Электронный транспорт в киральном гелимагнетике

• Автор: Проскурин, Игорь Витальевич
• Шифр специальности: 01.04.07
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 2011
• Место защиты: Екатеринбург
• Количество страниц: 187 с. : ил.

ОГЛАВЛЕНИЕ

ВВЕДЕНИЕ

ГЛАВА 1. ЛИТЕРАТУРНЫЙ ОБЗОР

1.1. Классификация спиральных структур

1.2. Основные экспериментальные данные по обнаружению киральных гелимагнетиков

1.2.1. Солитонная решётка в метаборате меди СиВ

1.2.2. Киральный гелимагнетизм в Сг^зКЬЭг

1.2.3. Киральные органические магнетики

1.3. Обзор актуальных проблем теории электронного транспорта в неоднородной магнитной текстуре
1.3.1. Теория бездиссипативного спинового тока в киральном гелимаг-нетике
1.3.2. Теоретические результаты по сопротивлению неоднородной магнитной текстуры
1.3.3. Эффекты неадиабатичности и спиновой аккумуляции в проблеме сопротивления доменной стенки
1.3.4. Спиновый вращательный момент в динамике магнитной текстуры.
ГЛАВА 2. ДИНАМИКА СОЛИТОННОЙ РЕШЁТКИ ПОД ДЕЙСТВИЕМ ЭЛЕКТРИЧЕСКОГО ТОКА
2.1. Основное состояние
2.2. Возбуждения над солитонной рёшеткой
2.3. Система уравнений движения для солитонной решётки
2.3.1. Лагранжев формализм
2.3.2. Коэффициенты К2о, Кш, Мо, Мг

2.3.3. Коэффициенты Ею, Е2о, Е30о, Дуя, ТЧо.я
Основные результаты второй главы
ГЛАВА 3. СПИНОВЫЙ ВРАЩАТЕЛЬНЫЙ МОМЕНТ В КИРАЛЬНОМ ГЕЛИМАГНЕТИКЕ
3.1. Феноменологическая теория спинового вращательного момента в неоднородной магнитной текстуре
3.2. Микроскопическая теория спинового вращательного момента в ки-ральном гелимагнетике
3.2.1. Спектр электронов проводимости в солитонной решётке
3.2.2. Метод неравновесных функций Грина
3.2.3. Метод уравнений движения для неравновесной функции Грина
3.2.4. Метод Лангрета
3.2.5. Уравнение движения для неравновесной функции Грина
3.3. Вычисление неравновесных спиновых аккумуляций
3.3.1. Приближение времени релаксации
3.3.2. Спиновый вращательный момент
3.3.3. Стонеровская намагниченность
3.3.4. Перенормировка эс1-взаимодействия
Основные результаты третьей главы
ГЛАВА 4. ИНДУЦИРОВАННОЕ ЭЛЕКТРИЧЕСКИМ ТОКОМ ДВИЖЕНИЕ СОЛИТОННОЙ РЕШЁТКИ
4.1. Система уравнений движения
4.2. Трансляционная проводимость солитонной решётки
Основные результаты четвёртой главы
ГЛАВА 5. СОПРОТИВЛЕНИЕ КИРАЛЬНОГО ГЕЛИМАГНЕТИКА
5.1. Электрическое сопротивление
5.1.1. Система уравнений отклика

5.2. Сопротивление магнитной текстуры на постоянном токе
5.2.1. Эффективный гамильтониан
5.2.2. Операторы электрического тока
5.2.3. Временная корреляционная функция (^, ^)
5.2.4. Корреляционная функция («/,;
5.2.5. Корреляционная функция {7г-; Jj)ш+ie
5.2.6. Корреляционные функции для квазиодномерной пространственной структуры
5.2.7. Электрическое сопротивление в случае квазиодномерной пространственной структуры
5.3. Сопротивление блоховской доменной стенки
5.4. Сопротивление магнитной солитонной решётки
5.4.1. Киральная спираль и предел при к —>
5.4.2. Зависимость сопротивления солитонной решётки от концентрации носителей и магнитного поля
Основные результаты пятой главы
ЗАКЛЮЧЕНИЕ
Публикации по теме диссертации
ПРИЛОЖЕНИЕ А. Гидродинамика спин-поляризованного электрического тока
ПРИЛОЖЕНИЕ В. Общий формализм метода неравновесного статистического оператора
ПРИЛОЖЕНИЕ С. Корреляционные функции
ПРИЛОЖЕНИЕ И. Локальные калибровочные преобразования
Список использованных источников

имеют конечную массу (щель в спектре возбуждений) дал« в нулевом магнитном поле. Кроме того, 0-возбуждения оказываются ответственными за генерацию массы всей солитонной решётки М. Во-вторых, бесщелевые 93-возбуждения, представляющие собой голдстоуновскую моду, не играют роли в динамике солитонной решётки.
Согласно идее Воловика [38], отклонение спина от своего равновесного значения связано с появлением «сверхпроводящего магнонного тока». Полная плотность магнонов Jf = gp,BS{ 1 — cos 0) может быть представлена в виде суммы ро + ра, где «сверхтекучая» магнонная плотность ps = —gp,BS cos 0 определяется 0-возбуждениями. Используя уравнение неразрывности «сверхтекучую» компоненту магнонного тока можно связать с спиновым током
Jz(z) = ggBSZ2 Maua(z). (1.30)

Укажем тот факт, что поскольку 0-возбуждения обладают щелью в спектре, для возбужения спинового тока требуется преодолеть определённый энергетический барьер.
Отметим, что теория транспортного спинового тока, изложенная в работе [4], применима к диэлектрикам и полупроводникам, где состояние типа солитонной решётки формируется в подсистеме локальных моментов. Вопрос, касающийся описания спинового тока в металлических соединениях, таких как MnSi или FeGe, остаётся открытым' [39]—-[47].
1.3.2. Теоретические результаты по сопротивлению неоднородной магнитной текстуры. Магнитные неоднородности в металлах могут оказывать существенное влияние на транспортные свойства, такие, например, как электрическое сопротивление. Так в экспериментах на ферромагнитных проволоках было показано, что наличие доменных границ может служить источником дополнительного сопротивления [48]. Прикладывая магнитное поле и намагничивая образец до состояния насыщения, можно устранить домен-