В докладе рассматривается топологический квантовый ферми-конденсатный фазовый переход (ФККФП), который формирует плоские зоны и позволяет объяснить поведение металлов с тяжелыми фермионами (ТФ). Рассматриваемое поведение не характерно для обычных металлов. Показано, что разные металлы с ТФ демонстрируют универсальное поведение, определяемое ФККФП. Свойства сильно коррелированных ферми-систем вблизи ФККФП определяются квазичастицами с эффективной массой M*, сильно зависящей от температуры T, магнитного поля B, давления P и т. д. Объяснен ряд экспериментальных данных и показано, что рассматриваемые ТФ металлы обладают особыми свойствами, такими как: 1) универсальная поведение термодинамических свойств при переменной T/B; 2) линейная зависимость удельного сопротивления от Т, возникновение отрицательного магнетосопротивления; 3) несимметричная зависимость туннельной дифференциальной проводимости (удельного сопротивления) при изменении знака приложенного напряжения; 4) в случае плоской зоны критическая температура сверхпроводимости Tc пропорциональна g, где g — константа связи, а M* становится конечной, причем Tc пропорциональна 1/М*; 5) показано, что так называемая Планковский предел, якобы проявляемый ТФ металлами, определяется наличием плоской полосы.
В отличие от обычных фазовых переходов первого рода кинетика аморфно-аморфных переходов изучена гораздо меньше. Ультразвуковые эксперименты по превращению аморфного льда низкой плотности в аморфный лед высокой плотности под действием давления или нагрева позволили получить зависимости модулей упругости от давления и температуры. В данной статье мы делаем попытку построить микроскопическую картину этих экспериментально изученных превращений методом молекулярной динамики с моделью потенциала TIP4P/Ice. Тщательно изучена зависимость результатов расчетов упругих констант от скорости деформации. Проанализировано влияние размера модели. МД моделирование дает новую информацию о механизмах формирования кластеров новой фазы при переходе между аморфными льдами низкой плотности и высокой плотности. Проанализирована применимость термина «нуклеация» к этим процессам.
Микроскопические механизмы, которые порождают стекольное состояние вещества, до сих пор остаются предметом обсуждения. В частности, дискуссионным остаётся вопрос: можно ли рассматривать стёкла как предельно вязкие жидкости, либо стекольная фаза является результатом подлинного термодинамического фазового перехода в твёрдое состояние [1]. В представленном докладе приведены аргументы в пользу второго утверждения и показано, что переход в стекольную фазу в полной мере можно описать как фазовый переход в системе топологических дефектов, т.е. как топологический фазовый переход. Этот подход не нов. Теоретическое описание стекольной фазы как замороженной системы топологически устойчивых дефектов активно развивалось в конце прошлого века (см., например, [2,3]). Тогда же было предположено, что переход в стекольное состояние является топологическим фазовым переходом [4]. В представленном докладе предложено развитие этого подхода. Показано, что в трёхмерной системе топологических дефектов может происходить фазовый переход, описание которого сводится к простой модели с эффективным гамильтонианом H=(\nabla A)^2+a(T-T*)(A^2/2-A^4/4!)+bA^6/6!+JA, где T* - температура Фогеля-Фулчера, A - эффективное (калибровочное) поле, описывающее взаимодействие между топологическими дефектами J, а наблюдаемые величины связаны с корреляционной функцией <JJ>~exp(<AA>). Такая система характеризуется наличием двух пространственных масштабов: радиуса взаимодействия, обратно пропорциональным массе поля A, и корреляционного радиуса топологических дефектов, который с приближением температуры к T* растёт значительно быстрее радиуса взаимодействия. Используя методы неравновесной (критической) динамики можно показать, что этот масштаб пропорционален времени релаксации, расходимость которого при T -> T*+ описывается уравнением Фогеля-Фулчера-Таммана, а температура стекольного перехода, Tg>T*, зависит от скорости охлаждения [5]. Но, пожалуй, наиболее важным результатом является то, что в статическом пределе данная модель демонстрирует большинство свойств, характерных для стекольного перехода: при T -> T*+ теплоёмкость системы быстро падает, а восприимчивость резко возрастает на конечную величину. При этом нелинейные восприимчивости третьего, c3, и пятого, c5, порядка при расходятся, причём c5~c3^2, что согласуется с недавно полученными экспериментальными данными [1]. Литература 1. S. Albert, Th. Bauer, M. Michl, G. Biroli, J.P. Bouchaud, A. Loidl, P. Lunkenheimer, R. Tourbot, C. Wiertel-Gasquet, and F. Ladieu, Science, 352, 1308 2016 2. D.R. Nelson, Phys. Rev. B, 28, 5515 1983 3. N. Rivier, Rev. Bras. Fis. 15 (4), 311 1985 4. И.Е. Дзялошинский, С.П. Обухов, ЖЭТФ 83 (2), 813 1982 5. M.G. Vasin, V.M. Vinokur, Physica A, 525 1161 2019
Будет дан краткий обзор наблюдаемых фазовых переходов в жидком 3Не и прослежена их связь с общей теорией фазовых переходов Ландау.
В последнее десятилетие в литературе обсуждалась возможность создания компактных источников циркулярно-поляризованного света. Такие источники могли бы быть весьма полезными для приложений в спектроскопии и сенсорике, однако традиционные методы получения циркулярно-поляризованного света (с помощью четвертьволновых пластин или в статическом магнитном поле) весьма далеки от компактности. Некоторые возможности здесь могут возникнуть в спинтронике, с помощью инжекции спин-поляризованных электронно-дырочных пар. Но развивался и альтернативный подход, с помощью хиральных фотонных структур. В докладе будут продемонстрированы широкие возможности для создания компактных источников циркулярно-поляризованного света на основе хиральных фотонно-кристаллических волноводов, микрорезонаторов и метаматериалов, приведены примеры реализованных структур, включая полупроводниковые лазеры с оптической и электрической накачкой.
В рамках Стандартной модели физики элементарных частиц (СМ) таких переходы могло быть два -- в эпоху появления конфайнманта (переход квантовой хромодинамики, КХД) и в эпоху появления масс элементарных частиц (электрослабый переход). Оба -- кроссоверы. Зато в (очень далёком) будущем нас ждёт переход с перестройкой электрослабого вакуума. Во многих обобщениях СМ прошлое Вселенной представляется куда интереснее. Например, фазовые переходы I рода интересны для механизмов образования барионной асимметрии Вселенной (бариогенезис), могут инициировать образование первичных чёрных дыр и реликтиовых гравитационных волн. А значит такие обобщения СМ потенциально можно проверить
Идеальным методом для исследования магнитных фазовых переходов в ферромагнетиках и гелимагнетиках является малоугловое рассеяние поляризованных нейтронов. В докладе будут описаны основы метода малоуглового рассеяния и приведены примеры исследований фазовых переходов магнитных систем. Показано, как метод МУРН экспериментально подтвердил гипотезу скейлинга критических флуктуаций при фазовом переходе 2-ого рода в ферромагнетиках. С помощью этого метода были построены фазовые диаграммы (магнитное поле — температура) кубических гелимагнетиков с взаимодействием Дзялошинского-Мория, исследованы критические явления при переходе из парамагнитного состояния в упорядоченную спираль, изучена магнитная структура гексагональной сверхрешетки спинов (скирмионной решетки). В заключение будет сделана попытка обобщения результатов экспериментов в рамках феноменологической модели Бака-Йенсена.
В Научно-технологическом центре уникального приборостроения РАН была организована лаборатория спектроскопии экстремального состояния вещества, основными направлениями деятельности которой являются разработка новых приборов и методов исследований вещества при высоких давлениях и температурах. Недавно в лаборатории была создана установка для лазерного нагрева веществ, находящихся в ячейках высокого давления. На основе этой установки был разработан впервые метод измерения распределения температуры и излучательной способности веществ, находящихся при высоких давлениях и температурах. Основным новшеством разработанного метода и установки является использование двойного акустооптического фильтра (tandem acousto-optical tunable filter), состоящего из двух сопряженных AO кристаллов, соединенных с видеокамерой высокого разрешения. Использование АО фильтра позволяет вычислить распределение температуры и излучательной способности поверхности нагретого тела получается путем подгонки экспериментальной спектральной зависимости интенсивности излучения в каждой точке нагретого объекта к распределению Планка с использованием метода наименьших квадратов. В докладе также будут представлены результаты экспериментов по изучению фазовых переходов в углеродных материалах с большой концентрацией азота и бора при высоких давлениях и высоких температурах.
В начале доклада мы обсудим загадочный фазовый переход в кристаллах URu2Si2, для которого на протяжении почти сорока лет не могут определить параметр порядка, несмотря на большое число весьма изощрённых моделей (см. обзоры [1]). Формально проблема состоит в том, что наблюдающиеся в точке перехода очень малые изменения физических свойств не могут объяснить большого скачка теплоёмкости (отсюда и название «скрытый порядок»). Логика нашего подхода весьма простая [2]: пусть при переходе вообще не происходит нарушения пространственной симметрии (поэтому его и не видят современные инструменты структурных исследований), а переход оказывается, тем не менее, второго рода, так как в нём нарушается только симметрия обращения времени. А именно, возникает нетривиальное вихревое магнитное упорядочение с такой же симметрией 4/mmm, как у высокотемпературной фазы. Мы показали, что высокая симметрия накладывает очень сильные ограничения на распределение намагниченности M(r) внутри атомов, делая его сильно неоднородным и неколлинеарным. Внутри каждого атома урана распределение намагниченности оказалось симметрийно эквивалентным двум тороидным вихрям с противоположно направленными тороидными моментами. Проведённые нами DFT вычисления с учётом спин-орбитального взаимодействия (пакет Quantum ESPRESSO) показали, что такие экзотические структуры энергетически выгодны по сравнению с немагнитными структурами. Наши результаты показывают, что скрытый порядок этого типа можно экспериментально обнаружить с помощью нейтронной дифракции, измеряя магнитный вклад в определённые кристаллические рефлексы. Другое интересное упорядочение может возникать в сверхпроводящих кристаллах рения, где недавно с помощью μSR была обнаружена спонтанная намагниченность [3,4], связанная с нарушением симметрии обращения времени. Однако метод μSR даёт информацию о намагниченности только в отдельных точках элементарной ячейки, где происходит остановка мюона. При появлении сверхпроводимости не нарушается пространственную симметрию рения (группа P63/mmc). Мы изучили симметрию и провели первопринципные расчёты возможных магнитных структур в рении с помощью пакета Quantum ESPRESSO, которые также будут представлены. [1] J. A. Mydosh et al. Rev. Mod. Phys. 83 1301 (2011); J. Phys.: Cond. Matter 32 143002 (2020). [2] V. E. Dmitrienko, V. A. Chizhikov, The hidden order in URu2Si2: Symmetry-induced antitoroidal vortiсes. Phys. Rev. B 98, 165118 (2018). [3] B.M. Huddart, et al., Intrinsic Nature of Spontaneous Magnetic Fields in Superconductors with Time-Reversal Symmetry Breaking, Phys. Rev. Lett. 127, 237002 (2021). [4] G. Csire, et al., Magnetically textured superconductivity in elemental rhenium. Phys. Rev. B. 106, L020501 (2022). Презентация (.pdf)
Мы опишем результаты экспериментов по низкотемпературному спиновому резонансу, которые обнаруживают спектр поглощения антиферромагнитной фазы в диапазоне 25-250 ГГц с неожиданно большим количеством резонансных частот. Магнитные кристаллы Cs2CoBr4 отличаются особым типом фрустрированной треугольной решетки, который допускает проявление как двумерных, так и одномерных свойств. Сильная анизотропия ионов кобальта в кристаллическом поле позволяет использовать модель на основе псевдоспинов S=1/2. Tеория, учитывающая короткомасштабные корреляции спинов в примитивной ячейке с четырьмя магнитными ионами, предсказывает для антиферромагнитной фазы сигналы магнонных мод спиновых колебаний и необычные слабые сигналы связанных двухмагнонных состояний и тем самым объясняет многомодовый характер спектра. Предложена спиновая структура этих возбуждений.
В спин-жидкостной фазе, предположительно соответствующей основному состоянию изолированных цепочек спинов S=1/2 с “анизотропным” обменом, в эксперименте наблюдаются сигналы магнитного резонанса от возбуждений спинонного типа со структурой в виде доменной стенки одномерной антиферромагнитной спиновой цепочки с сильной анизотропией.
Подробности:
[1] ArXiv 2307.16251
[2] ArXiv 2309.02266
В докладе затрагиваются вопросы, связанные с современным пониманием строения глубинных оболочек Земли, их химического и минерального состава. Что на самом деле (а не в безумном голливудском фильме) происходит с веществом в глубине Земли? Какие структурные трансформации происходят с известными нам химическими соединениями, формирующими Земную кору, в глубинах мантии? Есть ли согласие относительно строения и состава ядра Земли?
Описываются существующие источники получения этих данных, показываются их возможности и ограничения. Анализируется согласие теоретических расчетов и результатов высокобарических экспериментов. Рассматривается проблема корректности использования расчетных фазовых диаграмм «чистых» соединений для природных объектов, которые являются протяженными твердыми растворами.
Кубическая нецентросимметричная структура соединений В20 образует винтовую (гомокиральную) структуру с волновым вектором ks = D/J, обусловленную конкуренцией двух взаимодействий: ферромагнитного обменного взаимодействия J = A/S с жесткостью спиновых волн A и спином S и антисимметричного взаимодействия
Дзялошинского-Мория (ДМ) с константой D (модель Бака-Йенсена) [1]. Приложение магнитного поля H превращает спираль в коническую структуру, которая схлопывается в индуцированный полем ферромагнетик в точке HC2. Это поле определяется иерархией взаимодействия через gμBHC2 = Aks2. Эксперименты по малоугловому рассеянию нейтронов и СКВИД-измерения проводились на серии гелимагнетиков Дзялошинского-Мория Mn1-xFexSi и Fe1-xCoxSi. В экспериментах были получены значения волнового вектора спирали ks, критического поля HC2 и значения спина S. Прямое измерение жесткости спиновых волн А в MnSi подтвердило справедливость модели Бака-Йенсена на количественном уровне во всем температурном диапазоне от 0 до TC [2-4].
Скирмионная Решетка (СкР) реализуется под действием приложенного магнитного поля в пределах узкого полевого коридора [HA1, HA2] и только вблизи TC. Волновой вектор СкР практически равен вектору спирали ks, [5,6]. Предложена модель, описывающая границы устойчивости скирмионной решетки в нецентросимметричных ферромагнетиках с взаимодействием Дзялошинского-Мория в магнитном поле.
Сравнивается классические энергии взаимодействия с магнитным полем конической структуры и скирмионной решетки, которые определяются зеемановским членом и выигрышем магнитной системы от реализации модулированной спиновой структуры. Вычислен средний момент на атом внутри элементарной ячейки скирмионой решетки μSk = 0.4 μ(T). Скирмионная решетка является устойчивой структурой, энергетически более выгодной по сравнению с конической структурой вблизи HA = 0.4 HC2. Границы устойчивости скирмионной фазы определяются выигрышем в энергии за счет разницы размагничивающего фактора для конической фазы и скирмионной решетки, который проявляется в некотором диапазоне полей вблизи HA вблизи Tc.
Экспериментальные данные, полученные для серии соединений гелимагнетиков Дзялошинского-Мория Mn1-xFexSi и Fe1-xCoxSi подтверждают справедливость предложенной модели. Показано, что вся (H-T) фазовая диаграмма в гелимагнетиках с взаимодействием Дзялошинского-Мория построена на основе иерархии
взаимодействий, определяющих энергетический ландшафт магнитной системы: ферромагнитного обменного взаимодействия, антисимметричного взаимодействия Дзялошинского-Мория и дипольного взаимодействия, обуславливающего устойчивость скирмионной решетки.
[1] P. Bak, M.H. Jensen, J. Phys. C13 (1980) L881.
[2] S.V. Grigoriev, A. S. Sukhanov, E. V. Altynbaev, S.-A. Siegfried, A. Heinemann, P. Kizhe,
and S. V. Maleyev, Phys. Rev. B 92, (2015) 220415(R).
[3] S. V. Grigoriev, E. V. Altynbaev, S.-A. Siegfried, K. A. Pschenichnyi, D. Menzel, A.
Heinemann, and G. Chaboussant, Phys. Rev. B 97 (2018) 024409.
[4] S. V. Grigoriev, K. A. Pschenichnyi, E. V. Altynbaev, S.-A. Siegfried, A. Heinemann, D.
Honnecker, and D. Menzel, Phys. Rev. B 100 (2019) 094409.
[5] S. Muhlbauer, B. Binz, F. Jonietz, C. Pfleiderer, A. Rosch, A. Neubauer, R. Georgii, and P.
Boni, Science 323 (2009) 915.
[6] S. V. Grigoriev, N. M. Potapova, E. V. Moskvin, V. A. Dyadkin, Ch. Dewhurst, S. V.
Maleyev, JETP Letters 100 N. 3 pp. 238-243 (2014)
Среди многозонных материалов с тенденцией к электронному фазовому расслоению существует важное семейство систем с нестингом поверхности Ферми. Нестинг − очень популярная концепция в физике конденсированного состояния. Существование двух фрагментов поверхности Ферми, которые могут быть совмещены при переносе на некоторый вектор обратной решётки (Q0), влечёт за собой неустойчивость ферми-жидкостного состояния, которая приводит к возникновению дополнительного параметра порядка. Понятие нестинга широко используется для анализа волн зарядовой плотности (ВЗП), волн спиновой плотности (ВСП), механизмов высокотемпературной сверхпроводимости (ВТСП), антиферромагнетизма (АФМ) хрома и его сплавов и т.д. Важно отметить, что нестинг может быть неидеальным, то есть, участки поверхности Ферми могут быть совмещены при переносе на вектор Q0 только приблизительно.
Недавно было показано, что неидеальный нестинг может приводить к электронному фазовому расслоению в хроме и его сплавах, в железосодержащих сверхпроводниках и в двухслойном графене. Рассмотрение основывалось на достаточно простой модели, учитывающей нестинг электронных и дырочных листов поверхности Ферми. Отметим также, что спиновые и зарядовые неоднородности, связанные с неидеальным нестингом, активно изучаются и в низкоразмерных соединениях. Физическая причина возникновения неоднородного состояния в системах с нестингом состоит в следующем. Неустойчивость электронного спектра, связанная с нестингом, порождает новый параметр порядка. Соответственно, свободная энергия системы уменьшается. Чем совершеннее нестинг, тем больше выигрыш в свободной энергии. Тогда может быть выгодно, чтобы система распалась на две фазы с лучшим и худшим (или даже отсутствующим) нестингом, которые будут отличаться плотностью электронов. Интересные эффекты возникают также в системах с неидеальным нестингом под воздействием приложенного магнитного поля и давления. Некоторые подробности можно найти в обзорах [1, 2].
[1] А.Л. Рахманов, К.И. Кугель, М.Ю. Каган, А.В. Рожков, А.О. Сбойчаков, «Неоднородные электронные состояния в системах с неидеальным нестингом», Письма в ЖЭТФ 106, 768–779 (2017).
[2] M.Yu. Kagan, K.I. Kugel, A.L. Rakhmanov, «Electronic phase separation: recent progress in the old problem», Physics Reports 916, 1−106 (2021).
Исследования, проводимые нами на синхротронном излучении методами рентгеновской спектроскопии поглощения (EXAFS + XANES), обнаружили присутствие аномального низкотемпературного ангармонизма в виде колебаний атомов кислорода в двухъямном потенциале как в семействе висмутатных ВТСП на основе BaBiO3 [1], так и в купратах с дырочным La(Sr)CuO4 и электронным Nd(Ce)CuO4-x типами допирования [2-4]. Наша модель диспропорционирования Bi6𝑠–O2𝑝𝜎* связи: 2BiL1O6 → BiL0O6+BiL2O6 [1] подчеркивает роль спаривания в реальном пространстве и объясняет не только диэлектрические свойства основного состояния BaBiO3, но и другие многочисленные аномалии свойств, отмеченные в обзоре [5]. Учитывая сохранение эффекта спаривания в реальном пространстве, наблюдаемое при допировании калием исходного BaBiO3 [6], мы предложили новый сценарий микроскопического механизма сверхпроводимости в Ba1−𝑥K𝑥BiO3 в виде пространственно-разделенной ферми-бозе-смеси [7, 8] и аналогичный сценарий для купратов [9, 10]. Однако наши EXAFS исследования можно рассматривать лишь как косвенное доказательство локального спаривания носителей заряда в основном состоянии исходного соединения BaBiO3 и допированных купратов La(Sr)CuO4 и Nd(Ce)CuO4-x. Тем не менее, уже в работе [1] был намечен путь получения прямого экспериментального доказательства существования спаривания в BaBiO3. Для этого нужно разрушить локальные пары электронов и дырок лазерным импульсом, резонансным с оптической щелью и наблюдать за релаксацией образовавшегося ансамбля освободившихся носителей зарядов. Недавно, совместно с группой ученых из Гамбурга, мы реализовали эту идею в pump-probe эксперименте на Европейском рентгеновском лазере на свободных электронах EuXFEL [11]. В качестве основного экспериментального метода мы использовали рентгеновскую спектроскопию поглощения с временным разрешением tr-XAS в области мягкого рентгеновского излучения на K-крае поглощения кислорода. Разрушение локальных пар электронов и дырок обеспечивалось резонансным возбуждением через оптическую щель импульсами оптического лазера с длиной волны 633 нанометров. Импульсы рентгеновского лазера позволяли снимать XAS спектры с различными временами задержки от 0.01 до 60 пикосекунд после возбуждения с фемтосекундным разрешением. Мы наблюдали сильные изменения XAS спектра, которые интерпретировали как быстрое (< 0,3 пикосекунд) разрушение пар носителей заряда и более медленную (0,3 – 0,8 пикосекунд) перестройку решетки из искаженной моноклинной структуры в новое метастабильное состояние с идеальной кубической решеткой, сохраняющееся, по крайней мере, до 60 пикосекунд после возбуждения [11]. Нам удалось впервые наблюдать трансформацию электронного спектра из двухчастичного основного в одночастичное промежуточное возбужденное состояние в течение первой пикосекунды после возбуждения, в «холодной», еще не возбужденной решетке. Это позволило не только объяснить процесс диспропорционирования связи, но и доказать, что именно спаривание носителей заряда определяет природу основных аномальных свойств системы. В результате мы получили прямое экспериментальное доказательство существования спаривания носителей заряда в реальном пространстве в BaBiO3.
1. A.P. Menushenkov and K.V. Klementev, J. Phys.: Condens. Matter. 12, 3767 (2000).
2. A.P. Menushenkov, A.V.Kuznetsov, R.V. Chernikov, et al. Z. Kristallogr. 225, 487 (2010).
3. A.P.Menushenkov, R.V.Chernikov, A.A.Ivanov, et al., J. of Physics: Conf. Ser. 190, 012093 (2009).
4. A.P. Menushenkov, A.V. Kuznetsov, R.V. Chernikov, et al., J. of Supercond. Novel. Magn. 27, 925 (2014).
5. S. Uchida, K. Kitazawa, and S. Tanaka, Phase Transitions 8, 95 (1987).
6. А.П.Менушенков, М.И.Еремец, И.А.Троян, Письма в ЖЭТФ 77, 620 (2003).
7. А.П. Менушенков, К.В. Клементьев, А.В. Кузнецов, М.Ю. Каган, ЖЭТФ 120, 700 (2001).
8. A.P. Menushenkov, K.V. Klementev, A.V. Kuznetsov, M.Y. Kagan, J. Supercond. Novel Magn. 29, 701 (2016).
9. A.P. Menushenkov, J. Synchrotr. Radiat. 10, 369 (2003).
10. A.P. Menushenkov, A.V. Kuznetsov, R.V. Chernikov, et al., J. Surf. Invest. 7, 407 (2013).
11. A.P. Menushenkov, A. Ivanov, V. Neverov, et al., Phys. Rev. Research 6, 023307 (2024).