Экзотические спиновые структуры в кристаллах без центра инверсии

В современной физике конденсированного состояния важное место занимает исследования сложных магнитных структур, таких как геликоидальные магнетики, фрустрированные магнитные соединения, спиновые стёкла, низкоразмерные магнитные материалы. Физические свойства таких соединений определяются различными взаимодействиями. Существование сильного изотропного обменного взаимодействия на ряду со слабыми релятивистскими взаимодействиями, нарушающими спиновую симметрию, приводят к появлению сложных магнитных структур и новым явлениям: - возникновению длиннопериодических спиралей определенной киральности, появлению «скирмионных решеток», сложным фазовым переходам с несколькими параметрами порядка. Хрупкое равновесие, обусловленное этими взаимодействиями, может быть легко нарушено внешними силами: давлением, магнитным полем, химическим замещением, что приводит к квантовым фазовым переходам по давлению, магнитному полю или концентрации. Это ещё более усиливает интерес к подобным объектам.

Несмотря на огромное количество экспериментальных и теоретических исследований геликоидальных магнитных структур, многие важные вопросы ещё не решены. Так, отсутствует однозначная интерпретация большинства экспериментальных результатов исследования физических свойств подобных магнетиков (например, идентификация различных аномалий при магнитных фазовых переходах или выбор наиболее вероятной теоретической модели для описания системы). Даже корректное описания основных типов взаимодействий магнитной системы подвергается сегодня пересмотру.

Кристаллическая структура

Кристаллическая структура B20 кубических магнетиков без центра инверсии (пространственная группа P2₁3) является довольно распространенной в природе. В частности, моносилициды переходных металлов (MnSi, FeSi и др) упорядочиваются в эту структуру. Известно, что в пространственной группе P2₁3 атомы занимают позиции, определяемые векторами:

(u, u, u); (1/2 + u, 1/2 - u, -u);

(-u, 1/2 + u, 1/2 - u); (1/2 - u, -u, 1/2 + u),

где u_Me и u_Si- позиции атомов переходных металлов и кремния. Таким образом, в элементарной ячейке находится по четыре атома каждого компонента соединения. Для оценки абсолютной структуры образцов используется метод рентгеновской дифракции синхротронного излучения. Анализ экспериментальных данных показал, что исследуемые образцы монокристаллов часто являются энантиоморфно чистыми. При этом структурную киральность принято называть правой при u_Me = 0,863, u_Si= 0,155 и левой при u_Me = 0,137, u_Si = 0,845. Подставляя соответствующие значения u_Me и u_Si в выражение для позиций атомов, можно получить соответствующие им структуры. Эти структуры построены на рис. 1 так, что плоскость рисунка совпадает с плоскостью (111) кубической ячейки. Хорошо видно, что атомы металла (на рис. – красные шары), не лежащие на оси [111], вращаются в правую сторону (по часовой стрелке) в одном случае, а атомы кремния – наоборот, в левую (против часовой стрелки), однако в целом структура оказывается «кирально-нейтральной». В противоположном случае атомы металла вращаются в левую сторону, а кремния – в правую. Мы называем первую структуру кристаллографически левой, а вторую – кристаллографически правой.

Рис.1. Вид кристаллографической структуры MnSi вдоль оси [111] для структур, которые принято называть правой (рисунок слева) и левой (рисунок справа)

С помощью рентгеновской монокристальной дифракции, при определенных условиях, можно установить различие между правой и левой киральными структурами. Соответствующая методика, основанная на определении параметра Флака, применялась множество раз к различным соединениям и на сегодняшний день рутинно используется кристаллографами. Основная идея методики состоит в использовании при дифракции на кристалле длины волны падающего излучения, близкой к границе резонансного поглощения тех элементов, из которых он состоит. В этом случае возникает дополнительное аномальное рассеяние, которое и позволяет выявить различные энантиоморфы нецентросимметричной структуры вследствие нарушения закона Фриделя. Закон Фриделя состоит в утверждении, что интенсивности противоположных брэгговских пиков должны быть одинаковы: I(hkl) = I(-h-k-l). В случае дифракции на нецентросимметричной структуре вблизи границы резонансного поглощения возникающее аномальное рассеяние дает вклад в структурные амплитуды и нарушает закон Фриделя: I(hkl) ≠ I(-h-k-l).

Таким образом, в эксперименте прежде всего снимается возможно более полная картина обратного пространства, по которой восстанавливается ориентационная матрица кристалла, после чего находится интенсивность каждого из отражений I(hkl). Затем определяются координаты атомов (u, u, u) с помощью стандартных программ для решения структур. После этого определяется параметр Флака f, который связан с разницей интенсивностей фриделевских эквивалентов следующим выражением:

I(hkl) – I(-h-k-l) = (1 – 2f)(|F(hkl)|² – |F(-h-k-l)|²).

Здесь I и F– интенсивность и структурный фактор брэгговских отражений (hkl). В соответствии с этим определением параметр Флака f является соотношением доменов с различной кристаллографической киральностью. Значения с
f≈ 0 или f ≈ 1 свидетельствуют о том, что абсолютная структура определена верно и является нецентросимметричной. При этом в кристалле присутствуют только домены с одним киральным вращением (считается, что кристалл является энантиочистым). Однако, во втором случае (f≈ 1) структуру следует инвертировать. Если значения параметра Флака лежат в пределах 0 < f < 1, это говорит о том, что структура либо центросимметричная, либо это кристалл-рацемат, т. е. содержит смесь двух энантиомеров. Для всех структур, исследованных в наших работах, параметр Флака принимает значения близкие к нулю. 

Синтез образцов

Обычно для синтеза образцов моносилицидов переходных металлов Fe_1-xCo_xSi, Mn_1-yFe_ySi применяют методы Чохральского или Бриджмена. Метод Чохральского – это метод выращивания кристаллов путём вытягивания их вверх от свободной поверхности большого объёма расплава с инициацией начала кристаллизации путем приведения затравочного кристалла заданной структуры и кристаллографической ориентации в контакт со свободной поверхностью расплава (рис.2 и рис.3). Кристаллический рост заключается в фазовом переходе из жидкого состояния в твердую фазу на границе раздела. Скорость роста определяется числом мест на поверхности растущего кристалла для присоединения атомов, поступающих из жидкой фазы, и особенностями теплопереноса на границе раздела фаз. Скорость вытягивания оказывает влияние на форму границы раздела фаз между растущим кристаллом и расплавом, которая является функцией радиального градиента температуры и условий охлаждения боковой поверхности растущего кристалла.

Рис.2. a) Камера машины Чохральского; b) фотография кристалла и расплава полученные в ходе роста	Рис.3. Процесс роста монокристаллов по методу Чохральского: a) начало роста, погружение затравки в расплав; b) начало вытягивания монокристалла; c) процесс роста; d) окончание ростового процесса

Кардинально иной метод применяют для синтеза моногерманидов переходных металлов. Их синтезируют под давлением около 8 ГПа. Для создания давления использовалась камера типа «тороид». Поскольку фазовые диаграммы Mn-Ge и Fe-Ge сильно различаются, синтез для каждого состава Mn_1-xFe_xGe проводился при своей температуре, т. е. при фиксированной мощности, определяемой из вольт-амперной характеристики (т. к. к образцу невозможно подвести термопару). Изначально спрессованная смесь исходных порошкообразных компонентов определенного состава помещалась в трубчатый контейнер из монокристаллического NaCl, который располагался в центре камеры высокого давления. Смесь плавилась пропусканием тока через нее. Мощность, при которой плавилась смесь компонентов заданного состава, фиксировалась. Для полученного образца при нормальном давлении проводился рентгенофазовый анализ, позволяющий нам определить его фазовый состав. Затем при другой фиксированной мощности и том же давлении и составе проводился еще синтез и также определялся фазовый состав. Таким образом, для каждого состава подбирался свой температурный режим, при котором образец оказывался с максимальным содержанием В20-фазы. Поэтому, чтобы получить один хороший образец, предварительно проводится по 3-5 синтезов.

Магнитная структура 

Из-за нецентросимметричной структуры магнитные свойства соединений оказываются очень непростыми. Магнитную структуру кубических магнетиков без центра инверсии со структурой B20 принято описывать на основе феноменологической модели Бака-Йенсена. Согласно этой модели магнитная структура «спиновая спираль» оказывается устойчивой в этом типе соединений. Известно, что магнитная структура соединений типа MnSiпостроена на иерархии взаимодействий: изотропного обменного взаимодействия J, взаимодействия Дзялошинского-Мориа D (ДМ), анизотропного обменного взаимодействия и кристаллографической анизотропииK (J >> D >>K). Так например, магнитная подсистемаMnSiупорядочивается в спираль с периодом порядка 18 нм, ориентированную вдоль кристаллографических осей типа <111>. За упорядочение в спираль и её одностороннюю закрученность (спиновую киральность) отвечает взаимодействие Дзялошинского-Мория, обусловленное нецентросимметричностью кристаллической системы, а волновой вектор спирали равен k = D/J. Известно, что именно знак взаимодействия ДзялошинскогоDопределяет спиновую киральность системы, которая может быть как левозакрученной (т. е. закручивается против часовой стрелки, при этом D> 0),так и правозакрученной (по часовой стрелке, сD< 0). При этом оказывается, что величина константы Дзялошинского Dопределяется кристаллографической структурой.

Рис.4. (H-T)-фазовая диаграмма, типичная для ферромагнетиков с взаимодействием Дзялошинского-Мория, на примере соединения MnSi

Такая иерархия взаимодействий существует во всех исследуемых системах. Она приводит к типичной (H-T)-фазовой диаграмме, представленной на рис. 4. Известно, что магнитное поле H > H_C1 перестраивает многодоменную магнитную структуру (плоскую спираль) в однодоменный образец конической спирали с волновым вектором k, направленным вдоль поля. При дальнейшем росте поля коническая спираль переходит в коллинеарную спиновую систему (ферромагнетик) при H = H_C2. (H-T)-фазовая диаграмма позволяет оценить основные энергетические взаимодействия магнитной системы. Так, критическое поле H_C2 связано с жесткостью спиновых волн A соотношением gμ_BH_C2 = Ak². В то же время волновой вектор спирали определяется отношением k = S|D|/A. Используя экспериментально полученные величины k, H_C2, S, можно получить константы основных взаимодействий для моносилицидов и моногерманидов переходных металлов. Такая оценка, проведенная для родственных соединений типа Mn_1-yFe_ySi, Fe_1-xCo_xSi и FeGe, показала, что константа взаимодействия ДМ не меняется от состава к составу и равна Dμ_B/a= 1,15 мэВ. Очевидно, что она определяется кристаллографической структурой (группой P2₁3) и параметром ячейки a = 0,45 нм. При этом изменение концентрации примесных атомов x и y приводит к заметным количественным изменениям как в величине основных взаимодействий в системе, так и в параметрах магнитной структуры.

Фазовый переход парамагнетик – плоская спираль

Известно, что метод малоуглового рассеяния поляризованных нейтронов является перспективным для исследования критических спиновых корреляций выше T_C в спиральных магнетиках. Результаты исследования критического малоуглового рассеяния поляризованных нейтронов в моносилициде марганца MnSi представлены на рис. 5. Карты интенсивности рассеяния нейтронов измерены при поляризации падающего пучка P₀ параллельно оси [1 1 -2], вдоль ведущего магнитного поля (слева) и против ведущего магнитного поля (справа) при T = T_C – 0,1 K (а),
T = T_C + 0,2 K (б) и T = T_C + 1,2 K (в). Показано, что рассеяние поляризованных нейтронов значительно выше T_C представляет собой диффузное пятно с ярко выраженной асимметрией, связанной с направлением поляризации падающих нейтронов (рис. 5в). По мере приближения к T_C интенсивность рассеяния формируется в виде полукольца, ориентированного вдоль направления нейтронной поляризации (рис. 5б). Интенсивности рассеяния с поляризацией, направленной по и против направления магнитного поля, складываются в анизотропное кольцо со слабовыраженными максимумами, которые ниже T_C превращаются в брэгговские пики от спиральной структуры (рис. 5а).

Рис.5. Карты интенсивности малоуглового рассеяния поляризованных нейтронов вблизи температуры фазового перехода T_C при T= T_C– 0,1 K (а), T= T_C + 0,2 K (б) и
T= T_C + 1,2 K (в)

Экспериментальная картина рассеяния находится в качественном согласии с теорией, основанной на модели Бака-Йенсена, в которой взаимодействие ДМ обуславливает появление кольца диффузного рассеяния, а анизотропный обмен приводит к тому, что длина критических корреляций спирали расходится только вдоль осей <111>. Как теоретически, так и экспериментально установлено наличие двух температурных кроссоверов в критическом поведении магнитной системы.

На основании полученных данных была создана теория критического рассеяния нейтронов в слабых ферромагнетиках с взаимодействием Дзялошинского-Мориа и, в частности, вычислены функция магнитной восприимчивости в пространстве импульсов и сечение рассеяния поляризованных нейтронов.

Показано, что закон масштабирования восприимчивости c и обратной корреляционной длины k демонстрирует кроссоверное поведение при k = k. Отмечается также, что флуктуации достигают стопроцентной киральности вблизи от точки кроссовера, т.е. при k < k/2. Наблюдаемый кроссовер обусловлен доминирующим влиянием взаимодействия Дзялошинского-Мория вблизи T_C, где формируются крупномасштабные корреляции, по сравнению с пренебрежимым влиянием взаимодействия ДМ при высоких температурах, когда корреляционная длина флуктуации оказывается много меньше периода спирали.

Таким образом, удалось показать, что критические флуктуации плоской спирали в MnSi и твердых растворах Mn_1-yFe_ySi определяют характер фазового перехода парамагнетик – плоская спиновая спираль. Система претерпевает фазовый переход через два отчетливо различаемых кроссовера: (i) из парамагнитного состояния в частично киральное флуктуирующее состояние при k = k, (ii) из частично кирального в полностью киральное флуктуирующее состояния при
k = k/2. Затем наступает сам переход при T_C. Результаты, полученные в экспериментах по малоугловой дифракции нейтронов, полностью коррелируют с точками характерных изломов на кривых температурных зависимостей магнитной восприимчивости и электросопротивления.

Когда левая рука борется с правой – кто выигрывает?

Методом рассеяния поляризованных нейтронов можно различить левозакрученную или правозакрученную спиновую спираль. Основная идея методики основана на том факте, что сечение магнитного упругого рассеяния поляризованных нейтронов состоит из поляризационно-независящего и поляризационно-зависящего вкладов. Последний оказывается также антисимметричным относительно переданного импульса нейтронов Q, что и служит признаком нарушения киральной симметрии магнитной системы. Этот вклад может быть измерен как разница двух интенсивностей рассеяния при падении на образец нейтронного пучка с поляризацией по (+P₀ = P₀h) и против (-P₀ = P₀h) ведущего магнитного поля h в фиксированной точке постранства импульсов
Q = k. Для численного определения киральности мы вводим величину P_s (разницу между двумя интенсивностями в точке обратного пространства Q, нормированную на их сумму), которая связана простым соотношением с мерой спиновой киральности системы γ:

где φ - угол между вектором поляризации P₀ и вектором рассеяния e_Q. Для малоугловой дифракции с использованием позиционно-чувствительного детектора можно одновременно регистрировать интенсивность рассеяния для двух различных брэгговских рефлексов Q = k и Q = -k. Рисунок 6 демонстрирует типичную картину малоугловой дифракции, полученную от образца моносилицида марганца MnSi при температуре T = 25 K с поляризацией (а) по +P₀ и (б) против (–P₀) магнитного поля. Здесь ведущее магнитное поле приложено вдоль диагонали куба [111]. Хорошо видно магнитное брэгговское отражение [111] с волновым вектором Q = k || P₀.

Рис.6. Малоугловая дифракция поляризованных нейтронов на магнитной спирали в MnSi с поляризацией вдоль (а) и против (б) ведущего магнитного поля

Симметричный пик с Q = -k наблюдается из-за того, что величина поляризации равна P₀ = 0,93, т. е. пучок не идеально поляризован. Поскольку MnSi известен как образец, демонстрирующий левую кристаллографическую киральность, он рассматривался в качестве эталонного, а соответствующие карты интенсивности рассеяния – как калибровочные во всех экспериментах с другими образцами соединений Fe_1-xCo_xSi и Mn_1-yFe_ySi. Параметр γ для этого образца был равен 1±0,01 во всем диапазоне температур T < T_C.

В наших экспериментах было установлено, что в соединении MnSi левая кристаллическая структрура всегда приводит к левой магнитной спирали, а правая – к правой. Напротив, в соединенияхFe_1-xCo_xSiлевая структура приводит к правым спиралям. Таким образом, удалось показать, что еще один фактор, сложная электронная структура, способнен поменять киральность спирали, очевидно, вместе со знаком взаимодействия Дзялошинского-Мория. Было бы, разумеется, интересно проследить изменения магнитной киральности от положительного к отрицательному знаку в твердых растворах Mn_1-xFe_xSi. К сожалению, недопированные соединения FeSi оказываются магнитно неупорядоченными вплоть до низких температур, а спиновая спираль наблюдается только в узком диапазоне концентраций допированного железом MnSi (Mn_1-xFe_xSi с [0 < x < 0.17]).

К счастью, как показали экспериментально результаты малоугловой дифракции нейтронов и СКВИД-магнетометрии, моногерманиды железа FeGe и марганца MnGe, так же как и их твердые расворы Mn_1-xFe_xGe, оказались магнитно упорядоченными системами с критической температурой выше 100 K.

Обнаружена плоская спиновая спираль с волновым вектором, который меняется от максимального значения |k| = 2,3 нм^–1 для MnGe, через минимум при x_С= 0,75 (|k| à 0), к величине |k| = 0,09 нм^–1 для FeGe. Данные СКВИД-магнетометрии подтверждают ферромагнитную природу соединения с x_С= 0,75. Наблюдаемое превращение спиновой спирали в ферромагнетик объясняется разным знаком магнитной киральности для соединений с x> x_С и x< x_С. Эксперименты по дифракции синхротронного излучения и поляризованных нейтронов на монокристалле FeGe показали, что знак спиновой киральности оказывается противоположным знаку кристаллической киральности. Поскольку знак спиновой киральности меняется при x= x_С, мы заключили, что для MnGe знаки спиновой и кристаллической киральности совпадают. Таким образом, нами впервые обнаружен переворот спиновой киральности с концентрацией при x_С= 0,75 в соединениях Mn_1-xFe_xGe (рис. 7). Это открытие требует пересмотра феноменологической теории, которой до сих пор описывали магнитную структуру этих магнетиков.

На сегодняшний день показано, что в соединениях Fe_1-xCo_xGe магнитная структура представляет собой спираль с периодом, который меняется в диапазоне от 300 до 3000 Å. В этих соединениях обнаружен переворот спиновой киральности системы с концентрацией при x_С = 0,6.

Рис.7. Волновой вектор спирали k_Sпри T = 5 К для соединений Mn_1-xFe_xGe

При этой критической концентрации система становится ферромагнетиком. Что до соединений Mn_1-xCo_xGe, то переворот спиновой киральности в этих системах не обнаружен. В табл. представлены результаты, полученные в экспериментах по определению киральности в моносилицидах и моногерманидах переходных металлов.

Стоит отметить, что исследования магнитных свойств моногерманидов переходных металлов находятся только в самом начале своего пути. Эти исследования, несомненно, расширят наши представления о магнитных системах без центра инверсии.

А - фаза: плотноупакованная решетка магнитных квазичастиц – скирмионов или двумерно модулированная экзотическая спиновая структура?

Несмотря на большое количество работ, посвящённых MnSi-подобным системам,остается нерешенным вопрос о природе и микроскопических механизмах, ответственных за возникновение А-фазы в этих соединениях. Суть проблемы сводится к следующему экспериментальному наблюдению. Вблизи критической температуры в MnSi, при T < T_C, волновой вектор спиралиkориентирован вдоль четырех диагоналей куба <111>, и четыре типа доменов сосуществуют в образце при нулевом магнитном поле. Слабое магнитное поле (H < 40 мТл), приложенное вдоль одной из диагоналей <111>, способно снять вырождение магнитной структуры и ориентировать спирали по полю, формируя однодоменный образец. Увеличение поля в диапазоне от 130 до 180 мТл, приводит к 90˚-й переориентации направления спиновой спирали от оси [111] к оси [110]. Это явление получило название А-фазы. Дальнейший рост поля сначала восстанавливает первоначальную ориентацию спирали, а затем приводит к ферромагнитному переходу, наведенному магнитным полемпри 350 мТл. Было установлено, что в области А-фазы возникает шесть дифракционных пиков в плоскости, перпендикулярной магнитному полю (рис. 8). Причем появляющаяся гексагональная структура не зависит от направления магнитного поля по отношению к главным кристаллографическим осям образца. Это дало возможность заявить о наблюдении двумерной гексагональной решетки магнитных вихрей.

Рис.8. Схема эксперимента по малоугловой дифракции нейтронов с полем B,приложенным вдоль оси пучка n. Здесь k_i и k_f – волновые векторы падающей и рассеянной нейтронных волн (а); карта интенсивности малоугловой нейтронной дифрак-ции при B = 0,17 Tл и T = 28,5 K(б)

Теоретическое обоснование (феноменологическая теория) возможности скирмионной решетки было дано в работахУльриха Росслера и Алексея Богданова. В свою очередь Сергей ВладимировичМалеев предложил микроскопическую теорию на основе анализа спектра спиновых волн вMnSi, в которой обосновывается наличие энергетической щели в спектре спиновых волн, необходимой для устойчивости спиновой спиралив слабом магнитном поле. Возможно, чтоэта щель и приводит к повороту волнового вектора спирали kиз положения, параллельного полю, в положение, перпендикулярного полю.

Нами была изучена магнитная структура этого кубического спирального магнетика MnSi в небольшой области (H-T)-фазовой диаграммы (A-фазе). Магнитная структура A-фазы характеризуется в  пространстве импульсов двумерной гексагональной картиной из шести брэгговских пиков сk_h(1,2,3), перпендикулярными приложенному магнитному полюH.Карты рассеяния нейтронов в зависимости от сагнитного поля и температуры представлена на рис. 9. В современной литературе эта структура получила название скирмионной решетки. Для описания этой структуры предлагается концепция плотной упаковки скирмионных квазичастиц, подобной вихрям магнитного поля в сверхпроводниках второго рода.

В нашей работе мы приводим аргументы в пользу того, что наблюдаемая структура является двумерной гексагональной спиновой сверхрешеткой, образующейся из-за конкуренции двух взаимодействий (ферромагнитного обмена и взаимодействия Дзялошинского–Мория), подобно одномерным модуляциям спиновой структуры (плоская спираль, коническая спираль). Во-первых, установлено, что волновой вектор двумерной гексагональной структуры k_hс точностью до 2 % равен волновому вектору конической фазы k_c. Во-вторых, направление волновых векторов k_h(1,2,3) остаются неизменными во всем кристалле размером 100 мм³, но лишь в области А-фазы, небольшой области (H-T)-фазовой диаграммы ниже Т_С = 29 K. За пределами А-фазы обнаружены капли разориентированной, предположительно гексагональной, спиновой структуры с k_h,перпендикулярным полю H в диапазоне полей отB_A1 = 0,1 Тл доB_A2 = 0,25 Тл и вплоть до низких температурT= 25 K, что проиллюстрировано на рис. 9. При этом не обнаружено никакого распада этих капель на индивидуальные, случайно разбросанные в пространстве скирмионы. На основе анализа полученных данных мы заключили, что наблюдаемая структура не является плотноупакованной скирмионной решеткой, а оказывается примером сложной (двумерной) модуляции спинов в магнетиках.

Рис.9. Карты интенсивности малоуглового рассеяния, расположенные на фазовой диаграмме магнитного поля B и температуры T для магнитного поля, приложенного вдоль оси [111]

Библиография группы

1. Grigoriev S. V., Maleyev S. V., Okorokov A. I., Chetverikov Yu. O., Georgii R., Böni P., Lamago D., Eckerlebe H. and Pranzas K. Critical fluctuations in MnSi near Tc: A polarized neutron scattering study // Phys. Rev. B. 2005. V. 73. P. 134420.
2. Grigoriev S. V., Maleyev S. V., Okorokov A. I., Chetverikov Yu. O., Eckerlebe H. Field-induced reorientation of the spin helix in MnSi near Tc // Phys. Rev. B. 2006. V. 73. P. 224440.
3. Grigoriev S. V., Maleyev S. V., Okorokov A. I., Chetverikov Yu. O, Böni P., Georgii R., Lamago D., Eckerlebe H. and Pranzas K. Magnetic structure of MnSi under applied field probed by polarized small-angle neutron scattering // Phys. Rev. B. 2006. V. 74. P. 214414.
4. Grigoriev S. V., Maleyev S. V., Dyadkin V. A., Menzel D., Schoenes J.,Eckerlebe H. Principal interactions in the magnetic system Fe_1-xCo_x Si: Magnetic structure and critical temperature by neutron diffraction and SQUID measurements // Phys. Rev. B. 2007. V. 76. P. 092407.
5. Grigoriev S. V., Dyadkin V. A., Menzel D., Schoenes J., Chetverikov Yu. O., Okorokov A. I., Eckerlebe H.and Maleyev S. V. Magnetic structure of Fe1-xCox Si in a magnetic field studied via small-angle polarized neutron diffraction // Phys. Rev. B. 2007. V. 76. P. 224424.
6. Grigoriev S. V., Chernyshov D. Yu, Dyadkin V. A., Dmitriev V P., Maleyev S. V., Moskvin E.V., Menzel D., Schoenes J. and Eckerlebe H. Crystal Handedness and Spin Helix Chirality in Fe_1-xCo_xSi // PRL. 2009. V. 102. P. 037204.
7. Grigoriev S. V., Dyadkin V. A., Moskvin E. V., Lamago D., Wolf Th., Eckerlebe H., Maleyev S. V. Helical spin structure of Mn_1−y Fe_ySi under a magnetic field: Small angle neutron diffraction study // Phys. Rev. B. 2009. V. 79.P. 144417.
8. Grigoriev S. V., Chernyshov D. Yu, Dyadkin V. A., Dmitriev V P., Moskvin E. V., Lamago D., Wolf Th., Menzel D., Schoenes J., Maleyev S. V., Eckerlebe H. Interplay between crystalline chirality and magnetic structure in Mn_1-x Fe_xSi // Phys. Rev. B. 2010. V. 81. P. 012408.
9. Grigoriev S. V., Maleyev S. V., Moskvin E. V., Dyadkin V. A., Fouquet P., Eckerlebe H. Crossover behavior of critical helix fluctuations in MnSi // Phys. Rev. B. 2010. V. 81. P. 012408.
10. Grigoriev S. V., Moskvin E. V., Dyadkin V. A., Lamago D., Wolf Th., Eckerlebe H., Maleyev S. V. Chiral criticality in the doped helimagnets Mn_1-yFe_ySi // Phys. Rev. B. 2011. V. 83. P. 224411.
11. Dyadkin V. A., Grigoriev S. V., Menzel D., Moskvin E. V., Maleyev S. V., Eckerlebe H. Spin chirality of polycrystalline MnSi, or, difficult way from rumours to the solid ground // Physica B. 2011. V. 406. P. 2385.
12. Dyadkin V. A., Grigoriev S. V., Menzel D., Chernyshov D. Yu, Dmitriev V P., Schoenes J., Maleyev S. V., Moskvin E. V., Eckerlebe H. Control of chirality of transition-metal monosilicides by the Czochralski method // Phys. Rev. B. 2011. V. 84. P. 014435.
13. Potapova N. M., Dyadkin V. A., Moskvin E. V., Eckerlebe H., Menzel D. and Grigoriev S. V. Magnetic ordering in bulk MnSi crystals with chemically induced negative pressure // Phys. Rev. B. 2012. V. 86. P. 060406(R).
14. Dmitriev V P., Chernyshov D. Yu, Grigoriev S. V. and Dyadkin V. A. A chiral link between structure and magnetism in MnSi // J. Phys.: Condens. Matter. 2012. V. 24. P. 366005.
15. Moskvin E. V., Grigoriev S. V., Dyadkin V. A., Eckerlebe H., Baenitz M., Schmidt M. and Wilhelm H. Complex Chiral Modulations in FeGe Close to Magnetic Ordering // Phys. Rev. Lett. 2013. V. 110. P. 077207.
16. Grigoriev S. V., Potapova N. M., Siegfried S.-A., Dyadkin V. A., Moskvin E. V., Dmitriev V P., Menzel D., Dewhurst C. D., Chernyshov D. Yu, Sadykov R. A., Fomicheva L. N. and Tsvyashchenko A. V. Chiral Properties of Structure and Magnetism in Mn_1-xFe_xGe Compounds: When the Left and the Right are Fighting, Who Wins? // Phys. Rev. Lett. 2013. V.110. P.207201.

Григорьев Сергей Валентинович, д.ф.-м.н., ведущий научный сотрудник, ПИЯФ НИЦ КИ, Гатчина	Москвин Евгений Владимирович, к.ф.-м.н., старший научный сотрудник, ПИЯФ НИЦ КИ, Гатчина	Дядькин Вадим Александрович, к.ф.-м.н., научный сотрудник, ПИЯФ НИЦ КИ, Гатчина
Чубова Надежда Михайловна, младший научный сотрудник, ПИЯФ НИЦ КИ, Гатчина	Свен Арне Зигфрид, аспирант, Helmholtz-ZentrumGeesthacht, Германия	Алтынбаев Евгений Владимирович, студент, СПбГУ
Чернышов Дмитрий Юрьевич, к.ф.-м.н., научный сотрудник,SNBL ESRF, Гренобль, Франция	Цвященко Анатолий Васильевич, к.ф.-м.н., старший научный сотрудник, ИФВД РАН, Троицк	Дирк Мензель, доктор философии по физике, Technische Universitaet Braunschweig, Германия