спиновой плотности волны

СПИНОВОЙ ПЛОТНОСТИ ВОЛНЫ - термодинамически равновесное состояние вещества, характеризующееся пространственно неоднородным периодич. распределением плотности магн. момента М(r). При этом усреднённый макроскопич. магн. момент системы равен нулю и С. п. в. можно рассматривать как одно из проявлений антиферромагнетизма .Пространственное распределение М(r)описывается соотношением:

где Q - волновой вектор С. п. в.

Чаще всего под С. п. в. понимают антиферромагнетизм системы взаимодействующих коллективизиров. электронов (см. Зонный магнетизм ).Парамагн. осн. состояние однородного электронного газа может оказаться неустойчивым относительно образования С. п. в. Неустойчивость зависит от характера взаимодействия между электронами. Особенности зонной структуры могут стабилизировать С. п. в., т. е. привести к антиферромагн. осн. состоянию электронной системы.

Критерий неустойчивости парамагн. состояния зонного магнетика (см. Стонера критерий ферромагнетизма)определяется не только величиной потенциала межэлектронного взаимодействия, но и зависимостью магн. восприимчивостиот электронного волнового вектора q. Напр., если в силу к--л. особенности топологии фермаповерхности обладает резко выраженным максимумом при нек-ром значении, то фазовый переход при из парамагн. состояния в состояние с С. п. в. может иметь место даже при слабом взаимодействии между электронами. Наличие конгруэнтных (совпадающих при трансляции на волновой вектор Q)электронных и дырочных участков на поверхности Ферми (н е с т и н г) в веществах с металлич. проводимостью приводит к возможности триплетного электрон-дырочного спаривания с возникновением С. п. в.

наиб. подходящей моделью для микроскопич. описания фазового перехода в состояние с С. п. в. является модель экситонного диэлектрика. В системах с С. п. в. появляются щель в электронном энергетич. спектре и особенности плотности состояний на краях этой щели. С этим связаны особенности оптич., кинетич., магн., упругих и др. свойств С. п. в. От краёв щели «отщепляются» спин-поляризов. состояния, отсутствующие в парамагн. фазе и приводящие к резонансным аномалиям кинетич. свойств. Необычно и поведение дефектов: в окрестности дефекта происходит дополнит. перераспределение спиновой плотности, т. в. формируется ближний антиферромагн. порядок, сохраняющий-

ся иногда выше точки Нееля T_N (локализованная С. п. в.). На фоне осн. состояния ниже точки Нееля Т < Т_N в электронном газе формируются своеобразные коллективные возбуждения спиновой плотности (а м п л и т у д о н ы, ф а з о н ы, С. п. в. - м а г н о н ы). Теория предсказывает также существование слабо затухающих коллективных возбуждений выше Т_N. С. п. в. образуется в результате фазового перехода (обычно 2-го рода, хотя возможны фазовые превращения 1-го рода) при темп-ре ниже точки Нееля (рис.).

Фазовая диаграмма экситонного диэлектрика для фазового перехода в состояние волны спиновой плотности (2-го рода): П - парамагнитная фаза; С - антиферромагнитная соизмеримая фаза; Н - антиферромагнитная несоизмеримая фаза; , соответствует Т = 0 К, , Т_N - темп-pa перехода в состояние волны спиновой плотности при

Пространственный период волны может выражаться через целое число постоянных кристаллич. решётки (соизмеримая фаза), но возможно появление и несоизмеримых сверхструктур, т. е. С. п. в., период к-рых не кратен периоду кристаллич. решётки.

В переходных металлах и их сплавах реализуется ситуация, когда Q = G/2, где G - вектор обратной решётки, что соответствует соизмеримой фазе. В более общем случае , где и зависит от Т, что соответствует несоизмеримой фазе.

Среди чистых металлов, в к-рых наблюдаются С. п. в., наиб. исследован Сr, поверхность Ферми к-рого обладает двумя конгруэнтными участками: дырочным октаэдром, центрированным в точке Н Бриллюэна зоны, и электронным квазиоктаэдром, центрированным в точке Г. Октаэдрич. грани перпендикулярны к направлению [111], и электронный октаэдр меньше дырочного. Значит. часть этих двух листов поверхности Ферми может быть совмещена трансляцией на волновой вектор , где при Т = 0 K. При этом суммарные объёмы электронного и дырочного октаэдров примерно равны, и в фазе С. п. в. эти октаэдры исчезают, перекрытые щелью.

Измерения нейтронной дифракции на монокристаллах Сr показали, что магн. упорядочение в нём существенно отличается от обычного антиферромагнетизма (см. Магнитная нейтронография ),причём имеет слабую температурную зависимость (при Т ~ T_N величина ). Выше T_N ср. магн. момент на 1 атом Сr порядка (в ферромагн. фазе он составляет ). Темп-pa Нееля чистого К; при Т < 120 К поперечная модуляция периодической магн. структуры сменяется на продольную - происходит т. н. с п и н - ф л и п переход.

Теория зонного антиферромагнетизма и С. п. в. позволила интерпретировать магн. свойства сплавов Сг. Концентрац. фазовые диаграммы этих сплавов, переход из несоизмеримой структуры в соизмеримую, изменение магн. структуры и свойств под давлением и др. особенности также хорошо описываются моделью экситонного диэлектрика. При этом в сплавах Сг с немагнитными переходными металлами изменение состава сплава влияет на T_N и параметры структуры С. п. в. Напр., для сплавов с Мо и W влияние примесного рассеяния электронов - единств, причина изменения T_N и параметров структуры. Для сплавов с металламидонорами (Mn, Re, Os, Rh и др.) с ростом их концентрации происходит выравнивание объёмов электронного и дырочного октаэдров, и при нек-рой концентрации примеси происходит переход из модулированной в чисто удвоенную антиферромагн. структуру. Для металлов-акцепторов (V, Ni) с ростом их концентрации растёт. Зависимость T_N от концентрации примеси для доноров немонотонная, для акцепторов - падающая.

Выявлены и др. металлич. системы, в к-рых имеет место переход из парамагн. состояния в состояние с С. п. в. К ним относятся редкоземельные металлы и их сплавы с переходными металлами, обладающие геликоидальной антиферромагн. структурой. В этих веществах поверхность Ферми имеет конгруэнтные «ленточные» участки . Примерами таких систем служат Еu и сплавы Y и Se с тяжёлыми редкоземельными металлами (Tb, Gd, Dy, Но). В сплавах Y и Sc с Ег и Тm реализуется синусоидальная антиферромагн. структура, т. е. С. п. в., происхождение к-рой также связано с особенностью поверхности Ферми.

Сплавы и соединения переходных металлов также испытывают переход из парамагн. состояния в состояние С. п. в. К таким системам относятся упорядоченные сплавы FeRh, Pt₃Fe, MnNi, геликоидальные магнетики FeGe₂, MnS₂, соединение СrВ₂, сложные халькогени-ды ванадия (V₃S₄, V₅S₈), возможно, сульфид никеля NiS и интерметаллические соединения ИЗ группы фаз Лавеса TiBe₂ и . В т. н. ф а з а х Магнелли при также имеет место переход в фазу С. п. в., причём на фоне волны зарядовой плотности. В ряде актинидных соединений с тяжёлыми фермионами (URuSi₂, UCu₅, UCd₁₁, U₂Zn₇, U_1-xTh_xPt₃) С. п. в. формируется при низких темп-рах в фазе тяжёлой ферми-жидкости. Конкретное применение модели С. п. в. к перечисленным объектам требует учёта дополнит. эффектов - магнитострикции, спиновой поляризации остальных участков поверхности Ферми, наличия вблизи неё т. н. резонанса Абрикосова - Суда (см. Промежуточная валентность).

Особой группой веществ, в к-рых наблюдались состояния С. п. в., являются нек-рые квазиодномерные органические проводники ,напр. (TMTSF)₂X - тетраметил-тетраселенфульвален, где X - анионы (X = PF₆, AsF₆). Установлено также существование С. п. в. и с нек-рыми др. анионами. Переходу в антиферромагн. фазу отвечает С. п. в. с удвоенным (по сравнению с постоянной решётки) периодом в продольном направлении. Возможно, что магн. упорядочение в металлооксидах типа La-Sr-Сu-О и Y-Ва-Сu-О также представляет собой С. п. в., что связано с проблемой высокотемпературной сверхпроводимости (см. Оксидные высокотемпературные сверхпроводники).

В широком смысле понятие С. п. в. может быть обобщено на случай произвольных периодич. сверхструктур в антиферромагнетиках (геликоидальные, синусоидальные структуры). Феноменелогич. теория магн. сверхструктур основывается на теории фазовых переходов 2-го рода Ландау. В неметаллах формирование сверхструктур происходит под влиянием релятивистских взаимодействий спин - решётка и спин - спин, а также вследствие анизотропного обменного взаимодействия. Периоды сверхструктур в антиферромагн. металлах определяются взаимодействием электронов проводимости со спинами магн. ионов и мало отличаются от величин, обратных экстремальным диаметрам поверхности Ферми.

Лит.: Д з я л о ш и н с к и й И. Е., Теория геликоидальных структур в антиферромагнетиках, «ЖЭТФ», 1964, т. 46, с. 1420; т. 47, с. 337, 992; Куликов Н. И., Тугушев В. В., Волны спиновой плотности и зонный антиферромагнетизм в металлах, «УФН», 1984, т. 144, в. 4, с. 643: Г о р ь к о в Л. П., Физические явления в новых органических проводниках, там же, в. 3, с. 381; М о р и я Т., Спиновые флуктуации в магнетиках с коллективизированными электронами, пер. с англ., М., 1988. В. В. Тугушев, Е. П. Башкин.

   <<      Предметный указатель      >>