|
|
м
г
О
а ш
воляет определить значения обменных констант //^ для ионов как первой, так и последующих координац. сфер.
В случае, когда нужно получить ф-лы только для нач. участка спектра спиновых волн (aA^l), широко используется феноменологии, теория. В этой теории состояние АФМ характеризуется заданием в каждой точке двух или нескольких {по числу лодреш╦ток) векторов плотности магн. моментов M;(r,t}, являющихся ф-циями координат и времени. В качестве осп, состояния выбирается состояние с однородными значениями
плотностей моментов Mif Для нахождения возбужд╦нных состояний записывают ур-ния движения магн. мо-
ментов;
0л|//й=у[лг/.н2фф], (18)
где -Яэфф ≈ вариационная производная от плотности свободной энергии Ф
5. Взаимодействие электромагнитного излучения с антвферромагнстиками
Важная информация о природе А, получена при изучении взаимодействия эл.-магн. излучения с АФМ, существенно различающегося для радиочастотного диапазона и оптич. области.
Радиочастотный диапазон. В области частот до неск. сотен ГГц с АФМ взаимодействует магн. вектор эл.-магн. волны. При частотах порядка неск. МГц радиочастотное излучение взаимодействует с магн. моментами ядер разл. ионов в АФМ. При этом наблюдается ЯМР, К-рый в АФМ имеет ряд отличит, особенностей.
Сверхтонкому взаимодействию между магн. моментами электрона и ядра соответствует эффективное сверхтонкое (СТ) поле Нп, действующее на магн. моменты ядер ионов. Это поле пропорционально величине намагниченности подреш╦ток АФМ и имеет в каждом узле реш╦тки а свои определ. величину и направление. В результате ЯМР в АФМ можно наблюдать и в отсутствие внеш. маги, поля на частоте
'«О
(19)
112
Здесь уп≈ядерное гиромагн. отношение, Аа ≈ константа энергии сверхтонкого взаимодействия.
Если ЯМР наблюдается на ядрах немагп, ионов (Н + , |ЙГ~ и др.)т то локальное сверхтонкое поле Нп~ "~103 Э и частота ЯМР составляет нсск, МГц. Измерения температурной зависимости о>ло позволяют определить зависимость от Т намагниченности подреш╦ток
АФМ (в предположении независимости константы Аа от темп-ры). В ходе таких экспериментов проверялись теория спиновых волн (низкие темп-ры) и совр. теория фазовых переходов (при темп-pax, близких к Т^).
Эффективные СТ-поля на ядрах магн. ионов достигают 10е Э для Sfi-ионов и 107≈1C8 Э для редкоземельных ионов. Соответственно частоты ЯМР сдвигаются из области ~10е Гц в область ~109≈1010 Гц. Такие большие Нп .могут научаться не только мотодом ЯМР, но и на основе М╦ссбауэра эффекта.
При изучении ЯМР на ядрах й5Мп обнаружено, что в АФМ наряду со статич. сдвигом частоты шл(} существует динамич. сдвиг, к-рый характерен для АФМ с малой щолыо в спектре спиновых волн (легкоплоскостные, кубические, с низкой TM) и наблюдается только при низких темп-pax.
При темп-pax ок. 1 К ядерные магн. моменты образуют благодаря сул-иакамуровскому взаимодействию упорядоченные подреш╦тки с намагниченностью ш/. Динамич. сдвиг частоты ЯМР есть следствие возникновения коллективных электронно-ядерных колебаний. Такие колебания возникают в результате СТ-взаимодействия при близости собств. частот электронной и ядерной спиновых систем. Это условие выполняется в слабых вкеш, магнитных полях; тогда возникают две ветви смешанных электронно-ядерных колебаний, их можно по-
лучить, решая систему ур-ний (18) для намагыпченно-стей не только электронных, но и ядерных подреш╦ток, При этом в выражение для потенциала Ф нужно добавить член, описывающий СТ-взаимодействие (≈АМ^т^}. Выражение для частоты ЯМР в этом случае имеет вид:
со;
где
- - y
Am
соео ≈ частота
(20)
колебаний
электронной спиновой системы без уч╦та СТ-взаимо-действия (щель в спектре спиновых волн). Динамич. сдвиг частоты существен только при со^0^(оу. В опытах макс, сдвиг достигал о>п/й>лп ~ 0.2≈0,3. Сдвиг зависит от темп-ры (т ~1/Т) и от магн. поля (для легкоплоскостного АФМ ые(} = уе&о)- Поэтому он наблюдается только при низких темп-pax (?^1 К) и быстро уменьшается, приближаясь к нулю с ростом поля {Яп> 4≈5 кЭ), Естественно, что влияние СТ-взаимо-действпя изменяет и величину щели спектра спиновых волн:
..2 2 , 2 j,)i\\ u>e = (OpQ-j - Ш т-. (^1/
Поскольку ядерная спиновая система является коллективизированной, в ней существуют свои коллективные возбуждения ≈ ядерные спиновые волны. Их спектр может быть также получен из ур-ний (18):
2 2
лч _ f.-j ____£0___Ь________ /991 ~~ ш«0 R≈≈≈≈5≈≈≈з≈≈≈Г7Г ∙ \^Ч
Ядерные спиновые волны наблюдались в экспериментах по их параметрич. возбуждению. Механизм параметрпч, возбуждения спиновых волн в АФМ связан с нелинейным взаимодействием двух разл. типов колебаний векторов L и М, соответствующих разл. ветвям слектра спиновых волн.
Электронный резонанс в АФМ да╦т информацию о щели в спектре спиновых волн и о рслаксац. процессах в электронной спиновой системе. В АФМ можно возбуждать спиновые волны с А^О однородным СВЧ-иолем большой амплитуды. Измеряя порог такого параметрич. возбуждения спиновых волн, определяют время их жизни для разл. значений магн. поля и темп-ры.
В суб миллиметровой области длин волн обнаружены магн. поляритоны ≈ квазичастицы, возникающие в результате взаимодействия фотонов и магнонов, когда их энергии близки.
Оптический диапазон. Для эл.-магн. излучения с частотой, больгаей частот од нома г ионных возбуждений, проницаемость АФМ можно считать равной 1. На столь больших частотах с веществом ьзаимодейст-вует только электрич. вектор волны. Связь с магн» системой осуществляется благодаря спин-орбитальному взаимодействию на возбужд╦нных электронных уровнях магн. иолов.
В дал╦кой ИК-области спектра в тетрагональных фторидах Ми, Те и Со наблюдались спектральные линии, отвечающие двухмагнонному поглощению эл.-магн. излучения, к-рые оказываются в АФМ очень интенсивными.
Большое число АФМ прозрачно в видимой области эл.-магн. спектра. В одноосных прозрачных АФМ обнаружено значит, изменение линейного двойного лучепреломления Света (см, Коттока ≈ Мутона эффект), пропорциональное Л2. Величина двойного лучепреломления сравнима с круговым двойным лучепреломлением (Фарадея эффектом) в ферримагнетиках. Магп. двойное лучепреломление в АФМ определяется зависимостью тензора диэлектрич, проницаемости е от величины компонентов вектора L'.
aL$> (23)
Тензор является симметричным. Его действит. часть описывает магн. линейное двойное лучепреломление,
")
}
