非对称撬动奈尔矢量：好个四两拨千斤

编者按：自从自旋电子学与原本无用的反铁磁体较上劲后，反铁磁绝缘体半导体的研究浪潮迭起。其中一个重要问题就是反铁磁奈尔矢量(Néel vector) 的操控翻转。前几天清华大学帅哥宋成有针对手性反铁磁的短篇科普大作《》出笼，今天又有中科院合肥固体所的帅哥邵定夫教授领衔之长篇科普雄文。读者不妨放慢脚步，观赏一番针对奈尔矢量翻转的、真的很出彩的新风景。

1.引子

在凝聚态物理与信息技术交汇的尖端前沿，自旋电子学正扮演着举足轻重的角色。它不仅是打造下一代更小、更快、更低功耗存储器件的核心驱动力，更是探索基础物理、揭示物质新形态的绝佳温床。近年来，反铁磁材料犹如物理学界冉冉升起的新星——无论是自旋简并的常规反铁磁体，还是自旋劈裂的交错磁体与非共线反铁磁体，都受到了广泛关注。

反铁磁这颗新星的“核心资产”，是其序参量——奈尔矢量(Néel vector)。简单来说，反铁磁体内部通常由两套(或多套)磁化方向相反的子晶格组成。这些子晶格各自磁矩的矢量差值便构成了奈尔矢量。它之所以备受瞩目，是因为其方向犹如一根“物理学魔法棒”，能够直接调控体系的空间对称性及诸多奇特物性。

在这个微观世界里，新奇的物理现象令人目不暇接：从源于波函数的量子几何效应，到费米面的自旋织构特性；从纵向的磁阻效应，到横向的霍尔效应；从相对论性的自旋轨道耦合，到非相对论性的自旋动量锁定；甚至还有跨越了费米统计的电子输运与玻色统计的磁子动力学……。这一切令人心驰神往的新物理，都会随着奈尔矢量方向的变化而发生剧变。更为关键的是，这些随之变化的奇特物性，自然而然地成为了物理人探测奈尔矢量方向的绝佳手段，构成了反铁磁器件信息“读取”的物理基石。

图 1. 基于奈尔矢量调控的反铁磁自旋电子学器件。

奈尔矢量的超快翻转，可引发器件输运性质的显著变化。得益于反铁磁体宏观无杂散场且抵抗外加磁场干扰的本征优势，奈尔矢量的有效控制是实现超高速度、超高密度、超高稳定性与超低功耗的新一代信息器件之物理基石。

图片引自npj Spintronics 2, 13 (2024) [1]。

然而，要想将这些激动人心的新物理在实验上予以验证，甚至转化为真正可用的下一代信息器件，一个避无可避的前提是：必须能够随心所欲地调控奈尔矢量的方向(即实现信息的“写入”)。

但理想很丰满，现实很骨感。诚然，对于非共线反铁磁体而言，由于体系内(如自旋-轨道耦合等因素引发的自旋倾斜)常常伴随着微小净磁矩的存在，人们可以像对待“弱铁磁体”一样，较为方便地利用外加磁场或自旋力矩来实现状态调控。然而，对于最广泛存在、相邻磁矩严格补偿的共线反铁磁体而言，其宏观净磁化严格为零。这种特性，固然赋予了它们无杂散场的特性和绝佳的抗干扰能力，但也正是这种“稳如泰山”的本性，导致奈尔矢量对外部磁场等常规手段极不敏感、极难得到有效调控。过去，虽然物理学家们也提出过一些电学调控的理论方案，并取得了一定的实验验证，但这些方案往往依赖于特定的材料体系。针对所有的共线反铁磁体，提出一个奈尔矢量的普适调控机制，一直是反铁磁自旋电子学领域的一大难题或者一大奢求。

最近，笔者所在团队提出了一种基于“非对称自旋力矩”的奈尔矢量调控机制，看起来似乎找到了撬动奈尔矢量这块“顽石”的物理杠杆 [Zhang et al., Phys. Rev. Lett.136, 096702 (2026)]。借着总结这项研究的契机，我们重温一下这段巧之以杠杆“四两拨千斤”的心路历程。

2.铁磁老大哥是怎么被“拿捏”的？

要搞定“稳如泰山、软硬不吃”的反铁磁，不妨先看看隔壁的老大哥——铁磁体是怎么被注入自旋流产生自旋力矩乖乖调控的，如图2(a) 所示。

在微观的动力学世界里，磁矩m的演化是由大名鼎鼎的Landau-Lifshitz-Gilbert (LLG) 方程来描述的：

虽然这个方程看起来飘着各种叉乘符号，但它其实只讲述了一场不同力矩之间的激烈“拔河比赛” (图2(b))：

► 进动与阻尼(守门员)：方程的前两项，分别是磁矩绕着自身有效场(Heff，主要由磁各向异性能提供)的进动项和阻尼项。这两位“守门员”尽职尽责，致力于把磁矩死死维持在能量最低的易磁化轴上。

► 类场力矩(捣乱者)：形式为τFL~m×p(p是注入自旋的极化方向)。它就像一个额外的辅助磁场，总在试图让磁矩偏离平衡位置。

► 类阻尼力矩(主攻手)：形式为τDL~m× (m×p)。这是真正能够克服阻尼、推动磁矩跨过能量势垒、并完成磁矩彻底翻转的绝对主力。

当外加的自旋力矩，即上述主攻手，在竞争中战胜了“守门员”(有效场和阻尼)，磁矩就会发生翻转。

烧脑的理论公式到此结束。实际上，这套动力学方程背后的物理图像极其简单：就是注入的自旋与局域磁矩发生“自旋角动量交换”。如果忽略掉那些繁杂的中间演化过程，只看开头和结尾，结果一目了然，如图 2(c) 所示：

(1) 如果磁矩初始朝上(+z)，我们向它注入极化方向朝下(-z) 的自旋流。角动量交换发生后，磁矩就像被迎面一记重拳，直接被“砸”到了–z 方向。这对应着最经典的自旋转移力矩(spin-transfer torque, STT)。

(2) 如果我们注入的自旋极化沿面内y 方向，角动量交换会把磁矩死死拉向y 方向。但问题是，一断电，由于y 方向本身不稳定，磁矩可能会随机倒向+z 或–z。此时，需要加一个x 方向的微小辅助磁场来打破这种平衡，保证断电后磁矩便会顺势倒向–z方向。这就对应着目前已经得到一定应用的常规自旋轨道力矩(spin-orbital torque, SOT)。

(3) 如果我们注入的自旋“不那么规矩”，既有面内的y 分量，又带有面外的z 分量，角动量交换就会让原本朝上的磁矩被拉得斜着向下。此时只要一断电，自然就稳稳地落入–z 的怀抱，完成翻转。这便对应着目前得到广泛研究的非常规自旋轨道力矩。

看，无论中间的过程多么眼花缭乱，只要掌握了“角动量交换”的诀窍，铁磁老大哥就能被轻松拿捏。那么，带着这套成熟的“拿捏手段”去对付反铁磁，行得通吗？

图 2. 自旋力矩的物理机制与磁矩调控。

(a) 自旋力矩的核心物理机制：注入的自旋与局域磁矩发生自旋角动量交换。(b) LLG 方程：进动与阻尼(守门员)、类场力矩(捣乱者) 与类阻尼力矩(主攻手) 的激烈竞争。(c) 垂直铁磁磁矩的自旋力矩调控：STT 直接将磁矩从+z 翻转到–z；常规 SOT 将磁矩从+z 拉到y 方向，如果施加一个x 方向的磁场Hx，可以引导磁矩在关闭电流脉冲后翻转到–z；非常规SOT 将磁矩拉到斜向下的方向，关闭电流脉冲后，磁矩顺势翻转到–z。(d) 在反铁磁两个磁矩上施加相同的自旋极化，产生地类阻尼力矩导致奈尔矢量会在垂直于自旋极化的平面内一直高速旋转。(e) 在反铁磁两个磁矩上施加相同的自旋极化，产生的类场力矩导致奈尔矢量发生高速旋转。当旋转到自旋极化方向时，力矩消失，旋转停止，从而将奈尔矢量确定性地翻转到自旋极化的方向上。

图(a,b)引自[A. Brataas, et al., Nature Mater 11, 372 (2012)] [2]。图(d) 引自npj Spintronics 2, 13 (2024) [1]。

3.反铁磁调控的“迷局”

反铁磁和铁磁的一个巨大不同在于：反铁磁磁矩之间存在着极其强烈的交换场(Hex)。一个磁矩感受到的交换场，与另一个磁矩的方向是平行的。所以，当两个磁矩完美反平行的时候，形式为m×Hex 的交换力矩严格为0。

但是，假定有外力(比如均匀注入的自旋流产生的类阻尼力矩)试图把这两个反平行的磁矩往同一个方向拉，让它们稍微“翘起来”一点点，使得磁矩不再完美反平行。如此，m×Hex 这个叉乘就不再为0。此时，两个磁矩会瞬间产生大小相等、方向相反的巨大交换力矩。由于交换场非常庞大，这个交换力矩会直接带动奈尔矢量发生太赫兹(THz) 级别的高速振荡，但无法实现单轴各向异性反铁磁体的确定性翻转 (图2(d))。

当然，这种振荡机制并非毫无用武之地。过去的研究表明，基于这种机制可以翻转具有多轴各向异性的反铁磁体系。例如，假设材料的易磁化轴同时存在于x 轴和y 轴，那么通过施加一个沿x 方向的自旋极化，巨大的交换力矩会让奈尔矢量在yz 平面内持续旋转。当释放掉电流后，奈尔矢量就会顺势停留在能量较低的y 轴上。但遗憾的是，这种方式无法确定它最终是指向+y 还是–y 方向，仍然不够“确定性”。

后来，人们发现，对具有中心反演与时间反演联合对称性(PT对称性) 的材料，Edelstein 效应可以给两个子晶格施加完全相反的自旋极化。这样一来，类场力矩就会拉动两个磁矩“翘起来”，让交换力矩带动奈尔矢量进行旋转。当旋转到磁矩和自旋极化平行的方向时，类场力矩消失。此时，奈尔矢量的旋转停止，确定性翻转得以实现 (图2(e))。

这个过程，虽然比铁磁的动力学行为复杂得多，但如果忽略繁杂的中间环节，仍然可以用极简的“角动量交换”图像来直观理解：当两个子晶格截获的自旋积累相同时，角动量交换只能让磁矩同向移动引发振荡。这显然无法满足奈尔矢量的确定性翻转需求。而当自旋积累严格相反时，角动量交换则顺应了反平行磁矩的习性，将两个磁矩分别拉向设定的极化方向，从而水到渠成地实现了奈尔矢量的确定性翻转。

这看起来似乎是一条切实可行的电学调控出路。然而，现实的阻力依然巨大：这种要求自旋积累“严格相反”的对称性条件过于苛刻。目前，该机制仅在极少数特定的反铁磁金属(如CuMnAs 和Mn2Au) 中得到实验验证。更为遗憾的是，在这些实验中，往往只观测到了变化仅0.1% 量级左右的电输运信号，距离真正满足实际器件的高效应用仍有着不小的鸿沟。

面对“相同极化”引发振荡、“相反极化”条件苛刻的迷局，物理学家们开始另辟蹊径，探索引入额外的对称性破缺来实现调控。例如，宋成老师通过应变工程引入了Dzyaloshinskii-Moriya (DMI) 相互作用[Z. Zhou, et al., Nature638, 645 (2025)] [3]；罗昭初老师选择具有净磁矩的反铁磁体系[H. Guo et al., Nat. Commun.16, 8911 (2025)]。他们都成功实现了奈尔矢量的确定性翻转。但是，作为理论工作者，笔者通常比较“贪心”，总是想找到一种普适的机制，让物理人在即使没有上述因素的反铁磁体系中依然能自如地调控奈尔矢量。

4.实空间反铁磁子晶格堆叠中隐藏的秘密

过去的研究，大多基于全局的宏观对称性和动量空间的能带结构。在分析材料的宏观输运特性时，动量空间的物理图像确实极其有效——近年来交错磁体的兴起，正是这一方法的成功典范。然而，自旋力矩本质上源于注入的自旋与材料内部局域磁矩之间发生的角动量交换。仅仅依靠动量空间的宏观图像，无法精确刻画材料内部真实的微观局域输运行为。因此，过去的工作，往往默认宏观输运性质在材料内部是均匀分布的，也就导致了“注入自旋后，两个子晶格截获的自旋积累必然相同”的固有印象。

2021年，我们基于动量空间的物理图像，提出了“动量分辨自旋极化”的反铁磁隧道磁阻机制[Nat. Commun.12, 7061 (2021)] [5]。该机制随后陆续得到实验的证实，实现了大开关比的隧道磁阻信号，有望彻底解决反铁磁自旋电子学中高信噪比的信息“读取”难题。既然“读”已不是问题，我们自然就将重心转向了“写”：

到底怎样才能实现反铁磁奈尔矢量的高效、确定性调控？

为了解决这一问题，我们决定跳出动量空间的宏观视角，一头扎进实空间中去(编者按：物理人的独门绝技之一就是动量空间说事，但定夫老师偏不信这个邪！)。反铁磁的实空间子晶格结构，其实非常丰富多彩，如图 3(a) 所示。打个比方，有的像3D国际象棋棋盘，相邻的磁矩全都相反(G型反铁磁)；有的像千层蛋糕，层内磁矩平行排列，层间反平行(A型反铁磁)；还有的像一根根面条，磁矩在一维链内平行，链间反平行(C型反铁磁)。面对这些五花八门的原子网络，我们不禁开始思考：当电子在里面奔跑时，难道真的是对所有磁矩“一视同仁”的吗？

图 3. 反铁磁体实空间子晶格堆叠结构与局域自旋输运特性。

(a) 丰富多彩的反铁磁实空间子晶格堆叠构型：最近邻磁矩反平行的G 型、层内平行层间反平行的A 型、一维链内平行的C 型、新近发现的十字交叉的X 型结构[Newton 1, 100068 (2025)]。(b) “奈尔自旋流”的物理图像：在A 型或C 型等结构中，一束全局看似自旋中性的电流，在微观尺度上化身为交错极化的“并联电路”；自旋向上的电子偏好走A 子晶格，自旋向下的电子偏好走B 子晶格 [Phys. Rev. Lett. 130, 216702 (2023)]。(c) 不同反铁磁堆叠结构带来的局域自旋输运行为：在G 型堆叠中，电流主要由自旋中性的子晶格间跃迁主导；在C 型与A 型堆叠中，交错的奈尔自旋流在反平行的链内/ 层内流淌；在极端的X 型堆叠中，沿特定链方向的电流甚至完全由孤立的单子晶格奈尔自旋流贡献；而在基于A 型堆叠的器件中，界面物理截断凸显，由界面驱动产生自旋相关的隧传穿电流 [Newton 1, 100142 (2025)]。

顺着这个思路，我们提出了“奈尔自旋流(Néel spin currents)”的概念，如图 3(b) 所示：在某些反铁磁体中，一束全局看似自旋中性的电流，其实可以看作是一个“并联电路” [D. -F. Shao, et al., Phys. Rev. Lett.130, 216702 (2023)] [6]。自旋向上的电子偏好走A 子晶格，自旋向下的电子偏好走B 子晶格。结果就是，在反铁磁体内部的不同磁性子晶格中，实际上流淌着交错式的、高度极化的自旋流！由于A 型和C 型磁性子晶格具有低维特性(如层状或链状)，自旋极化的电子输运往往被局限在特定的子晶格空间内，这便成了孕育奈尔自旋流的理想温床。

沿着这一实空间脉络，我们还发现了更为极端的“X型反铁磁体”[S. -S. Zhang et al., Newton1, 100068 (2025)] [7]。在这一全新的堆叠类型中，它的两个子晶格形成了十字交叉的链状结构。当电流沿特定方向传输时，电子甚至可以完全绕开其中一个子晶格，实现令人惊叹的单子晶格自旋输运运，如图 3(a,c) 所示。

这些生动的例子，无一不在向我们宣告一个被长期忽视的真相：在反铁磁体内部，局域自旋输运行为极其丰富多彩，绝非过去简单假定的“均匀分布”！

更妙的是，这个实空间的局域视角，不仅为我们指明了怎么“写”，还给如何“读”带来了全新启发。它清楚地告诉我们，在某些堆叠结构和特定的输运方向下，反铁磁体内部可以完全没有与自旋相关的体相输运性质。此时，由于异质结界面的物理截断，界面的局域自旋极化就会“喧宾夺主”凸显出来[L. Yang, et al., Newton1, 100142 (2025)] [8]。基于这一思路，我们与实验团队合作，利用二维范德华A型反铁磁体(Fe,Co)5GeTe2，成功构建了全共线反铁磁隧道结，并在实验上观测到了基于界面极化、高达75 % 的隧道磁阻效应[W. -M. Zhao et al., Nat. Commun.17, 268 (2026)] [9]。这意味着，只要玩转了实空间，哪怕是自旋处处简并的常规反铁磁体，也同样极具应用价值。

5. “四两拨千斤”的非对称自旋力矩

当我们将视角从理想的宏观晶体切换到真实的微观器件中，一切就豁然开朗起来。在真实的物理世界里，自旋流的注入，必须经过异质结界面。而界面，天然是一道物理截断，破坏了空间对称性，有可能导致反铁磁的两个子晶格截获的自旋积累出现不对称。例如，向 A 型反铁磁体注入自旋流时，越靠近界面的磁层，截获到的自旋积累自然越多，远处的则越少，如图 4(b) 所示。而在更极端的X 型反铁磁体中，沿着特定方向甚至可以直接实现单个子晶格的自旋积累，如图 4(c) 所示。同样地，只要薄膜器件内部破缺某种(可能是严苛的)对称性(如中心反演与时间反演联合对称性PT 、或时间反演和平移的联合对称性Tt)，体相的 Edelstein 效应也必然导致两个磁矩的自旋积累出现差异。

一句话，理论上往往苛求的“严格相同”或“严格相反”，在现实的器件结构中是极难维持的。非对称的自旋积累，才是反铁磁器件中的常态！

图 4. 实空间非对称自旋积累的产生及其“四两拨千斤”的物理图像。

(a-c) 注入自旋流在不同反铁磁堆叠结构中截获的局域自旋积累现象：G 型反铁磁体中表现为相同的自旋积累 (a)；而在A 型 (b) 和更为极端的X 型 (c) 反铁磁体中，则不可避免地呈现出高度非均匀、不对称的自旋积累。 (d-e) 反铁磁自旋力矩的“天平模型”：当两端放置完全相同重量的砝码(对应相同自旋积累) 时，天平保持水平，无法倾倒(对应奈尔矢量翻转) (d)；两端重量出现差别(对应非对称自旋积累)，天平发生倾倒(对应奈尔矢量的确定性翻转) (e)。

对此，可以用一个天平来做生动的类比：两端放着完全相同质量的砝码(相同自旋积累)，不管您怎么往下按，天平只会剧烈晃动(对应反铁磁的高频振荡) 而不会彻底翻转，如图 4(d) 所示。但是，只要两端重量(未必是质量)出现哪怕一丝一毫的不同(非对称自旋积累)，天平立刻就会打破平衡，顺势倾倒，如图 4(e) 所示。

我们对此物理图像进行了详细的解析推导与宏观自旋模拟，发现正是这种非对称自旋力矩机制，撬动了奈尔矢量这块“顽石”。根据非对称自旋积累的极化方向，体系会呈现出几种清晰的确定性稳定解，与前面提到的“铁磁老大哥”的翻转图像简直如出一辙 (图 5)：

(1) –z 极化：就像铁磁中经典STT 那般，能将奈尔矢量干净利落地直接翻转到–z 方向。

(2) 既有y 极化又有–z 极化：能将奈尔矢量拉到一个斜着向下的稳态。一旦断电，它自然就会落入–z 的怀抱，完成翻转(对应非常规SOT)。

(3) y 极化：这里的情况最为有趣。y 极化理论上会产生两个稳定的解。其中一个解，对应着倾斜的奈尔矢量(可以斜向上也可以斜向下)。虽然“斜向下”的态看似很有用，但这两种倾斜状态在能量上是简并的，在实际的热涨落等扰动下会交替出现，极难稳定控制。因此，真正在实验中可控且有用的，是第二个解：奈尔矢量被完全拉到y 方向。

图 5. 反铁磁非对称自旋力矩与铁磁体调控模式的对应关系。

理论分析表明，非对称自旋积累的极化方向决定了奈尔矢量的稳态解：–z 极化(对应STT，奈尔矢量直接翻转到–z 方向)、y 极化(对应常规SOT，奈尔矢量被拉到y 方向；结合辅助磁场，在电流关闭后翻转到–z 方向) 和既有y 极化又有–z 极化的情况(对应非常规SOT，奈尔矢量被拉到斜向下的方向，关闭电流后顺势翻转到–z 方向)，均可实现与传统铁磁体类似的确定性翻转模式。

根据我们的理论推导，在这个朝向y 方向的稳态下，如果像调控铁磁体那样，施加一个面内的辅助磁场(Hx)，则这个磁场会在两个子晶格上产生沿着z轴、大小相等方向相反的力矩，从而在–z 方向诱导出一个微小但极度确定的奈尔矢量分量，如图 6(a) 所示。断电后，这个微小的z 分量就成了精准的“向导”，引领奈尔矢量确定性地翻转到目标方向，如图 6(b) 所示。这一图像，极其类似于常规SOT 加场辅助翻转铁磁垂直磁矩的过程。

不过，这里隐藏着一个反铁磁独有的巨大杀手锏：在传统铁磁体中，如果施加一个很大的Hx，它会简单粗暴地把磁矩强行拉向x 方向，从而彻底破坏翻转。但在反铁磁体中，这个辅助磁场可以加到非常大！这是因为反铁磁内部那股曾让我们头疼不已的、极其强烈的“交换耦合”力量，此刻变成了最坚固的护盾——它死死保护着磁矩不被外场影响。在我们的模拟中，即使施加了高达10 倍于各向异性场的Hx，奈尔矢量的翻转依然如比萨斜塔的落球般不受影响，如图 6(c) 所示。

图 6. 大磁场辅助下的非对称SOT翻转。

(a) 当奈尔矢量处于y 方向时，沿着x 方向的面内辅助磁场在两个子晶格上产生大小相等、方向相反的z 方向力矩，从而引导奈尔矢量在关闭电流后实现确定性翻转的物理图像。(b, c) 宏观自旋动力学模拟表明，在小磁场 (b) 和高达10 倍各向异性场的超大磁场 (c) 下，奈尔矢量均能顺利翻转。这是因为反铁磁内部极其强烈的“交换耦合”在此刻化身为最坚固的护盾，有效抵御了大磁场对磁矩的影响，保护翻转过程不被干扰甚至破坏。(d) 理论机制与前沿实验的完美吻合：物理所韩秀峰老师团队成功实现了A 型反铁磁体(Cr2O3)垂直奈尔矢量的场辅助SOT 翻转，且该翻转在高达 3 T 的巨大面内磁场下依然照常进行[W. He et al., Nat. Electron. 7, 975 (2024)] 。

令人振奋的是，这一直观的物理图像，与中国科学院物理所韩秀峰老师团队近期的实验结果[W. He et al., Nat. Electron.7, 975 (2024)] 完美吻合。他们将自旋流注入到A 型反铁磁体Cr2O3中，实现了加场辅助垂直奈尔矢量翻转。实验表明，这一翻转即使在高达3 T 的巨大面内辅助磁场下，依然能够稳定实现，如图 6(d) 所示。这种理论与实验的严丝合缝，让我们对非对称自旋力矩机制的普适性充满信心。

6.结语

从探究宏观全局对称性，到深入于实空间的局域微观输运过程，我们梳理了反铁磁内部丰富多彩的输运细节，打破了“对称自旋积累”的思想定式，建立了一套适用于反铁磁体系的“非对称力矩调控”普适机制。这一机制，为连接传统的铁磁自旋电子学与下一代反铁磁自旋电子学，提供了一条切实可行的理论路径。它向我们宣告：铁磁体中那些成熟且曾经辉煌的调控手段(如STT、SOT)，在引入适当的非对称性后，完全可以“无缝移植”并完美应用于奈尔矢量这块曾经的“顽石”之上，从而延续那般“辉煌”。

展望未来，这套“四两拨千斤”的调控哲学，将大有可为：物理人可以通过选择合适的材料体系、设计特定的晶体生长方向、优化异质结的器件结构，来随心所欲地控制自旋积累的非对称性。通过进一步结合Dzyaloshinskii-Moriya (DM) 相互作用、微小净磁矩或新兴的轨道力矩(orbital torque)，高效的奈尔矢量调控将不再是望洋兴叹。更令人期待的是，通过设计注入自旋的极化方向，甚至可以利用非对称自旋力矩，将奈尔矢量“硬生生”地稳定在远离易磁化轴的任意方向上，从而解锁基态下原本不存在的新奇物理效应。

我们希望，这一非对称自旋力矩机制，能成为探索反铁磁新物理的“探照灯”，为最终实现反铁磁自旋器件中高效、精确的信息“写入”提供理论指导。

这一工作刚刚发表于 PRL 上。非对称自旋力矩机制的发现，完全归功论文第一作者、中国科学院合肥物质院博士生张水森同学。水森即将毕业，预祝他未来做出更大的贡献。

最后指出，本文描述可能多有夸张、不周之处，敬请读者谅解。对详细内容感兴趣的读者，可点击文尾的“阅读原文”而御览论文原文。

Deterministic switching of the Néel vector by asymmetric spin torque

Shui-Sen Zhang(张水森), Zi-An Wang(王子安), Bo Li(李博), Wen-Jian Lu(鲁文建) Mingliang Tian(田明亮), Yu-Ping Sun(孙玉平), Haifeng Du(杜海峰) & Ding-Fu Shao(邵定夫)

Physical Review Letters136, 096702 (2026)

https://journals.aps.org/prl/abstract/10.1103/fkyr-z5b8

附：文中提到的相关参考文献

[1]. D.-F. Shao and E. Y. Tsymbal, Antiferromagnetic tunnel junctions for spintronics, npj Spintronics 2, 1 (2024).

[2]. A. Brataas, et al., Current-induced torques in magnetic materials, Nat. Mater. 11, 372 (2012).

[3]. R. Cheng, et al., Ultrafast switching of antiferromagnets via spin-transfer torque, Phys. Rev. B 91, 064423 (2015).

[4]. J. Železný, et al., Relativistic Néel-order fields induced by electrical current in antiferromagnets, Phys. Rev. Lett. 113, 157201 (2014).

[5]. P. Wadley et al., Electrical switching of an antiferromagnet, Science 351, 587 (2016).

[6]. Z. Zhou, et al., Manipulation of the altermagnetic order in CrSb via crystal symmetry, Nature 638, 645 (2025).

[7]. H. Guo et al., Layer-dependent spin-orbit torque switching of néel vector in a van der waals antiferromagnet, Nat. Commun. 16, 8911 (2025).

[8]. D.-F. Shao, et al., Spin-neutral currents for spintronics, Nat Commun 12, 7061 (2021).

[9]. S.-S. Zhang et al., X-type stacking in cross-chain antiferromagnets, Newton 1, 100068 (2025).

[10]. D.-F. Shao, et al., Néel spin currents in antiferromagnets, Phys. Rev. Lett. 130, 216702 (2023).

[11]. L. Yang, et al., Interface-controlled antiferromagnetic tunnel junctions, Newton 1, 100142 (2025).

[12]. W.-M. Zhao et al., Interface-controlled antiferromagnetic tunnel junctions based on a metallic van der Waals A-type antiferromagnet, Nat. Commun. 17, 268 (2025).

[13]. W. He et al., Electrical switching of the perpendicular Néel order in a collinear antiferromagnet, Nat. Electron. 7, 975 (2024)

玉堂春·梅声

未苏湾畔

却有红颜浪漫

缀在崖垠，只顾衔欢

弄雨凌风，吐着纯鲜艳，哪管寒荒侵满园

正是冬春轮换，三元开始间

便奉初心

更奉初花瓣

还奉梅声响耳边

(1) 笔者邵定夫，任中国科学院合肥物质院固体物理所研究员。团队主页：https://shao.dingfu.group/。笔者近年来一直从事磁学、自旋电子学理论研究，目前正在招聘博士后与其一起在相关领域“开脑洞”。欢迎凝聚态理论、计算方向的青年人才联系：dfshao@issp.ac.cn。

(2) 小文标题“非对称撬动奈尔矢量：好个四两拨千斤”乃宣传式的言辞，不是物理上严谨的说法。在此，该比喻蕴含着两层核心物理图像：其一，是指自旋积累的微小不对称性(“四两”)，足以打破传统对称机制下的动力学僵局，引发奈尔矢量确定性翻转的巨大宏观响应(“千斤”)；其二，是指在量级上极其微弱的外加自旋力矩(“四两”)，巧妙地借助了物理杠杆，成功撬动了受极强内部交换耦合保护的反铁磁序(“千斤”)。

(3) 文底图片来自笔者团队，乃根据“四两拨千斤”的天平模型 [图4(d,e)] 用AI生成。文底小词 (20260217) 由编者 Ising 添加，原本写丙午马年三元之始的梅声阵阵。这里不妨用来表达本文笔者给反铁磁自旋电子学领域带来的梅声：梅花本身也许不能用来制造成什么可用物品，但此“梅花之声”却能激励实验物理人去做出可控的反铁磁自旋电子学器件^_^！

(4) 封面图片乃由笔者团队绘制，展示了非对称自旋力矩调控奈尔矢量的几种模式。

文章转载自“量子材料QuantumMaterials”微信公众号