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在磁场中石墨上氦-3固态膜的热容量

摘要 吸附在石墨表面的亚单层氦-3固态膜的热容量在高达400 Oe的磁场中测得。测得的热容量随着磁场强度的增加而不断提高。振幅的变化异常的大，是塞曼能量大小的二十倍。关于这些大的变化的原因，我们探讨关于减少阻挫和弱化多种自旋的竞争相互作用。

1介绍

附在石墨表面的氦-3固态膜是二维量子自旋系统的模型材料。二维自旋系统拥有来自低维的阻挫和防止反铁磁性的几何阻挫。普遍认为氦-3固态膜的磁性是由于多种自旋竞争相互作用。多种自旋交换竞争在氦-3固态膜上的作用比bcc 氦-3强很多，这是阻挫的另一个来源。双峰结构中观察到的热容第二反应被认为源于这种阻挫。在几乎所有亚单层面密度和第二层低级面密度中，在较大范围的温度内观察到比热容近似逆温度的情况。这种情况是在高温极限下非常反常的热容局部自旋系统。它被认为是强MSE竞争的影响导致的。

在这篇文章中，我们只讨论热容在磁场强度达到400oe的情况下测得的结果。热容以异常的跨度变得更高。这表明磁场影响了阻挫或是MSE竞争。

2实验

热容由Shepherd分析的弛豫法测量。磁场用于由和6英寸内径的超导磁体平行的石墨表面。尽管直径32毫米的铌管在样品室扭曲了磁场，不对称性仍比估计低几个百分比。样品室由银和银合金制成，石墨底部和样品室壁的无磁区域可以忽略。附加热容和磁场强度400 Oe几乎维持不变。石墨的总表面积大约有390平方米，剩下的关于装置和实验技术的细节将在别处讨论。

3结果和讨论

亚单层固态氦-3膜的热容量变化测量结果如图1。氦-3膜的面密度是7.3nm^-2.在此面密度中，氦-3固态膜被认为和石墨底对称并且呈现反铁磁性的磁化系数。在我以前对同一面密度的测量中，测量热容在零磁场几乎相同。图1所示的热容对应部分较高温度的斜线上出现增长的短程自旋顺序。因此，图1所示的磁场热容变化表明，峰值或温度随着磁场增强而提高。无序磁系统的热容随着磁场变化。振幅变化是塞曼能量的顺序，当磁场弱时温度低。氦-3核能自选系统的塞曼能量由gnmu;nH提供，并且它每近似于0.2mK每100 Oe；这些变化反常的大，是塞曼能量量级的20倍。

图1中，自旋熵的变化可以通过适用整合函数C/T估计。结果在图2中。这里，熵值在1mK的变化的绝对值被Nln2分开，被认为是1/2自旋的全部变化，并且用温度的函数表现出来。在零磁场中，旋转熵测得的温度变化只有整个变化的10%。但是，在400 Oe的磁场中，这个值是40%。这个结果解释了磁场强烈增强了短程旋转的顺序。

作为一个如此大的转变的可能原因，可以用磁场来降低阻挫。氦-3固态膜是一个二维的系统，这是阻挫的原因之一。如果磁场打破了各项同性的影响，阻挫会减小短程有序会增加。

然而，几百Oe小的磁场不能打破各向同性。阻挫的另一个原因在于防止反铁磁性的三角晶格自旋。如果磁场扭曲了晶格阻挫可能会减小。但是，亚单层氦-3固体的德拜温度远大于10 K，弱场畸变可以忽略不计。

另一个可能原因是MSE的大小变化和竞争相互作用所产生的磁场。交换相互作用的大小取决于核自旋的波函数的重叠程度和氦原子之间的相互作用的强度。如果原子之间的相互作用改变了磁场,波函数重叠,交换相互作用可能改变。相同的参数必须适用于bcc 氦-3。一定有某种原因使热容大的变化只在膜上观测到。在BCC氦-3，氦-3的原子波函数显示了一个各向同性或球形分布。另一方面,因为强烈的吸附潜力吸附的波函数的分布氦-3被限制在一个方向垂直于基底的表面。氦-3原子的波函数的像煎饼一样分布在吸附膜上。由于分布的强约束的方向垂直于表面亚单层的相互作用弱于第二层。由于这种各向异性分布,波函数重叠部分对于整个传播波函数的比例应该比bcc 氦-3情况下大得多。这意味着膜上的关联是非常大的。收敛阶的MSE弱和氦-3固态膜不能确认为局部自旋系统的热容高温极限正比于Tminus;2可以归因于这个论点。热容随着磁场变化的只在膜可以观测到可以由这个事实解释,即使是波函数重叠的一个小小的改变能发挥也能在吸附膜上产生比大部分系统大的影响。

氦-3原子之间的相互作用随着磁场变化的原因尚未探明。氦-3核自旋的弱极化可能是原因之一。吸引或排斥之间的偶极子可以由极化改变,因为他们依赖于偶极子的相对角度。然而,偶极-偶极相互作用比兰纳-琼斯势低8个数量级。需要更多的观察理解这种现象。

4结论

强磁场和氦-3固态膜的关系已经得出。热容似乎转移到了更高的温度。转变量级是塞曼能量20倍大小，异常的大。这些事实可能表明,阻挫或MSE竞争是受磁场的影响。然而，原因仍然未知。

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