Спиновая диффузия

При помещении парамагнитного вещества, содержащего частицы с нескомпенсированным спином S, во внешнее магнитное поле Н возникает отличная от нуля спиновая поляризация P = áS_z ñ/S, где áS_z ñ – среднее значение проекции спинов S_z на направление поля (ось Z). В условиях термодинамического равновесия при температуре Т₀ поляризация определяется распределением Больцмана парамагнитных частиц по энергетическим уровням, возникающим вследствие квантования S_z (см. Эффект Зеемана). В простейшем случае S = 1/2 возможны всего две ориентации спина: вдоль и против поля Н; при этом P = th(ℏgH/2kT₀ ), где g – магнитомеханическое отношение. При нарушении равновесия между спиновой системой и «решёткой» (термостатом) величина Р определяется спиновой температурой Т_S ≠ Т₀ . Процессы спиновой диффузии возникают в тех случаях, когда пространственное распределение величины Р оказывается неоднородным, т. е. gradP ≠ 0 Передача избытка поляризации между соседними парамагнитными частицами происходит в направлении выравнивания Т_S за счёт магнитного диполь-дипольного взаимодействия или спин-спинового обменного взаимодействия. Элементарный акт этого процесса состоит в одновременном изменении ориентации спинов двух частиц в противоположных направлениях при сохранении их суммарной проекции S_z и суммарной магнитной энергии в поле Н. Такой акт носит резонансный характер и эффективен лишь при близости частот магнитного резонанса взаимодействующих частиц.

Усреднённое макроскопическое описание этого процесса в ряде простейших случаев приводит к обычному уравнению диффузии для величины P(r, t), где r – пространственная координата, t – время.

Роль спиновой диффузии наиболее существенна в ядерных спиновых системах твёрдых тел, где она обычно определяется магнитным диполь-дипольным взаимодействием между соседними ядрами. В этом случае коэффициент спиновой диффузии D ~ 0,1 ℏg² /a, где а – расстояние между ближайшими ядерными спинами. Спиновая диффузия значительно ускоряет процессы спин-решёточной релаксации и динамической поляризации ядер, обеспечивая перенос неравновесной спиновой поляризации к примесным парамагнитным центрам, осуществляющим передачу энергии ядерных спинов в решётку (см. Магнитная релаксация, Эффект Оверхаузера).

В магниторазбавленных электронных парамагнетиках спиновая диффузия осложнена нерегулярным расположением примесных парамагнитных центров и значительным неоднородным уширением линий электронного парамагнитного резонанса. В таких системах спиновая диффузия может сопровождаться т. н. спектральной диффузией – распространением спинового возбуждения по спектру магнитного резонанса.

Явления, сходные со спиновой диффузией, характерны также для миграции оптического возбуждения в люминесцентных средах, в частности в активных материалах лазеров.

Спиновая диффузия в магнитоупорядоченных веществах, теоретически рассмотренная Л. Ван Ховом (L. Van Hove, 1954) и П.-Ж. де Женом (P.-G. de Gennes, 1958) и наблюдавшаяся экспериментально с помощью магнитного рассеяния нейтронов, является, как и в парамагнетиках, одним из механизмов, определяющих динамику спиновой плотности S(r, t) или намагниченности M(r, t). В этих явлениях состояние магнетика рассматривается как слабо неоднородное и слабо неравновесное, так что для описания его динамики достаточно макроскопического приближения Онсагера, в котором в качестве спинового «тока» используется лишь градиент спиновой плотности. Позднее П. Грюнберг (P. Grunberg, 1986) и А. Фер (A. Fert, 1988), получившие Нобелевскую премию за 2007) экспериментально и теоретически изучили явление спиновой диффузии в режиме сильной неоднородности и нестационарности в магнитоупорядоченных веществах со сложной структурой.

В ситуации слабого отклонения от равновесия и однородности в магнитоупорядоченных веществах, в отличие от парамагнетиков, значение энергии обменного взаимодействия значительно больше энергии зеемановского взаимодействия. Поэтому неоднородное и неравновесное распределение намагниченности вызывается главным образом не внешним полем, а коррелированными спиновыми флуктуациями. Ниже критической температуры Т_с (например, точки Кюри для ферромагнетика или точки Нееля для антиферромагнетика) динамика намагниченности носит преимущественно не диффузионный, а волновой характер (см. Спиновые волны). Однако в условиях сильного затухания и малого времени жизни магнонов (Т близко к Т_с ) волновая динамика намагниченности сменяется диффузионной, что проявляется, в частности, в виде т. н. центрального (квазиупругого) пика в сечении критического магнитного рассеяния нейтронов. Выше критической температуры Т_с спиновая диффузия становится основным механизмом пространственного выравнивания неоднородной намагниченности. Особенности спиновой диффузии в парамагнитной области (Т > Т_с ) магнитоупорядоченных веществ по сравнению со спиновой диффузией в обычных парамагнетиках проявляется в критическом замедлении (аномальное возрастание вблизи Т_с времён магнитной релаксации). Аналогичными свойствами обладают и другие кинетические и резонансные характеристики (например, затухание ультразвука в магнетиках, ширина линии ЭПР и др.).

Ситуация сильного отклонения от равновесия и от стационарности создается, как правило, в сильно неоднородных магнитоупорядоченных веществах, обладающих доменной структурой. Как правило, образцы из подобных веществ являются низкоразмерными (пластины, проволоки и т. п.) и имеют сложную «гибридную» слоистую структуру («сэндвичи», или «слойки») – например, чередующиеся слои наноскопических размеров, состоящие из сильно магнитного металла (или полупроводника) и диамагнитного вещества (в том числе сверхпроводника). Состояние сильного неравновесия создается пропусканием коротких импульсов спин-поляризованного электрического тока, в результате чего в образце возникает спиновая диффузия, или динамика спиновой поляризации всего образца. В этом случае спиновая диффузия описывается посредством квантовых кинетических уравнений для рассеяния носителей спина и заряда на неоднородностях и границах образца. Определяющим физическим взаимодействием в этой ситуации являетсяспин-орбитальное, причем в зависимости от физической природы слоёв и от геометрических факторов возникает возможность управления процессом намагничивания образца посредством внешнего магнитного поля. На этой основе возникла новая область физики твердого тела, иногда называемая спинтроникой(в отличие от обычной электроники) и имеющая ряд преимуществ при создании элементной базы компьютеров и магнитной памяти.