Сула – Накамуры взаимодействие – косвенное взаимодействие между ядерными спинами в магнитоупорядоченных магнетиках, осуществляемое через спины электронов незаполненных внутренних оболочек магнитных атомов (ионов). Для ферромагнетиков было впервые рассмотрено Х. Сулом, для антиферромагнетиков – А. Накамурой. Механизм такого взаимодействия обусловлен тем, что в результате сверхтонкого взаимодействия ядерный спин вызывает поляризацию поперечной компоненты суммарного спина незаполненной внутренней электронной оболочкой атома S, которую посредством сверхтонкого взаимодействия «чувствует» другой ядерный спин. При низких температурах С. – Н. в. можно рассматривать как обмен спиновыми волнами между ядрами различных атомов (испускание электронной спиновой волны одним ядром и ее поглощение другим). Гамильтониан косвенного С. – Н. в. для ферромагнетиков может быть записан в виде:

 H_SN=1/2ΣU_fgI_f^-I_g⁺, (1)

где

U_fg= - (SA²/N)Σexp[ik(R_f – R_g)]/ħω_k –

 

параметр косвенного взаимодействия, зависящий от расстояния R_f – R_g между ядерными спинами I_f и I_g; ħω_k – энергия спиновой волны с квазиимпульсом k; N – число атомов; А – постоянная сверхтонкого взаимодействия; I_f^±=I_f^y±iI_f^x, где I_f^y и I_f^x – поперечные компоненты ядерного спина. Наряду с взаимодействием (1) в магнетиках имеется и взаимодействие между продольными компонентами ядерных спинов I_f^x. Однако при температурах, не очень близких к температуре фазового перехода (температуре Кюри для ферромагнетиков и температуре Неля для антиферромагнетиков), такое взаимодействие существенно слабее взаимодействия (1). С. – Н. в. (1) зависит от направления оси z (оси ферро- и антиферромагнетизма) и, следовательно, анизотропно. Эта особенность отличает его от изотропного косвенного взаимодействия между ядерными спинами, осуществляемого через электроны проводимости. Т. к. взаимодействие (1) обладает достаточно большим радиусом, то благодаря ему появляется корреляция в движении ядерных спинов, т. н. ядерные спиновые волны.

  

* * *

Кроме прямого и сверхобмена в редкоземельных соединениях может осуществляться косвенный обмен. В модели косвенного обмена предполагается, что локализованные электроны входят в состав частично заполненных d-, f-оболочек, а связь между ними осуществляется электронами проводимости. Вклад спина электронов проводимости в полный момент ферромагнитного кристалла мал по сравнению с вкладом локализованных электронов, однако, именно свободные электроны делают возможным магнитное упорядочение и определяют его характер, так как при своем движении по кристаллу они переносят взаимодействие между спинами локализованных электронов. Необходимо отметить, что косвенный обмен играет наиболее существенную роль в вырожденных полупроводниках, где концентрация электронов проводимости велика. В невырожденных МП концентрация свободных электронов мала, чтобы влиять на упорядочение кристалла в целом, поэтому они могут существенно влиять только на локальные магнитные свойства кристалла в местах увеличения электронной плотности, например, в окрестности дефектов. Прежде чем перейти к более подробному изложению различных моделей обменного взаимодействия необходимо сказать, что в сильномагнитных веществах наблюдаются различные типы атомных магнитных порядков. Кроме простейших коллинеарных структур, в которых магнитные моменты соседних атомов или ионов ориентированы по направлению одной и той же оси, имеют место сложные неколлинеарные структуры, возникающие чаще всего в веществах с несимметричным строением кристаллической решетки. Важным является то, что магнитный порядок присущ не только кристаллическим веществам, но и соединениям, находящимся в аморфном состоянии, у которых отсутствует кристаллическая решетка, но имеет место обменное взаимодействие между магнитными моментами соседних атомов. Наличие обменного взаимодействия может быть обусловлено тем, что обменная энергия в основном зависит от расстояния между ближайшими соседями. Благодаря этому ближний порядок, характерный для аморфных тел, приводит к появлению дальнего порядка в магнитных свойствах, сохраняемому на расстояниях, значительно превышающих межатомные и, следовательно, к магнитоупорядоченной структуре.

С. – Н. в. дает вклад в ширину линии ядерного магнитного резонанса (ЯМР) и влияет на поперечную релаксацию системы спинов. В теории ЯМР взаимодействие между ядерными спинами можно учесть, воспользовавшись методом моментов. Учет взаимодействия (1) приводит к отличному от нуля второму моменту ЯМР для ферро- и антиферромагнетиков и дает вклад в ширину линии ЯМР. При достаточно большой концентрации магнитоактивных ядер этот механизм уширения может быть основным.
Корреляция в движении ядерных спинов приводит к сдвигу частоты ЯМР, пропорциональному ср. ядерной намагниченности. Величина этого сдвига растет с понижением температуры Т_яд^-1, где Т_яд – температура системы ядерных спинов.
Экспериментальное наблюдение ядерных спиновых волн впервые было проведено для слабоанизотропного кубического антиферромагнетика RbMnF₃. наблюдался также и обратный эффект сдвига частоты электронного парамагнитного резонанса (ЭПР), обусловленный пропорциональным ср. ядерной намагниченности эффективным полем, действующим на электронные спины со стороны ядерных. Указанные низкотемпературные сдвиги частот особенно существенны в антиферромагнетиках с анизотропией типа «легкая плоскость» (MnCo₃, CrMnF₃), а также в кубических слабоанизотропных антиферромагнетиках (RbMnF₃, KMnF₃). В них при температурах вблизи 1 К наблюдается очень сильная связь колебаний ядерных и электронных спинов, что приводит к необходимости рассматривать единые колебания электронно-ядерной системы в целом. Учет таких колебаний позволяет объяснить ряд нелинейных эффектов, возникающих в ЯМР и ЭПР.