЕНТРАЦИОННАЯ ЗАВИСИМОСТЬ МАГНИТНЫХ СВОЙСТВ СПЛАВОВ 1415 носительно линии n  1. Для всех исследованных концентраций компонентов сплава наблюдаются, отмеченные ещё в [29], наруше- ние электронно-дырочной симметрии и появление порогового ха- рактера антиферромагнитного упорядочения при n  1 (половинном заполнении зоны). При этом МФД для концентраций компонентов сплава, расположенных симметрично относительно значения A 0P  0,5 (рис. 1, г), оказываются существенно отличающимися друг от друга. Как показывает сравнение МФД, наиболее чувствительным к изменениям концентрационного состава сплава оказывается как полное (AFM), так и частичное (s-AFM) антиферромагнитное упо- рядочение и, соответственно, положение на МФД областей AFM и линий разграничения (SG) неполного ферромагнитного и антифер- ромагнитного упорядочений. Хаотичность в расположении ионов разного сорта приводит к подавлению антиферромагнитных корре- ляций в сплаве, делая более выгодными энергетически либо пара- магнитное (при малых U), либо ферромагнитное состояния. Как уже отмечалось, общей особенностью полученных МФД сплавов (при A 0 0P  ), по сравнению со случаем W  0, является су- ществование критического значения кулоновского потенциала crU , выше которого имеет место антиферромагнитное упорядочение вблизи n  1, а ниже – парамагнитное состояние с m  0. Другими словами, в рамках используемой нами модели магнитных сплавов наблюдается пороговый характер антиферромагнитного упорядо- чения. Проявление порогового характера установления магнито- упорядоченного и/или диэлектрического состояния отмечалось во множестве работ (см., например, [2, 8, 20—24, 33, 34]), в которых исследовалось влияние диагонального и недиагонального беспо- рядка в сплавах, перескоков электронов на следующие за ближай- шими узлы в однокомпонентных системах, переноса заряда в раз- бавленных полупроводниках и пр. Учёт подобных эффектов может приводить, в частности, к нарушению условия нестинга при поло- винном заполнении (n  1), чего не наблюдается в рамках традици- онной модели Хаббарда, точно сводящейся для альтернантных ре- шёток (например, трёхмерных ПК- и ОЦК-решёток) к модели гей- зенберговского антиферромагнетика при любых сколь угодно ма- лых значениях U  0 и n  1 [9]. Кроме того, отмечается [24], что ожидается подавление антиферромагнитного упорядочения при малых значениях U за счёт нарушения электронно-дырочной сим- метрии при хаотическом расположении ионов разного сорта в узлах кристаллической решётки (нарушении трансляционной инвари- антности решётки), что и демонстрируют результаты нашего чис- ленного эксперимента. Использованное в настоящей работе предположение о равенстве кулоновских потенциалов отталкивания электронов в узлах, заня- тых атомами разного сорта, A B 0 0U U U  , строго говоря, справедли- 1416 Е. Г. ЛЕНЬ, В. В. ЛИЗУНОВ, Т. С. ЛЕНЬ и др. во только для изовалентных атомов A и B, т.е. при A BZ Z . Однако, ввиду вышеописанной зависимости матричных элементов  0 m sU   0 m sUn от сорта атома , можно считать зависимость кулоновского взаимодействия электронов от , частично учтённой и провести на основании полученных МФД анализ концентрационных зависимо- стей магнитных свойств не только изовалентных сплавов, но и сплавов с A BZ Z . При этом следует учесть, что согласно (7) при A BZ Z различным значениям A 0P будут соответствовать различ- ные значения средней концентрации электронов на атом (n). Тогда изменение A 0P будет сопровождаться не только переходом к новой диаграмме на рис. 1, но и сдвигом по оси n в рамках этой диаграммы (в случае A BZ Z значение n от A 0P не зависит). Далее будут рас- смотрены концентрационные зависимости магнитных характери- стик сплавов, соответствующие схематически изображённым на рис. 2 трём наиболее показательным «траекториям перемещения» между (и по) МФД при изменении A 0P . Ограничимся рассмотрением магнитных свойств сплавов при фиксированном значении 2U  , при котором наблюдаются все ха- рактерные изменения магнитных состояний сплава при изменении Рис. 2. Схематическое изображение наиболее показательных «траекторий перемещения» между МФД (рис. 1) при изменении концентрации A 0P , ко- торые соответствуют представленным на рис. 3—6 концентрационным за- висимостям магнитных характеристик сплавов. Fig. 2. Schematic representation of the most revealing ‘trajectories of move- ment’ between magnetic phase diagrams (MFD) (Fig. 1) due to changes of con- centration A 0P , which correspond to concentration dependences of the alloys’ magnetic characteristics presented in Figs. 3—6. КОНЦЕНТРАЦИОННАЯ ЗАВИСИМОСТЬ МАГНИТНЫХ СВОЙСТВ СПЛАВОВ 1417 как n, так и A 0P . При этом значения параметров парных магнитных корреляций m будут указываться на концентрационных зависимо- стях либо явно, либо в виде введённых выше условных обозначений (P, AFM, FM, SG, s-AFM и s-FM). Начнём рассмотрение со случая изовалентного сплава A BZ Z с n  0,4 (сплошная линия на рис. 2). На рисунке 3 представлены плотности электронных состояний соответствующего сплава при значениях концентрации A 0 0,3P  и A B 0 00,7 ( 0,3)P P  . Видно, что даже при характерных для данного случая одинаковых значе- ниях n, энергетические зависимости плотностей состояний для разных концентраций существенно различаются, как и соответ- ствующие им равновесные значения локализованных магнитных моментов и параметров парных корреляций в их ориентации (см. надписи на рис. 3). Так, при относительно малой концентрации примеси B, при A 0 0,7P  (рис. 3, б), в сплаве наблюдаются слабые антиферромаг- нитные (s-AFM) корреляции (m  0,09) в ориентации магнитных моментов. При этом значения магнитных моментов на атомах сорта A оказываются крайне малыми, а на атомах сорта B почти на поря- док больше. В условиях преобладания в полностью атомноразупо- рядоченном сплаве атомов сорта A ( A 0 0,7P  ) с малым локализо- ванным магнитным моментом атомы сорта B оказываются пре- имущественно окружёнными слабомагнитными соседями, что су- а б Рис. 3. Плотности электронных состояний (W  0,1) для значений кон- центрации компонента A сплава, выбранных симметрично относительно состава  A B 0 0 0,5P P : (а) – A 0 0,3P , (б) – A 0 0,7P . Fig. 3. Electron densities of states (W  0.1) for the values of concentration of alloy component A chosen symmetrically relative to the composition  A B 0 0 0.5P P : (а)– A 0 0.3P , (б)– A 0 0.7P . 1418 Е. Г. ЛЕНЬ, В. В. ЛИЗУНОВ, Т. С. ЛЕНЬ и др. щественно уменьшает корреляцию в ориентации магнитных мо- ментов на соседних узлах и вызывает в сплаве состояние, близкое к спиновому стеклу (SG) с практически хаотической ориентацией со- седних магнитных моментов (m  0). Когда в сплаве начинают пре- обладать атомы сорта B, при A 0 0,3P  (рис. 3, а), сплав становится полностью упорядоченным ферромагнетиком с различными (но од- ного порядка) значениями магнитных моментов, локализованных на атомах разных сортов. Рисунок 3 также поясняет отсутствие симметрии представлен- ных на рис. 4 концентрационных зависимостей характеристик изо- валентных магнитных сплавов относительно их эквиатомного со- става A B 0 0 0,5P P  . Заметим, что без учёта сильных электронных корреляций поведение примесных зон и всех физических характе- ристик, рассчитанных на основе электронной структуры, при из- менении концентрации компонентов сплава было бы зеркально- симметричным относительно указанной точки по концентрации. На рисунке 4 представлены концентрационные зависимости ло- кализованных магнитных моментов на атомах разного сорта (3) и зарядовой плотности (см. (8)), а также параметров парных магнит- ных корреляций (символьные обозначения возле точек на рис. 4, а). Стоит отметить, что тут и далее (рис. 4—6) линии на графиках обыч- но не несут иной смысловой нагрузки, кроме указания точек, соот- ветствующих разным отслеживаемым величинам. а б Рис. 4. Концентрационные зависимости локализованных магнитных мо- ментов на атомах разного сорта (а), соответствующих зарядовых плотно- стей (б) и параметров парных магнитных корреляций (см. символы возле точек на рис. а) для сплавов с W  0,1 и n  0,4 при A BZ Z . Fig. 4. Concentration dependences of localized magnetic moments of the at- oms of different types (a), the corresponding charge densities (b), and the pa- rameters of the pair magnetic correlations (see symbols near the points in Fig. a) for alloys with W  0.1 and n  0.4 for A BZ Z . КОНЦЕНТРАЦИОННАЯ ЗАВИСИМОСТЬ МАГНИТНЫХ СВОЙСТВ СПЛАВОВ 1419 Как видно из рис. 3, при выбранных для расчёта значениях W  0,1 и A 0W  0 энергетическая подзона электронных состояний на атомах сорта B в немагнитном сплаве была бы расположена на энергетической шкале ниже аналогичной подзоны, соответствую- щей атомам сорта A. Таким образом, при увеличении n всегда будет иметь место преимущественное заполнение электронами подзоны атомов B. Чем меньше концентрация примеси B и больше значение n, тем большей будет степень заполнения соответствующей подзо- ны немагнитного сплава. Поэтому при появлении кулоновского от- талкивания электронов на одном узле именно для нижней примес- ной подзоны окажутся наибольшими эффекты, обусловленные сильными электронными корреляциями, в частности, эффект ку- лоновского расщепления, благодаря которому хаббардовская под- зона для двукратно занятых электронами узлов с атомами сорта B будет стремиться к максимальной удалённости от уровня Ферми (рис. 3, б). Энергетическая выгодность соответствующего перераспределе- ния электронной плотности по атомам разного сорта (см. рис. 4, б) связана с тем, что из-за кулоновского отталкивания энергия пары электронов с разными спинами на одном узле оказывается выше, чем аналогичная энергия на однократно заполненном узле. Учиты- вая, что кулоновское расщепление хаббардовских подзон пропор- ционально не только U, но и величине локализованного магнитного момента, для изовалентных сплавов при n  1 оказывается энерге- тически выгодным перераспределение электронной плотности по узлам, увеличивающее значение магнитного момента, локализо- ванного на атомах сорта B, что и наблюдается на рис. 4 (тут и ниже описывается смещение по концентрационным зависимостям на рис. 4 справа налево). По тем же причинам, а также из-за связи (8) между значениями зарядовой плотности на атомах разного сорта электроны верхней подзоны основного компонента A будут менее подвержены эффектам кулоновской корреляции, что при высоких концентрациях атомов A ( A 00,5 1P  ) и небольших значениях n может приводить к наблю- даемому на рис. 3, б и 4 значительному уменьшению величин A  и nA по сравнению с аналогичными величинами для компонента B. Увеличение концентрации компонента B приводит к увеличению его парциального вклада в полную плотность состояний и тем уве- личивает в зоне B долю незаполненных состояний (при фиксиро- ванном n  0,4). Это смягчает эффекты сильных электронных кор- реляций для подзоны атомов сорта B. По этой причине наблюдается (рис. 3, а и рис. 4) некоторое уменьшение значений B  , nB. Соответ- ствующее перераспределение электронной плотности в сплаве при- водит также к росту значений A  , nA при уменьшении A 0P от  0,5. Таким образом, несимметричность концентрационных зависи- 1420 Е. Г. ЛЕНЬ, В. В. ЛИЗУНОВ, Т. С. ЛЕНЬ и др. мостей магнитных характеристик изовалентных ( A BZ Z ) сплавов (рис. 3 и 4) относительно точки A B 0 0 0,5P P  оказывается обуслов- ленной изначально заданным знаком величины W различным пре- имущественным порядком заполнения хаббардовских подзон для элементов A и B. Заметим, что при n  1 характер концентрационных зависимо- стей, в целом, будет схожим. Однако при их анализе следует учесть, что на фоне однократного заполнения всех узлов электронами по- являются двукратно заполненные узлы, и основными свободными носителями заряда и спина теперь будут дырки, образующиеся при перескоке электрона с двукратно занятого узла на однократно заня- тый. Это ведёт к изменению ролей подзон A и B сплава. В этом слу- чае, с уменьшением n от 2 до 1, будет преимущественно заполнять- ся дырками подзона атомов A, что должно увеличивать корреляци- онные эффекты для электронов (дырок), локализованных на ато- мах A, по сравнению с электронами (дырками) в подзоне атомов B, и приводить к соотношению A B     (что подтверждается правой частью рис. 6, а). При этом, из-за нарушений электронно-дырочной симметрии, как численные значения величин A,B  и nA,B, так и по- рядок смены магнитных состояний сплава при изменении концен- трации компонентов могут существенно отличаться от таковых для случая n  1 (ср. правые и левые части рис. 6). Концентрационная зависимость равновесных значений парамет- ра магнитного порядкаm, отражающая смену магнитных состоя- ний изовалентного сплава с n  0,4, представлена на рис. 4, а в виде символьных обозначений возле точек одного из графиков. Как от- мечалось выше, добавление малой доли примесных атомов B вызы- вает уменьшение абсолютных значений m, что приводит при даль- нейшем уменьшении величины A 0P к переходу системы из слабо- ферромагнитного состояния (s-FM) при A 0 1P  в состояние спиново- го стекла (SG). В области значений A 0 0,3P (см. рис. 3, а и рис. 4, а) в сплаве устанавливается ферромагнитное упорядочение со срав- нимыми значениями магнитных моментов на атомах разного сорта и A B     . При концентрации A 0 0P  система опять становится од- нокомпонентной и её можно снова описывать, используя МФД на рис. 1, а, отмечая переход в состояние s-FM. Равенство n  const при любых изменениях A 0P перестаёт быть верным в случае A BZ Z . Так, для сплавов с A B1, 0Z Z  из (8) получаем зависимость A 0n P , которой соответствует «траектория» перемещения по МФД (рис. 1) с изменением A 0P , представленная на рис. 2 штриховой линией. Соответствующие этой «траектории» концентрационные зависимости тех же величин, что и на рис. 4, представлены на рис. 5. Видно, что для сплава (  2U ), в котором с увеличением концентрации A 0P величина n растёт от 0 до 1, имеет место обусловленная изменением n асимметрия концентрационных КОНЦЕНТРАЦИОННАЯ ЗАВИСИМОСТЬ МАГНИТНЫХ СВОЙСТВ СПЛАВОВ 1421 зависимостей относительно точки A 0 0,5P  . Для таких сплавов наблюдается зависимость магнитных моментов, локализованных на атомах разного сорта, начинающаяся с нуля в парамагнитной области и выходящая на насыщение при n  1 в антиферромагнит- ной области (проходя на промежуточных этапах через области FM и s-FM). Эта зависимость схожа с аналогичной зависимостью магнит- ного момента от n для чистого металла [10]. Однако в сплаве наблю- даются различные по знаку отклонения концентрационных зави- симостей nA и nB (рис. 5, б) от линейной, что находит отражение в существенном различии самих значений магнитных моментов на атомах разного сорта, а также в возможности иной концентрацион- ной зависимости параметров магнитного упорядочения. Заметим, что значениях n  1 для рассматриваемого типа сплавов с A 0 1n P  , естественно, являются недостижимыми. Однако для сплавов с «зеркальной траекторией», для которых A B1, 2Z Z  и A 02n P  , вышеуказанная область 2  n  1 оказывается доступ- ной. При этом нарушение электронно-дырочной симметрии может приводить к определённым различиям в концентрационных зави- симостях магнитных моментов для взаимно «зеркальных» сплавов, а также к изменению последовательности магнитных фазовых со- стояний при изменении концентрации примеси (ср. с рис. 6). Случай сплава с A B2, 0Z Z  (рис. 6) отличается от предыду- щих тем, что при A 02n P он охватывает с изменением A 0P весь диа- пазон допустимых значений n (от 0 до 2; пунктирная линия на рис. 2), т.е. области как с n  1, так и n  1. При этом части концентраци- онных зависимостей величин A,B  , nA,B и m (в виде условных обо- значений), расположенные до и после точки A 0 0,5P  , в которой  1n , в общих чертах передают характер вышеописанных зависи- а б Рис. 5. То же, что на рис. 4, но для сплавов с  A B1, 0Z Z и A 0n P . Fig. 5. Ditto as in Fig. 4, but for alloys with  A B1, 0Z Z and A 0n P . 1422 Е. Г. ЛЕНЬ, В. В. ЛИЗУНОВ, Т. С. ЛЕНЬ и др. мостей, представленных на рис. 5, и их «зеркальных» аналогов, как и, в целом, влияние смены типа свободного носителя заряда на магнитные характеристики сплавов. Наиболее существенные отличия между левыми и правыми ча- стями концентрационных зависимостей на рис. 6 обусловлены нарушением электронно-дырочной симметрии при смене типа сво- бодного носителя заряда. С уменьшением концентрации электронов n от 2 до 1 концентрация дырок (d) растёт от 0 до 1. При этом, как следует из рис. 6, б, для всех значений A 0P (и n) сохраняется нера- венство nB  nA (обусловленное знаком W), что приводит при  1n к неравенству dB  dA и, соответственно, к изменению преобладающей величины магнитного момента с A B     (при  1n ) на A B     (при  1n ). Чем больше отличаются значения nB и nA (рис. 6, б), тем больше отличия в значениях A  и B  (рис. 6, а). Отсутствие электронно-дырочной симметрии также приводит к нарушению порядка следования магнитных фаз для симметричных точек по концентрации, лежащих выше и ниже точки A 0 0,5P  : слева наблюдается состояние SG, а справа – s-FM. При этом кон- центрационные зависимости магнитных моментов в рассматривае- мых сплавах оказываются менее чувствительными к нарушению электронно-дырочной симметрии и, в отличие от других типов сплавов, являются в значительной степени симметричными отно- сительно значения A 0 0,5P  . 4. ВЫВОДЫ В рамках однозонной модели Хаббарда, обобщённой на случай би- нарных сплавов замещения с сильными электронными корреляци- а б Рис. 6. То же, что на рис. 4, но для сплавов с  A B2, 0Z Z и A 02n P . Fig. 6. Ditto as in Fig. 4, but for alloys with  A B2, 0Z Z and A 02n P . КОНЦЕНТРАЦИОННАЯ ЗАВИСИМОСТЬ МАГНИТНЫХ СВОЙСТВ СПЛАВОВ 1423 ями, показано, что отсутствие трансляционной инвариантности для ОЦК-кристалла с хаотическим расположением атомов разного сор- та в узлах кристаллической решётки при всех исследованных зна- чениях концентрации компонентов ( A 0 0P  ) нарушает электронно- дырочную симметрию, что находит отражение в асимметрии маг- нитных фазовых диаграмм сплавов и в пороговом характере анти- ферромагнитного упорядочения при половинном заполнении зоны (n  1). Раскрыт микроскопический механизм формирования особенно- стей на концентрационных зависимостях электронных свойств изовалентных ( A BZ Z , n  const) сплавов. Установлено, что раз- личный преимущественный порядок заполнения хаббардовских подзон для элементов A и B, определяемый знаком потенциала примесного рассеяния W, обуславливает несимметричность отно- сительно точки A 0 0,5P  концентрационных зависимостей маг- нитных характеристик изовалентных сплавов. Показано, что несимметричность концентрационных зависимо- стей для сплавов с A B1, 0Z Z  обусловлена связью A 0n P . Для таких сплавов наблюдаются концентрационные зависимости маг- нитных моментов, локализованных на атомах разного сорта, схо- жие с зависимостью от n аналогичной величины для чистого метал- ла. При этом в сплаве наблюдаются различные по знаку отклонения концентрационных зависимостей nA и nB от линейной, что находит отражение не только в существенном различии самих значений магнитных моментов на атомах разного сорта, но и в возможности иной концентрационной зависимости параметров магнитного упо- рядочения по сравнению с однокомпонентным кристаллом. Аналогичные закономерности установлены для частей концен- трационных зависимостей величин A,B  и nA,B, расположенных до и после точки A 0 0,5P  (n  1), в сплавах с A B2, 0Z Z  . Для этих сплавов на изменение A 0P и связанное с этим изменение A 02n P , охватывающее весь диапазон допустимых значений (от 0 до 2), накладывается нарушение электронно-дырочной симметрии, кото- рые совместно приводят к появлению асимметричности относи- тельно точки A 0 0,5P  соответствующих концентрационных зави- симостей. При этом для магнитных моментов в данном типе спла- вов указанная особенность проявляется в меньшей степени, чем в других типах сплавов, и соответствующая концентрационная зави- симость, в отличие от аналогичных зависимостей для nA,B и пара- метров магнитного порядка, оказывается в значительной степени симметричной. ЦИТИРОВАННАЯ ЛИТЕРАТУРА–REFERENCES 1. E. Dagotto, Science, 309: 257 (2005). 1424 Е. Г. ЛЕНЬ, В. В. ЛИЗУНОВ, Т. С. ЛЕНЬ и др. 2. M. Imada, A. Fujimori, and Yo. Tokura, Rev. Mod. Phys., 70: 1039 (1998). 3. Q. Si and F. Steglich, Science, 329, No. 5996: 1161 (2010). 4. D. N. Basov, R. D. Averitt, D. van der Marel, M. Dressel, and K. Haule, Rev. Mod. Phys., 83: 471 (2011). 5. S. Gupta and K.G. Suresh, Journal of Alloys and Compounds, 618: 562 (2015). 6. D. Vollhardt, Annalen der Physik, 524, Iss. 1: 1 (2012). 7. M. H. Hettler, A. N. Tahvildar-Zadeh, and M. Jarrell, Phys. Rev. B, 58: R7475 (1998). 8. Yu. A. Izyumov and E. Z. Kurmaev, Physics-Uspekhi, 51: 23 (2008). 9. Yu. A. Izyumov, Physics-Uspekhi, 38: 385 (1995). 10. A. N. Andriotis, E. N. Economou, L. Qiming, and C. M. Soukoulis, Phys. Rev., 47: 9208 (1993). 11. S. P. Repetsky and T. D. Shatnii, Theoretical and Mathematical Physics, 131, Iss. 3: 832 (2002). 12. H. Fukuyama, Phys. Rev. B, 5, No. 8: 2872 (1972). 13. G. F. Abito and J. W. Schweitzer, Phys. Rev. B, 11: 37 (1975). 14. Yu. B. Kudasov, Physics-Uspekhi, 46: 117 (2003). 15. A. V. Ruban, S. Shallcross, S. I. Simak, and H. L. Skriver, Phys. Rev. B, 70: 125115 (2004). 16. I. Turek, J. Kudrnovsky, and V. Drchal, Phys. Rev. B, 86: 014405 (2012). 17. J. Kudrnovsky, V. Drchal, and I. Turek, Phys. Rev. B, 91: 014435 (2015). 18. E. Kolley and W. Kolley, phys. stat. sol. (b), 81: 735 (1977). 19. V. Christoph and K. Elk, phys. stat. sol. (b), 81: K125 (1977). 20. S.G. Ovchinnikov, JETP, 48, No. 3: 506 (1978). 21. R. O. Zaitsev, E. V. Kuz’min, and S. G. Ovchinnikov, Sov. Physics Uspekhi, 29: 322 (1986). 22. R. O. Zaitsev, Fiz. Tverd. Tela, 27, No. 2: 305 (1985). 23. K. Byczuk, M. Ulmke, and D. Vollhardt, Phys. Rev. Lett., 90: 196403 (2003). 24. K. Byczuk, W. Hofstetter, and D. Vollhardt, Phys. Rev. B, 69: 045112 (2004). 25. D. Semmler, K. Byczuk, and W. Hofstetter, Phys. Rev. B, 81: 115111 (2010). 26. P. Lombardo, R. Hayn, and G. I. Japaridze, Phys. Rev. B, 74: 085116 (2006). 27. A. S. Belozerov, A. I. Poteryaev, S. L. Skornyakov, and V. I. Anisimov, J. of Physics: Condens. Matter, 27, No. 46: 465601 (2015). 28. M. A. Timirgazin, A. K. Arzhnikov, and V. Yu. Irkhin, JETP Letters, 96: 171 (2012). 29. V. V. Lizunov, E. G. Len, I. M. Melnyk, M. V. Ushakov, T. S. Len, and V. A. Tatarenko, Metallofiz. Noveishie Tekhnol., 36: 575 (2014) (in Russian). 30. E. N. Economou, C. T. White, and R. R. DeMarco, Phys. Rev. B, 18, No. 8: 3946 (1978). 31. S. P. Repetsky, V. B. Molodkin, I. G. Vyshivanaya, E. G. Len, I. N. Melnyk, O. I. Musienko, and B. V. Stashchuk, Uspehi Fiziki Metallov, 10, No. 3: 283 (2009) (in Russian). 32. J. Hubbard, Proc. Roy. Soc., 281, No. 1386: 401 (1964). 33. M. I. Katsnelson and V. Yu. Irkhin, J. Phys. C: Solid State Phys., 17: 4291 (1984). 34. R. Peters and Th. Pruschke, Physica B, 404: 3249 (2009). << /ASCII85EncodePages false /AllowTransparency false /AutoPositionEPSFiles true /AutoRotatePages /None /Binding /Left /CalGrayProfile (Dot Gain 20%) /CalRGBProfile (sRGB IEC61966-2.1) /CalCMYKProfile (U.S. Web Coated \050SWOP\051 v2) /sRGBProfile (sRGB IEC61966-2.1) /CannotEmbedFontPolicy /Error /CompatibilityLevel 1.4 /CompressObjects /Tags /CompressPages true /ConvertImagesToIndexed true /PassThroughJPEGImages true /CreateJobTicket false /DefaultRenderingIntent /Default /DetectBlends true /DetectCurves 0.0000 /ColorConversionStrategy /CMYK /DoThumbnails false /EmbedAllFonts true /EmbedOpenType false /ParseICCProfilesInComments true /EmbedJobOptions true /DSCReportingLevel 0 /EmitDSCWarnings false /EndPage -1 /ImageMemory 1048576 /LockDistillerParams false /MaxSubsetPct 100 /Optimize true /OPM 1 /ParseDSCComments true /ParseDSCCommentsForDocInfo true /PreserveCopyPage true /PreserveDICMYKValues true /PreserveEPSInfo true /PreserveFlatness true /PreserveHalftoneInfo false /PreserveOPIComments true /PreserveOverprintSettings true /StartPage 1 /SubsetFonts true /TransferFunctionInfo /Apply /UCRandBGInfo /Preserve /UsePrologue false /ColorSettingsFile () /AlwaysEmbed [ true ] /NeverEmbed [ true ] /AntiAliasColorImages false /CropColorImages true /ColorImageMinResolution 300 /ColorImageMinResolutionPolicy /OK /DownsampleColorImages true /ColorImageDownsampleType /Bicubic /ColorImageResolution 300 /ColorImageDepth -1 /ColorImageMinDownsampleDepth 1 /ColorImageDownsampleThreshold 1.50000 /EncodeColorImages true /ColorImageFilter /DCTEncode /AutoFilterColorImages true /ColorImageAutoFilterStrategy /JPEG /ColorACSImageDict << /QFactor 0.15 /HSamples [1 1 1 1] /VSamples [1 1 1 1] >> /ColorImageDict << /QFactor 0.15 /HSamples [1 1 1 1] /VSamples [1 1 1 1] >> /JPEG2000ColorACSImageDict << /TileWidth 256 /TileHeight 256 /Quality 30 >> /JPEG2000ColorImageDict << /TileWidth 256 /TileHeight 256 /Quality 30 >> /AntiAliasGrayImages false /CropGrayImages true /GrayImageMinResolution 300 /GrayImageMinResolutionPolicy /OK /DownsampleGrayImages true /GrayImageDownsampleType /Bicubic /GrayImageResolution 300 /GrayImageDepth -1 /GrayImageMinDownsampleDepth 2 /GrayImageDownsampleThreshold 1.50000 /EncodeGrayImages true /GrayImageFilter /DCTEncode /AutoFilterGrayImages true /GrayImageAutoFilterStrategy /JPEG /GrayACSImageDict << /QFactor 0.15 /HSamples [1 1 1 1] /VSamples [1 1 1 1] >> /GrayImageDict << /QFactor 0.15 /HSamples [1 1 1 1] /VSamples [1 1 1 1] >> /JPEG2000GrayACSImageDict << /TileWidth 256 /TileHeight 256 /Quality 30 >> /JPEG2000GrayImageDict << /TileWidth 256 /TileHeight 256 /Quality 30 >> /AntiAliasMonoImages false /CropMonoImages true /MonoImageMinResolution 1200 /MonoImageMinResolutionPolicy /OK /DownsampleMonoImages true /MonoImageDownsampleType /Bicubic /MonoImageResolution 1200 /MonoImageDepth -1 /MonoImageDownsampleThreshold 1.50000 /EncodeMonoImages true /MonoImageFilter /CCITTFaxEncode /MonoImageDict << /K -1 >> /AllowPSXObjects false /CheckCompliance [ /None ] /PDFX1aCheck false /PDFX3Check false /PDFXCompliantPDFOnly false /PDFXNoTrimBoxError true /PDFXTrimBoxToMediaBoxOffset [ 0.00000 0.00000 0.00000 0.00000 ] /PDFXSetBleedBoxToMediaBox true /PDFXBleedBoxToTrimBoxOffset [ 0.00000 0.00000 0.00000 0.00000 ] /PDFXOutputIntentProfile () /PDFXOutputConditionIdentifier () /PDFXOutputCondition () /PDFXRegistryName () /PDFXTrapped /False /CreateJDFFile false /Description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> /CHS <FEFF4f7f75288fd94e9b8bbe5b9a521b5efa7684002000410064006f006200650020005000440046002065876863900275284e8e9ad88d2891cf76845370524d53705237300260a853ef4ee54f7f75280020004100630072006f0062006100740020548c002000410064006f00620065002000520065006100640065007200200035002e003000204ee553ca66f49ad87248672c676562535f00521b5efa768400200050004400460020658768633002> /CHT <FEFF4f7f752890194e9b8a2d7f6e5efa7acb7684002000410064006f006200650020005000440046002065874ef69069752865bc9ad854c18cea76845370524d5370523786557406300260a853ef4ee54f7f75280020004100630072006f0062006100740020548c002000410064006f00620065002000520065006100640065007200200035002e003000204ee553ca66f49ad87248672c4f86958b555f5df25efa7acb76840020005000440046002065874ef63002> /CZE <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> /DAN <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> /DEU <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> /ESP <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> /ETI <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> /FRA <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> /GRE <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a stvaranje Adobe PDF dokumenata najpogodnijih za visokokvalitetni ispis prije tiskanja koristite ove postavke. Stvoreni PDF dokumenti mogu se otvoriti Acrobat i Adobe Reader 5.0 i kasnijim verzijama.) /HUN <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> /ITA <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> /JPN <FEFF9ad854c18cea306a30d730ea30d730ec30b951fa529b7528002000410064006f0062006500200050004400460020658766f8306e4f5c6210306b4f7f75283057307e305930023053306e8a2d5b9a30674f5c62103055308c305f0020005000440046002030d530a130a430eb306f3001004100630072006f0062006100740020304a30883073002000410064006f00620065002000520065006100640065007200200035002e003000204ee5964d3067958b304f30533068304c3067304d307e305930023053306e8a2d5b9a306b306f30d530a930f330c8306e57cb30818fbc307f304c5fc59808306730593002> /KOR <FEFFc7740020c124c815c7440020c0acc6a9d558c5ec0020ace0d488c9c80020c2dcd5d80020c778c1c4c5d00020ac00c7a50020c801d569d55c002000410064006f0062006500200050004400460020bb38c11cb97c0020c791c131d569b2c8b2e4002e0020c774b807ac8c0020c791c131b41c00200050004400460020bb38c11cb2940020004100630072006f0062006100740020bc0f002000410064006f00620065002000520065006100640065007200200035002e00300020c774c0c1c5d0c11c0020c5f40020c2180020c788c2b5b2c8b2e4002e> /LTH <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> /LVI <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> /NLD (Gebruik deze instellingen om Adobe PDF-documenten te maken die zijn geoptimaliseerd voor prepress-afdrukken van hoge kwaliteit. De gemaakte PDF-documenten kunnen worden geopend met Acrobat en Adobe Reader 5.0 en hoger.) /NOR <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> /POL <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> /PTB <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> /RUM <FEFF005500740069006c0069007a00610163006900200061006300650073007400650020007300650074010300720069002000700065006e007400720075002000610020006300720065006100200064006f00630075006d0065006e00740065002000410064006f006200650020005000440046002000610064006500630076006100740065002000700065006e0074007200750020007400690070010300720069007200650061002000700072006500700072006500730073002000640065002000630061006c006900740061007400650020007300750070006500720069006f006100720103002e002000200044006f00630075006d0065006e00740065006c00650020005000440046002000630072006500610074006500200070006f00740020006600690020006400650073006300680069007300650020006300750020004100630072006f006200610074002c002000410064006f00620065002000520065006100640065007200200035002e00300020015f00690020007600650072007300690075006e0069006c006500200075006c0074006500720069006f006100720065002e> /RUS <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> /SKY <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> /SLV <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> /SUO <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> /SVE <FEFF0041006e007600e4006e00640020006400650020006800e4007200200069006e0073007400e4006c006c006e0069006e006700610072006e00610020006f006d002000640075002000760069006c006c00200073006b006100700061002000410064006f006200650020005000440046002d0064006f006b0075006d0065006e007400200073006f006d002000e400720020006c00e4006d0070006c0069006700610020006600f60072002000700072006500700072006500730073002d007500740073006b00720069006600740020006d006500640020006800f600670020006b00760061006c0069007400650074002e002000200053006b006100700061006400650020005000440046002d0064006f006b0075006d0065006e00740020006b0061006e002000f600700070006e00610073002000690020004100630072006f0062006100740020006f00630068002000410064006f00620065002000520065006100640065007200200035002e00300020006f00630068002000730065006e006100720065002e> /TUR <FEFF005900fc006b00730065006b0020006b0061006c006900740065006c0069002000f6006e002000790061007a006401310072006d00610020006200610073006b013100730131006e006100200065006e0020006900790069002000750079006100620069006c006500630065006b002000410064006f006200650020005000440046002000620065006c00670065006c0065007200690020006f006c0075015f007400750072006d0061006b0020006900e70069006e00200062007500200061007900610072006c0061007201310020006b0075006c006c0061006e0131006e002e00200020004f006c0075015f0074007500720075006c0061006e0020005000440046002000620065006c00670065006c0065007200690020004100630072006f006200610074002000760065002000410064006f00620065002000520065006100640065007200200035002e003000200076006500200073006f006e0072006100730131006e00640061006b00690020007300fc007200fc006d006c00650072006c00650020006100e70131006c006100620069006c00690072002e> /UKR <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> /ENU (Use these settings to create Adobe PDF documents best suited for high-quality prepress printing. Created PDF documents can be opened with Acrobat and Adobe Reader 5.0 and later.) >> /Namespace [ (Adobe) (Common) (1.0) ] /OtherNamespaces [ << /AsReaderSpreads false /CropImagesToFrames true /ErrorControl /WarnAndContinue /FlattenerIgnoreSpreadOverrides false /IncludeGuidesGrids false /IncludeNonPrinting false /IncludeSlug false /Namespace [ (Adobe) (InDesign) (4.0) ] /OmitPlacedBitmaps false /OmitPlacedEPS false /OmitPlacedPDF false /SimulateOverprint /Legacy >> << /AddBleedMarks false /AddColorBars false /AddCropMarks false /AddPageInfo false /AddRegMarks false /ConvertColors /ConvertToCMYK /DestinationProfileName () /DestinationProfileSelector /DocumentCMYK /Downsample16BitImages true /FlattenerPreset << /PresetSelector /MediumResolution >> /FormElements false /GenerateStructure false /IncludeBookmarks false /IncludeHyperlinks false /IncludeInteractive false /IncludeLayers false /IncludeProfiles false /MultimediaHandling /UseObjectSettings /Namespace [ (Adobe) (CreativeSuite) (2.0) ] /PDFXOutputIntentProfileSelector /DocumentCMYK /PreserveEditing true /UntaggedCMYKHandling /LeaveUntagged /UntaggedRGBHandling /UseDocumentProfile /UseDocumentBleed false >> ] >> setdistillerparams << /HWResolution [2400 2400] /PageSize [612.000 792.000] >> setpagedevice

Ähnliche Einträge