PRB：Co0.336TaS2 中空间交替手性的 3Q 磁序

在凝聚态物理中磁性拓扑自旋结构一直是前沿热点。当多个磁性波矢共存于同一体系时可以形成非共面的自旋构型从而产生标量自旋手性 χijk Si·(Sj×Sk)进而引发拓扑霍尔效应等新奇量子现象。然而手性是否可以在空间中交替排列从而在保持局域拓扑结构的同时抵消宏观响应本文通过非弹性中子散射INS、单晶中子衍射和光学二向色性测量在过掺杂 Co0.336TaS2 中给出了令人信服的答案3Q 非共面磁序依然存在但自旋标量手性在空间中交替排列导致净手性为零从而解释了自发霍尔效应的消失。标量自旋手性背景现代凝聚态物理的核心问题之一是拓扑性质如何在有或无自旋-轨道耦合的磁性体系中涌现和表现。最具代表性的例子是由多 Q 自旋结构产生的拓扑自旋织构——多个磁有序波矢共存于同一磁构型中形成非共面自旋排列产生虚构磁场进而引发拓扑霍尔效应。该虚构磁场由标量自旋手性 χijk Si·(Sj×Sk) 量化其中 i、j、k 表示形成三格点闭合回路的局域自旋位置Si、Sj、Sk 为各格点对应的局域自旋矩。斯格明子晶格Skyrmion lattice, Sk-L是拓扑自旋织构中最著名的例子通常由三重 Q3Q或双重 Q 自旋螺旋或自旋密度波构成。早期发现的 Sk-L 出现在手性磁体如 MnSi 和 CuO2SeO3 中其波长周期通常在 10-100 nm 量级。介观 Sk-L 的稳定化通常归因于 Dzyaloshinskii-MoriyaDM相互作用且总是需要外加磁场和热涨落的辅助。最近稍微偏离化学计量比的 Co1/3−δTaS2δ 0即略微欠掺杂已成为原子尺度 Sk-L 的代表性实验实现在无净磁化强度的情况下表现出自发霍尔效应。该 Sk-L 的特征磁有序波矢位于布里渊区 M 点即 Qm (1/2, 0, 0) 或其对称等价矢量代表了三角晶格上 Sk-L 的短波极限。引人注目的是该磁结构对插层 Co 离子浓度在 x 1/3 附近的微小变化极为敏感。详细的 CoxTaS2 中子衍射研究揭示了调制波矢的成分依赖演化略微欠掺杂区域对应 Qm (1/2, 0, 0)而略微过掺杂区域对应 Qm (1/3, 0, 0)。重要的是CoxTaS2 中观察到的磁结构和输运性质的成分敏感变化是其底层晶体结构的内禀特征因为类似行为也在其他插层过渡金属二硫族化合物TMD中发现。例如FexNbS2 在 x 1/3 附近表现出从条纹序到锯齿序的成分驱动自旋调制波矢转变CoxNbS2 在相同掺杂范围内表现出成分依赖的自发霍尔效应。鉴于这些体系的性质可以通过插层浓度轻松调控结构无序——如空位或间隙位——是不可避免的。然而在这些研究包括本工作中研究的狭窄成分范围使得将这些转变的起源归因于内禀因素如载流子掺杂和相关的费米面移动而非无序驱动效应是合理的。过掺杂 Co1/3TaS2 中 Qm (1/3, 0, 0) 的磁结构最初被解释为 1Q 螺旋序主要原因是当时未观察到自发霍尔效应。鉴于略微欠掺杂 Co1/3TaS2 中四面体 3Q 磁序与自发霍尔效应之间的强关联略微过掺杂 Co1/3TaS2 中缺乏自发霍尔效应被视为拓扑平庸 1Q 螺旋态的指示。Co0.336TaS2 的基本表征结果。(a) Co1/3TaS2 的晶体结构示意图Co 离子插层于 TaS2 层之间占据 2c Wyckoff 位置形成 A 和 B 两个三角亚晶格由 63 螺旋操作关联。CoS6 八面体完全孤立最近邻 Co-Co 距离为 5.74 Å远大于 Hill 极限表明不存在直接 Co-Co 波函数重叠磁相互作用由巡游电子介导。(b) 磁化率 χ(T) 的温度依赖曲线在约 36 K 处出现尖锐的反铁磁相变确认为过掺杂相的特征磁异常。(c) 中子衍射测得 (1/3, 0, 1) 及其对称等价位置的 Bragg 峰确认磁有序波矢为 Qm (1/3, 0, 0)。(d) 两种候选自旋构型的示意图1Q 螺旋序三畴每个畴沿 a* 方向传播打破 C3z 对称性和 3Q 非共面序单畴三个 Q 矢量叠加保持 C3z 对称性自旋标量手性空间交替排列。然而本文提出了一个替代方案3Q 本质在过掺杂区域Qm (1/3, 0, 0)依然保持完整但自旋标量手性采用空间交替构型。在这种情况下虽然局域自旋标量手性非零但它们的空间交替导致净手性相互抵消。这种情况虽然罕见但与拓扑霍尔效应的缺失是相容的。这一可能性意味着过掺杂 CoxTaS2 虽然缺乏宏观拓扑霍尔效应仍可能承载具有丰富微观拓扑的 3Q 序。值得注意的是类似的具有手性抵消的情景已在同类材料的早期研究中被提出。然而此前尚无详细的实验研究直接检验这种假设的交替手性 3Q 序的出现——这正是本文要解决的问题。多 Q 自旋序的明确鉴定仍然是一个重大的实验挑战尤其是在缺乏明确的宏观特征如拓扑霍尔效应的情况下。在这种情况下传统衍射技术往往不够有说服力因为它们的空间平均信号无法区分多 Q 构型与其多畴 1Q 对应物。为解决这一模糊性实空间成像技术——包括 Lorentz 透射电子显微镜L-TEM和自旋极化扫描隧道显微镜SP-STM——已被用于直接可视化自旋织构。然而当自旋调制周期接近原子尺度时这些成像方法面临根本性的分辨率限制。在这种条件下互补方法变得至关重要包括动量分辨谱学轮廓的分析或使用对特定磁对称性敏感的探针如光学线性二向色性。这些方法共同可以为底层自旋织构提供关键信息特别是在实空间成像和传统衍射不足以解析多 Q 序的体系中。在本工作中作者提出并展示了一种基于非弹性中子散射INS的替代方法利用最近的理论进展通过特征自旋激发谱区分多畴单 Q 和单畴多 Q 序。该技术提供了一种动量分辨的互补探针即使在缺乏拓扑输运特征的情况下也能表征复杂磁织构。除自旋波分析外作者还进行了破坏六角对称性的面内磁场下的单晶中子衍射以及线性和圆二向色性测量以进一步确认磁序的性质。综合这些实验结果过掺杂 Co1/3TaS2 中的自旋构型更符合 3Q 结构而非 1Q 序。该综合方法因此确立了此体系中多 Q 自旋序的存在并展示了一种超越传统技术表征非平庸磁态的强大策略。实验方法单晶生长与体表征高质量 Co1/3δTaS2 单晶采用此前研究中的方法合成。为制备过掺杂组分 Co0.336TaS2采用钴:钽:硫摩尔比为 1.05-1.07:3:6 进行固相反应总批次质量为 5 g。添加略微过量的钴5-7%以补偿合成过程中可能的钴损失。鉴于磁性质对钴浓度的极端敏感性特别小心地表征和筛选具有高成分精度的样品。每个晶体使用磁强计MPMS-XL5, Quantum Design, USA和配备能量色散 X 射线谱QUANTAX, Bruker, USA的扫描电子显微镜COXEM-EM30, COXEM, Korea进行检测。进一步的成分均匀性筛选使用磁化强度和 Raman 光谱进行。值得注意的是Co1/3±δTaS2 欠掺杂和过掺杂区域特征性的不同磁化曲线允许以更高的精度估计 Co 成分。仅选择在 35-41 K 温度范围内表现出尖锐磁异常指示过掺杂相的晶体用于非弹性中子散射实验。该选择标准得到早期在相似温度下比热双异常报告的进一步支持。基于此方案最终 CoxTaS2 的成分变化估计范围为 x 0.333 至 x 0.338。x 0.330 和 x 0.340 的温度依赖磁化率与 x 0.336目标成分截然不同这为成分范围的估计提供了可信度。非弹性中子散射与自旋波计算同一合成批次的晶体显示几乎相同的磁行为表明高度的成分均匀性。根据此前关于钴化学计量比和体性质的研究样品最接近 x 0.336因此采用Co0.336TaS2作为代表性成分。对于非弹性中子散射实验选定的晶体总质量 4.2 g使用 CYTOP 粘合剂CTL-809M, Asahi Glass, Japan排列在铝板上。共排列的晶体以 (H H L)-水平几何定向。实验在日本 J-PARC 的 4SEASONS 飞行时间谱仪上进行采用重复率倍增RRM技术。使用了五种入射中子能量35、15、8.3、5.2 和 3.6 meV斩波器频率为 150 Hz在 T 7 K 和 45 K 下测量。实验设计和数据还原使用 UTSUSEMI 和 HORACE 软件包进行。有限温度 Landau-Lifshitz-GilbertLLG动力学和线性自旋波理论LSWT计算使用 Julia 语言实现的 SUNNY 模拟软件包进行。对于 45 KT TN下的 S⊥(q, E) 计算在 Co1/3TaS2 单胞的 24×24×16 超胞18,432 个 Co 位上进行模拟Langevin 时间步长 dt 0.02 meV−1阻尼常数 λ 0.1。为确保顺磁相的热平衡起始构型系统首先演化 10,000 个 Langevin 步然后计算 S⊥(q, E)。顺磁相的结果谱对五个副本进行平均。在 7 KTN 以下模拟使用 30×30×20 超胞36,000 个 Co 位相同的 Langevin 时间步长和阻尼常数。此时 S⊥(q, E) 对二十个副本进行平均LSWT 计算从 0 K 结构出发。所有 S⊥(q, E) 数据集乘以 Co2 磁形状因子和中子极化因子以便与实验数据直接比较。最后能量和动量转移的仪器分辨率通过从 4SEASONS 谱仪几何和观测到的核 Bragg 峰半高宽FWHM导出的高斯展宽来纳入。单晶中子衍射外磁场下磁场下的单晶中子衍射使用瑞士散裂中子源 SINQ 的 ZEBRA 热中子衍射仪进行。样品以 (HHL)-水平几何定向在 10 T 垂直磁体Oxford Instruments中。热中子束使用热解石墨的 (002) 反射进行单色化。在 H 0 和 H 9、8、5 T沿倒格矢 a* 方向施加下对 Qm (1/3, 0, 1) 及其对称等价位置进行摇摆扫描。线二向色性与圆二向色性测量对于磁圆二向色性MCD和磁线二向色性MLD实验——最近被证明对欠掺杂 Co1/3TaS2 中的手性和向列反铁磁相敏感——单晶样品安装在氦蒸气无应变环境中置于配备直接光学通道的 7 T 磁光低温恒温器Oxford Spectromag的可变温度插件2-300 K内。波长可调探测光由氙灯产生通过 300 mm 光谱仪进行光谱滤波。探测光束以 137 Hz 的低频进行机械斩波线偏振然后使用光弹性调制器PEM进行偏振调制。为测量 MCD偏振在右旋和左旋圆偏振态之间调制四分之一波调制频率为 50 kHz。对于 MLD偏振在正交线偏振态之间调制半波调制频率为 100 kHz。探测光束以近正入射方式弱聚焦到样品表面光斑尺寸约为 1 mm。反射光强由雪崩光电二极管检测经放大后使用双锁相放大器解调。MCD 测量为右旋和左旋圆偏振光之间反射率的归一化差异定义为 (IR−IL)/(IRIL)。类似地MLD 量化为 (Iφ−Iφ90°)/(IφIφ90°)其中 φ 是探测光束线偏振的角度。MCD 与磁光 Kerr 效应MOKE密切相关对诱导非零非对角电导率 σxy(ω) 的磁序敏感如铁磁性或特定反铁磁相。相比之下MLD 对面内光导率的各向异性敏感即 σxx(ω)−σyy(ω)这可能来自单 Q条纹状反铁磁序。理论框架自旋哈密顿量为深入理解 Qm (1/3, 0, 0) 的 3Q 磁结构稳定化机制引入以下唯象包含双线性交换和双二次交换的自旋哈密顿量其中 n 表示格点位置Sn 表示每个格点 n 的自旋Jδ 和 Kδ 分别是给定位移 δ 的交换和双二次相互作用。在双线性 Heisenberg 相互作用的框架内Qm (1/3, 0, 0) 的磁有序可以通过适当调节超近邻相互作用的相对大小来稳定。该框架产生两个能量简并态(i) 三畴 1Q 结构和 (ii) 共面 3Q 结构。然而必须强调一个在实空间中必须满足的关键约束所有晶格位点的自旋长度均匀性即 |Sj| S 对所有 j。在一般 3Q 叠加中为每个调制波矢任意选择自旋分量通常会违反这一条件。为满足自旋长度约束必须为 3Q 态中的每个 Q 矢量选择特定的自旋分量。当该条件满足时三畴 1Q 和共面 3Q 结构在双线性 Heisenberg 模型内保持精确简并满足局域自旋长度守恒。满足该条件的自旋构型首先从双线性 Heisenberg 哈密顿量的数值能量最小化获得然后在倒空间中参数化以表达其解析形式。共面 3Q 结构的显式表达如下在双线性 Heisenberg 哈密顿量层面1Q 和共面 3Q 结构在能量上完全简并。上述解在三个有序波矢 Qi (i 1, 2, 3) 之间表现出相等的强度同时保持局域自旋长度守恒确认它代表了 3Q 结构的有效实现。能量简并意味着两种结构之间的转变需要克服有限能量势垒确认了 3Q 结构的结构稳定性。双二次项与非共面 3Q 的稳定化然而这一简并被最近邻自旋之间的正双二次相互作用的引入所解除该相互作用进一步稳定了另一个非共面 3Q 基态相对于共面 3Q 基态。该项自然地从 Kondo 晶格模型中的高阶相互作用产生并作为稳定非共面 3Q 基态的微观起源。在这种非共面构型中零温计算中在 Q (1/3, 1/3, 0) 处存在一个微小但有限的 Fourier 分量。它源自三个基本波矢Q1, Q2 和 Q3的高阶谐波赋予自旋织构非共面性。然而在本工作所考虑的双二次相互作用强度相关范围内其大小不到 Qm (1/3, 0, 0) 描述的主反射标称强度的 1%。模型计算估计的这些高阶谐波信号的中子衍射强度远低于背景强度。对于 Co1/3TaS2此类高阶项在 Kondo 晶格模型中自然得到证明其中传导电子介导局域自旋之间的磁交换。晶体结构进一步支持了这一点CoS6 八面体完全孤立最近邻 Co-Co 距离为 5.74 Å远超 Hill 极限确认了不存在直接 Co-Co 波函数重叠。因此该体系中的磁相互作用主要由 TaS2 层中的巡游电子介导这是 Kondo 晶格模型的基本特征。此前对欠掺杂 Co1/3TaS2 的实验工作估计双二次相互作用约为 J1 的 6%其中 J1 代表最近邻双线性交换相互作用。基于此结果作者保守地采用 6% 作为过掺杂体系中双二次相互作用的上限并据此进行理论分析。为完整起见需要指出对 Co1/3TaS2 应用双线性-双二次哈密顿量会导致 A 和 B 亚晶格产生两种不同的自旋构型。这源于理想 Co1/3TaS2 的空间群 P6322No. 182其中钴离子占据 2c Wyckoff 位置形成三角晶格的两个亚晶格A 和 B。这些亚晶格由 63 螺旋操作连接在单胞内形成两个不同的磁性离子位点。这使得即使有序波矢 Q (1/3, 0, 0) 暗示沿 c 轴无调制A 和 B 亚晶格仍可具有不同的自旋构型。1Q 螺旋结构仅涉及每个亚晶格内的相位差而 3Q 结构由于 A 和 B 亚晶格之间的反铁磁耦合在 A 和 B 亚晶格之间表现出交替模式。这种交替加上单层内标量自旋手性的交替再次导致总自旋标量手性和净磁化强度为零。1Q 与 3Q 的对称性区别对于 Qm (1/3, 0, 0) 的磁序存在两种候选构型1Q 螺旋序三畴——每个畴为三子晶格自旋螺旋沿 a* 方向传播具有 C2z 旋转对称性自旋织构共面3Q 非共面序单畴——三个对称等价波矢叠加自旋构型非共面保留 C3z 旋转对称性。这两种状态的对称性差异是区分它们的关键1Q 打破三重旋转对称性3Q 保留三重旋转对称性。介电张量与对称性判据基于点群对称性分析并假设有效时间反演对称性由无自发霍尔效应驱动两种磁构型在 ab 平面内的介电张量形式为1Q 序的介电张量具有面内各向异性εxx ≠ εyy产生可测量的 MLD 信号3Q 序的介电张量面内各向同性εxx εyyMLD 信号为零。这一差异为光学区分两种磁序提供了直接判据。各向异性介电张量直接与面内光导率的各向异性相关这是 LD 信号的物理基础。因此磁有序温度以下无可测量 LD 信号的出现与本文提出的过掺杂 Co1/3TaS2 的 3Q 序一致。J3 约束条件Luttinger-Tisza 方法为使 Heisenberg 模型稳定 Qm (1/3, 0, 0) 的磁序J3 必须满足由 Luttinger-Tisza 方法导出的约束条件J3 的约束条件其中 F Jc1 Jc2, G (Jc1−Jc2)/2该条件可使用 Luttinger-Tisza 方法推导并通过模拟退火和自旋波计算验证。在当前由五个参数J1, J2, J3, Jc1, Jc2描述的各向同性 Heisenberg 相互作用范围内以反铁磁 J1 和 Jc1 为前提稳定有序波矢沿倒空间的 Γ-M 线 [Q (q, 0, 0)0 ≤ q ≤ 1/2] 或 Γ-K 线 [Q (q, q, 0)0 ≤ q ≤ 1/3] 出现。具体地对于 Q (1/3, 0, 0)发现在物理合理范围内|J2| |J1|只要 Q (1/3, 0, 0) 继续保持为 Q (q, q, 0) 或 Q (0, 0, 0) 等竞争态的全局能量最小值稳定有序波矢在 J2 变化下保持不变。在本工作中采用系统调节 J2、Jc1 和 Jc2并由约束条件确定 J3 的方案。在该条件下Heisenberg 哈密顿量在 Qm (1/3, 0, 0) 的三畴 1Q 和共面 3Q 结构之间产生完美的能量简并使得两种构型在理论计算中可以在相同交换参数下作为基态出现。为解除这一简并并稳定非共面基态引入最近邻自旋对之间的额外正双二次相互作用 K结果与讨论顺磁散射拟合确定交换参数为实验确定过掺杂 Co1/3TaS2 的基态作者将非弹性中子散射谱与使用 LSWT 和 LLG 动力学模拟对各种候选自旋构型的理论预测进行了比较。首先分析了顺磁相T 45 K略高于 TN 35 K的激发谱即顺磁漫散射。该方法提供两个关键优势第一它能够在不对特定调制波矢或有序相的 1Q 或 3Q 性质产生偏见的情况下估计双线性相互作用轮廓第二如先前研究所证明的顺磁区域最小化了半经典自旋动力学理论的局限性如自旋波重整化效应。采用具有五个不同交换参数J1, J2, J3, Jc1, Jc2的各向同性 Heisenberg 模型对应于五种不同类型的 Co-Co 离子对之间的相互作用。哈密顿量表达为层内和层间部分的分解其中 Jn 表示同一亚晶格A 或 B内的第 n 近邻层内交换相互作用Jcn 表示不同亚晶格A-B之间的第 n 近邻里间交换相互作用。约定 J 0 为反铁磁相互作用J 0 为铁磁相互作用。顺磁散射数据使用入射能量 Ei 8.3 meV 收集。为高效优化五维 Heisenberg 哈密顿量的参数首先使用 Python 实现的贝叶斯优化算法以高斯过程作为代理模型。该概率框架能够在最小化昂贵模拟评估次数的同时高效探索参数空间。在此初始优化之后通过将结果与参数空间中的邻近区域进行比较手动细化和验证结果以确认全局最小值被可靠地识别。拟合结果总结于表I。优化模型预测磁调制波矢 Qm (q, 0, 0)其中 q 1/2。这与欠掺杂 Co1/3TaS2 的先前结果不同后者使用相同方法确定的交换参数产生了 Qm (1/2, 0, 0)。值得注意的是预测调制波矢的这一差异表明顺磁漫散射信号在一定程度上成功捕捉了磁相互作用和由此产生的具有不同磁调制波矢的磁序的成分依赖演化。顺磁激发谱45 K与理论拟合 —— 五个参数全局优化表 I顺磁相最优交换参数假设 S 3/2参数不确定性 σJ 基于 χ²min 增加 10% 确定通过独立变化每个参数同时保持其他参数固定。报告值代表正负偏差中的较大值。自旋波谱区分 1Q 与 3Q为基于自旋动力学区分候选磁基态作者分析了长波长极限下自旋波速度的各向异性。先前研究证明了该方法在区分三畴 1Q 态和单畴 3Q 构型方面的有效性因为这两种场景在磁有序波矢附近表现出定性不同的自旋波色散。具体而言在长波长区域1Q 结构中的声学自旋波分支预期表现出明显的方向速度各向异性反映了调制的单轴性质。相反由对称等价波矢叠加形成的 3Q 态应在动量空间中产生近乎各向同性的自旋波速度轮廓。自旋波速度各向异性通过比较沿两个正交方向的长波长自旋波速度来量化(1, 0, 0)平行于磁有序波矢 Qm和 (−1, 2, 0)垂直于 Qm。自旋波速度 v∥ 和 v⊥ 由 LSWT 通过有限差分法评估 Goldstone 模式在 Qm (1/3, 0, 0) 处以足够小的间距 [q∥(⊥) 0.025 a*] 计算计算结果表明1Q 结构根据交换参数的具体值可以表现出广泛范围的速度各向异性。各向同性速度轮廓v∥/v⊥ ≈ 1仅在参数空间中的特定选择下实现这意味着自旋波色散的强方向依赖性在 1Q 态中是一般预期的。通过系统增加 K 从 0 到 0.06 J1考察了长波长速度轮廓如何变化。向哈密顿量中引入有限 K它稳定非共面 3Q 基态而非 1Q 或共面 3Q 态逐渐驱动谱向各向同性速度轮廓。理解 K 的效应需要认识到它如何改变局域自旋织构。尽管具有 3Q 特征在 K 0 时稳定的共面 3Q 结构并不提供六个最近邻键之间的相同相对自旋排列——这是实现各向同性速度轮廓的关键要求。因此共面 3Q 相可能表现出相当大的速度各向异性。另一方面增加 K 逐渐在基态中诱导非共面性驱动其趋向六对最近邻之间更均匀的相对自旋排列。值得注意的是非弹性中子散射INS数据表现出近乎各向同性的轮廓与有限 KK 0.06 J1的 LSWT 预测密切匹配。1Q 与 3Q 自旋波谱的比较 —— 低能各向同性支持 3Q 磁序全布里渊区自旋波谱拟合在建立每个候选自旋结构在顺磁漫散射估计的参数区域内长波长自旋波各向异性的趋势后接下来关注全布里渊区的自旋波谱。通过对模型哈密顿量进行适度调整以实验确定的调制波矢 Qm 为指导并略微重新标度整体能量尺度可以复现观测到的自旋波特征。虽然顺磁漫散射提供了稳健的基线但直接将精细参数应用于有序态被证明是不充分的因为它未能预测调制波矢 Q (1/3, 0, 0)。这促使作者调整有序相的交换参数包括整体能量尺度增加约 11% 和对每个交换参数的精细调节。特别地J3 的值在固定 Qm (1/3, 0, 0) 的约束下进行调整。从 LSWT 的角度看这些调整如 Jc2 的符号反转是复现实验观测自旋波谱所必需的。例如这要求 M 点 [Q (1/2, 0, 0)] 处的自旋波能量硬化以及沿 Γ-K 方向 [Q (q, q, 0) (q 1/3)] 的能量极小值。Qm 精确锁定到公度 (1/3, 0, 0) 以及对有序相和顺磁相需要不同参数集的必要性可能暗示进入有序相后交换相互作用的重组这在温度无关的自旋哈密顿量中无法完全捕捉。表 II有序相修正后的交换参数能量标度上调约 11%J3 由 Jc1 和 Jc2 通过 Eq. (4) 约束自动确定。有趣的是与远离磁 Bragg 峰且对底层自旋构型是 1Q 还是 3Q 相对不敏感的高能自旋波激发模式相比低能恒定能量切片在两种结构之间表现出显著差异。这突出了虽然两种构型在使用公共交换参数集拟合时产生相似的全局谱但恒定能量图中揭示的长波长自旋波各向异性模式对自旋序是 1Q 还是 3Q 高度敏感。两种计算之间的唯一区别是在 3Q 情况下包含了正双二次相互作用 K 0.06 J1。自旋波全 BZ 拟合、磁场 Bragg 峰响应及光学 LD/CD 测量单晶中子衍射 —— 磁场无关性为进一步支持 3Q 磁序的存在作者在面内磁场下进行了单晶中子衍射测量——这是常用于区分真正多 Q 态与多畴单 Q 场景的方法。实验在 PSI-SINQ 的 ZEBRA 仪器上进行对 Qm1 (1/3, 0, 1) 及其对称等价位置进行摇摆扫描零场H 0和有限场H 9, 8, 5 T沿倒格矢 a* 方向施加。在三畴 1Q 结构的情况下外加磁场预期会由于三个畴之间的场致能量差而诱导畴重新分布。通过积分峰面积并应用 Lorentz 因子校正得到的测量衍射强度在零场和有限场之间显示出可忽略的变化。这种磁场无关性表明在所施加的磁场范围内不存在畴重新分布更符合保持三重旋转对称性的单畴 3Q 结构。光学二向色性 —— MLD 零信号与 MCD 外场激活作者还进行了磁场下的互补光学线性和圆二向色性LD/CD测量以提供关于过掺杂 Co1/3TaS2 磁基态对称性和手性性质的额外洞见。最近的工作证明线性二向色性是检测与条纹状1Q磁有序相关的对称性破缺的高度敏感探针。特别是空间分辨 LD 测量显示了具有降低 C2z 对称性的三个不同向列畴的出现光学响应在三角或六角晶格上旋转 120°这可以理解为打破三重旋转对称性的 1Q 序磁畴。与此前研究形成对比过掺杂 Co1/3TaS2 的测量显示在磁相变过程中没有可辨别的 LD 信号出现。LD 的缺失强烈表明磁结构在有序态中保持其三重旋转对称性。相比之下其他插层 TMD 中已观察到 LD 信号的三态畴特别是在 FexNbS2 中不同的磁畴构型打破旋转对称性并可以在外部扰动如单轴应变或电流脉冲下被选择性重新分布。在欠掺杂 Co1/3TaS2 中也报道了非常相似的观察其中向列畴诱导的对称性破缺在电阻率各向异性或更直接地通过 LD 信号被有效捕获。过掺杂 Co1/3TaS2 中缺乏此类行为进一步支持了单畴、保持对称性的 3Q 基态场景。与 LD 信号中缺乏可察觉变化形成对比磁圆二向色性CD测量仅在外加面外磁场Hext 4 T下清晰检测到磁相变。与过掺杂 Co1/3TaS2 中缺乏自发霍尔效应 σxy(H 0) 一致在零场环境中未观察到可测量的 CD 响应。这种情况与欠掺杂 Co1/3TaS2 不同后者中自发霍尔效应提供了 CD 信号与拓扑霍尔效应之间清晰的一一对应关系。有限场 CD 测量清晰地对过掺杂 Co1/3TaS2 中长程磁序的起始敏感。对信号起源的完整理解——无论是来自场致倾斜矩还是其他起源——需要进一步研究。然而可以与过掺杂 Co1/3TaS2 的输运性质建立显著联系。先前研究报告了过掺杂 Co1/3TaS2 中 Hall 系数在磁相变过程中的明显变化。有限场 CD 测量中观察到的类似趋势暗示了与 Hall 系数非平庸行为的潜在对应关系。讨论3d 体系中的高阶交换作用通过自旋哈密顿量的视角解释的研究发现表明高阶四自旋相互作用在 CoxTaS2 的整个成分依赖相图中持续存在甚至跨越了由略微偏离化学计量极限引起的磁调制波矢的突变。这种多 Q 结构的鲁棒性看似与一些先前报告形成对比例如铁基超导体的情况其中此类多 Q 结构据报道仅在狭窄的掺杂范围内稳定。然而应该指出本工作覆盖的成分范围——仅 1% 或 2% 的 Co 空位或过量 Co——也仍然足够狭窄进一步欠掺杂或过掺杂可能会修改或失稳多 Q 磁序。实验上此类多 Q 自旋结构更常见于大自旋量值的体系中如 Gd3 或 Eu2 基化合物S 7/2, L 0其中双二次项作为微扰修正自然出现并按 O(S4) 标度。这一背景提出了一个引人注目的问题在自旋尺寸相对较小的 3d 过渡金属体系中显著的高阶相互作用是如何产生的一个可能的解释在于 Co-S 八面体中 Co2 离子的局域结构和键合环境。Co2 3d 电子的相对局域化性质结合超过 5 Å 的大最近邻 Co-Co 距离可能抑制常规交换机制如超交换相互作用并增强高阶相互作用包括双二次相互作用的相对重要性。双二次交换的从头计算的最新进展为揭示钴插层 TMD 中这些相互作用的微观起源提供了有前景的途径。对该机制的更深入理论理解可能显著扩展我们对 3d 基体系中奇异自旋织构的认识。讨论与 Co1/3NbS2 及 Fe1/3NbS2 的对比在欠掺杂和过掺杂 Co1/3TaS2 中观察到的显著成分驱动磁结构变化与相关化合物 Co1/3NbS2 表现出惊人的相似性后者也据报道承载四面体 3Q 序并表现出样品依赖的自发霍尔效应。这些相似性暗示了钴插层 TMD 中可能存在一个共同的底层机制支配成分和样品敏感性。在这一更广泛的背景下本研究中开发的自旋哈密顿量框架和非弹性中子散射方法学为探索 Co1/3NbS2 提供了有力的指导。应用该方法学可能揭示与 CoxTaS2 中观察到的类似的成分诱导磁有序波矢移动从而加深我们对钴插层 TMD 中电子结构、自旋织构和拓扑输运响应之间复杂相互作用的理解。关于磁调制波矢急剧可调性的微观起源注意到一个相关先例Fe1/3NbS2 中实验观察到成分诱导的自旋有序波矢移动后来归因于电荷序的存在或缺失。这一发现表明类似的电荷相关机制可能在 Co1/3±δTaS2 中起作用潜在地贡献于波矢移动的调制和不同自旋织构跨掺杂水平的出现。研究电荷和自旋自由度之间的耦合特别是电子不稳定性或电荷序的作用代表了未来研究的有前景方向。此类研究将进一步阐明 3d 过渡金属插层 TMD 中晶格、电荷和自旋之间的丰富相互作用从而加深我们对驱动其复杂磁性和拓扑行为的机制的理解。结论综上所述作者结合非弹性中子散射、单晶中子衍射以及线性和圆二向色性测量阐明了插层 Co0.336TaS2 的自旋结构。综合分析表明过掺杂 Co1/3TaS2 的磁基态采用具有空间交替自旋标量手性 χijk 的 3Q 构型。这一发现为理解复杂自旋织构和多 Q 磁态提供了洞见特别是它们与凝聚态体系中拓扑非平庸现象的联系。理论上标量自旋手性的实空间调制长期以来在各种模型哈密顿量中被预言几种材料已被提出作为这些奇异自旋态的潜在宿主。实验结果提供了过掺杂 Co0.336TaS2 中此类状态的证据并强调了将中子散射与二向色性敏感光学探针相结合以准确解析磁结构的有效性。这种综合方法为未来研究插层过渡金属二硫族化合物和其他受阻挫自旋体系中的拓扑磁学提供了强大的框架。主要结论归纳如下1. 过掺杂 Co0.336TaS2 的磁基态为 3Q 非共面磁序而非此前认为的 1Q 螺旋序。3Q 序中的自旋标量手性在空间中交替排列导致净手性为零解释了自发霍尔效应消失的原因。2. INS 自旋波谱的低能各向同性特征与 3Q 模型含双二次交换 K 0.06 J1高度吻合而与 1Q 模型的速度各向异性不符。双二次项对稳定非共面 3Q 结构至关重要。3. 磁场下的 Bragg 峰强度不变排除了 1Q 多畴重分布的可能性MLD 信号的缺失证实了 C3z 旋转对称性的保持与 3Q 序一致。4. 双二次交换相互作用在整个 Co 掺杂相图中持续存在是 3d 过渡金属体系中罕见的理论现象。Co2 离子的大近邻距离 5 Å和 3d 电子的局域化特征可能是增强高阶相互作用的关键因素。附录ALuttinger-Tisza 方法确定磁有序波矢Luttinger-Tisza 方法提供了一个标准框架通过最小化从实空间交换相互作用 J(r) 的 Fourier 变换 J(k) 来确定稳定磁有序波矢Fourier 变换交换相互作用对于单亚晶格体系J(k) 本身直接代表需要最小化的磁能量。然而对于具有多个磁亚晶格的体系该项变为矩阵形式 Jab(k)其中每个元素对应于第 a 和第 b 亚晶格上自旋之间的耦合多亚晶格 Fourier 变换矩阵在这种情况下Jab(k) 成为 Hermite 矩阵其中最小本征值 λmin(k) 代表相关的磁能量。对于具有五个 Heisenberg 交换参数J1, J2, J3, Jc1, Jc2的 AB 堆叠三角晶格相互作用矩阵取如下形式Jab(k) [[Jintra(k), Jinter(k)], [Jinter(k), Jintra(k)]]层内和层间部分的 Fourier 变换交换相互作用表达为Jintra(k) Σn J1 e^(ik·rn) Σn J2 e^(ik·rn) Σn J3 e^(ik·rn)Jinter(k) Σn Jc1 e^(ik·rn) Σn Jc2 e^(ik·rn)对于高对称方向 k (q, 0, 0)本征值 λ±(k) 可以解析获得本征值 λ±(q) 的解析表达式为测试 Q 2π(1/3, 0, 0) 是否可承载极值首先施加驻定条件必要条件驻定条件这导致 J3、Jc1 和 Jc2 之间的约束关系。注意 J2 在此关系中的表观缺失源于插入 Q 2π(1/3, 0, 0)此时 J2 对驻定条件的系数有效抵消。在一般情况下约束采取涉及 J2、J3、Jc1 和 Jc2 的相互关联方程形式。上述推导的约束保证了 k 2π(1/3, 0, 0) 满足 λmin(k) 的驻定条件。只要该驻定点也是倒空间中的全局最小值k 2π(1/3, 0, 0) 就被实现为稳定磁有序波矢。附录B线性二向色性测量中的对称性考虑Co1/3TaS2 的原始晶体结构具有空间群 P6322No. 182。考虑该空间群的点群对称性存在关于 c 轴的二重和三重旋转对称性以及关于 a 和 a* 轴的二重旋转对称性以及时间反演对称性。考虑三重旋转和时间反演对称性介电张量取对角矩阵形式原始晶体的介电张量3Q 序保持此形式如果考虑 Qm (1/3, 0, 0) 的 1Q 螺旋序自旋序则失去关于 c 轴的三重旋转对称性。考虑体系的有效时间反演对称性由无自发霍尔效应得出可获得如下形式的介电张量1Q 螺旋序的介电张量各向异性与 1Q 螺旋序相比3Q 序仍然保持关于 c 轴的三重旋转对称性这产生的介电张量形式与原始晶体相同。因此LD 信号的缺失直接排除了 1Q 螺旋序支持 3Q 非共面磁序。