Г.С. Кринчик - Физика магнитных явлений (1127398), страница 56
Текст из файла (страница 56)
Тогда из (5.4.19) и (5.4.20) получаем нд т(н '- (5.4.2!) и нь Отношение х/Н оценим, предполагая, что начальная восприимчивость сферических частиц равна восприимчивости формы 1/У='/4п (9 1.2). Тогда, с одной стороны, /=Н/Х, а с другой /=Зпгэх!,/4лг' и х/Н=г/п1,. В результате (5.4.22) Подставляя сюда значения Н,„=2,2 10' Э и /,=1400 Гс для кобальта (на котором в 1959 г.
Госсард и Портис впервые обнаружили ЯМР в ферромагнетиках), а также принимая г/6=10, получаем т(в=1600. Поскольку интенсивность поглощения мощности при набгподении ЯМР пропорциональна квадрату амплитуды действующего радиочастотного поля, т. е. коэффициент усиления ЯМР по мощности т( =- йн, получаем, что даже при учете объема, занимаемого домснйой границей, сигнал ЯМР должен усилиться за счет рассмотренного эффекта более чем в 10' раз. Аналогичное усиление сигнала ЯМР в объеме домена за счет восприимчивости вращения н,'~ также происходит, но должно иметь значительно меньшую величину. Отметим также другую существенную особенность ЯМР в ферромагнетнках.
Поскольку резонансная частота ЯМР определяется величиной постоянной слагающей действующего на ядро магнитного поля, а это поле в ферромагнетнках составляет величину 1О' †' Э, то частота ЯМР оказывается сдвинутой в длннновочиовый диапазон на несколько порядков по сравнению с частотой ЯМР в неферромагнитных веществах.
Экспериментальное обнаружение ЯМР в ферромагнетиках задержалось, поскольку это обстоятельство не учитывалось. 32! й 5.5. МАГНИТООПТИЧЕСКИЕ ЭФФЕКТЫ. МАГНИТНАЯ ВОСПРИИМЧИВОСТЬ НА ОПТИЧЕСКИХ ЧАСТОТАХ Намагниченный ферромагнетик (так же, как н дна- и парамагнитные вещества), помещенный во внешнее магнитное поле, обнаруживает свойства двойного кругового и линейного двупреломле.
ния и дихроизма. Это приводит к появлению различных магнитооптических эффектов иа проходящем и отраженном поляризованном свете. Взаимодействие света с магнитоупорядоченными кристаллами отличается такими особенностями, которые дают основание выделить вопросы, относящиеся к физике магнитооптических явлений в магннтоупорядоченных кристаллах. Открытие и исследование целого ряда оптических эффектов, существующих только в магнитных кристаллах, позволяют говорить о том, что оптика магнитных кристаллов оформилась в самостоятельное направление. '~йн Рис.
5.!8, Класснфикапия магнитооптических эффектов в ферромагнетиках. Эффекты отражения: а — полярное намагничивание, ! — полярный эффект Керра. 2 в изменение интенсивности линейно-полярнзованного света; б— меридпональное наягагиичнваипе, ! — меридиональный эффект Керра, 2 — изменение интенсивности линейио-поляризованного света; и — экваториальное !поперечное) намагничивание. ! — экваториальный эффект Керра, 2 — ориеитапионный магнитооптический эффект. Эффекты прохождения: г †продольн намагничивание, эффект Фарадея; д †поперечн намаг- ничивание, эффект Фохта Можно на магнитооптику ферромагнетиков взглянуть и с другой стороны, как на распространение исследования динамических свойств магнитных кристаллов вплоть до частот оптического диапазона.
Исследование магнитоупорядоченных кристаллов магнитооптическими методами стало за последние годы одним из популярнейших направлений в физике магнитных явлений. Наряду с этим магнитооптические методы находят все большее распространение и в технике. Этот параграф посвящен классификации магнитооптических эффектов, а следующий — способам их использования в физике и технике.
Мы не будем давать ссылки на работы, которые упоминаются в обзорах 111, 12~. На рис. 5.!8 представлены способы наблюдения различных магнитооптических эффектов. Можно разде,тить их на эффекты, наблюдающиеся на проходящем через магнитный кристалл свете, и эффекты влияния на отраженный от кристалла свет. Можно так- 322 же разделить магнитооптические эффекты на продольные и поперечные по характеру распространения света относительно вектора 1,, К продольным относится эффект Фарадея и эффекты при полярном и меридиональном намагничивании, к поперечным —.эффект Фохта и эффекты при экваториальном намагничивании.
Важным является также разделение магнитооптических эффектов на четные и нечетные по !. Из представленных на рис. 5.18 квадратичными по намагниченности являются эффект Фохта и ориентационный магнитооптический эффект, остальные эффекты в первом приближении зависят от намагниченности линейно. В 1845 г.
Фарадей открыл первый магнитооптический эффект, названный его именем. Эффект Фарадея обусловлен круговым двупреломлением, т, е. различием показателей преломления для левон правополяризованного по круту света, что вызывает поворот плоскости поляризации и появление зллцптичности линейно-поляризованного света. Эффект Фохта (его часто называют эффектом Коттона — й1утона) обусловлен линейным двупреломлением света, т.
е. различием комплексных показателей преломления для линейно-поляризованного света с е~~! и е1 !. Полярный и меридиональный эффекты Керра выражаются во вращении плоскости поляризации и в появлении эллиптичности отраженного от магнетика линейно-поляризованного света. Они родственны эффекту Фарадея и по происхождению, поскольку обусловлены круговым двупреломлением света.
Ниже мы покажем, что при полярном и меридиональном намагничивании магнитоупорядоченного кристалла можно также при определенных условиях наблюдать эффекты изменения интенсивности линейно-поляризованного света. Экваториальный эффект Керра состоит в изменении интенсивности и сдвиге фазы линейно-поляризованного света, отраженного магнитным кристаллом. При изменении ориентации вектора намагниченности от поперечной к продольной наблюдается также квадратичный по намагниченности эффект изменения интенсивности отраженного света — ориентационный магнитооптический эффект. Различные магнитооптические эффекты должны быть связаны между собой, поскольку они имеют единое происхождение, обусловлены наличием кругового или линейного двупреломления света, причем линейное двупреломление должно также обязательно появляться, как эффект второго порядка при рассмотрении кругового двупреломления.
В простейшем случае изотропной среды или кубического кристалла тензоры диэлектрической и магнитной проницаемости, описывающие гиротропные свойства среды, представляют собой антисимметричные тензоры второго ранга с одной комплексной недиагональной компонентой. Если эта компонента отлична от нуля в тензоре диэлектрической проницаемости, то среда называется гироэлектрической, если в тензоре магнитной 323 проницаемости — гиромагнитной, если в обоих — бигиротропной. Выведем формулы для магнитооптических эффектов в общем случае бигиротропной среды, а также рассмотрим вопрос о разделении гирозлектрического и гиромагнитного вкладов.
Пусть среда, намагниченная вдоль оси г, характеризуется тензорами е и )е вида е — 1еМ О )е — Чем' О (ем) = деМ е О ° (Рм) = 1)еМ' р О, (5 5. !) О О ее О О )ее дн го1Е =- — — —, с д! го1Н = — —, дп с д! с)!чВ = О, 0 =- (е) Е, (5.5.2) б!ч0= О, В==- (р) Н, в виде плоской монохроматической волны частоты ьп и"е+З'с+7 "г е «Ев*ч-тм Е== Е,е (5.5.3) Здесь а', р", у' — направляющие косинусы волновой нормали„' Я' =- п' — й" — комплексный показатель преломления намагниченной среды (при 1=- О й)"= — Я=п — й); с — скорость света в вакууме.
Подставляя (5.5.3) в (5.5.2) и выражая Е через Н, получаем систему уравнений относительно Н„Н„, Н;. Н,— а'ЛН=- р ~Ве ~т'-'- — е(1Мп„— !) ~ -)- е е (~ )М)~) (5.5А) Нс — ()*ЛН=-- Р ((В„~ т - ~, (1Мп !)~ з е,' -В ~ —" ° — —" (а„- М)1), 324 где М ==. М, — 1Ме, М' =- М~ — (М, — комплексные магнитооптические параметры среды, которые пропорциональны намагниченности среды, а )е =- р, — 1)ее, е = е, — )е, — комплексные магнитная и диэлектрическая проницаемости среды. Будем искать решение уравнений Максвелла где е /у* у« Н,— у*ЛН =- р(1 — ' ( —  — В,]— й«У я« — р,МнтН,) М-,- — „Н„ ер« я« Л Н= и"Н,-'- ф*̈́— у"Н„В, = рН,— )р МН„, Ва=(РМН ' рНа '"=! М' "~= ° * 1=«" р у' е«а'5' 2 2 51«2 ! «2 1 ( «« +5«2 1 Эта система имеет отличное от нуля решение при условии равенства нулю ее определителя, откуда и получается уравнение для определения показателя преломления бигиротропной среды [е,у"' —, е (а* —,' р')] [р,у*' 1- р (а' -'- р' )] й!'— — [е'ррэ (1 — Мз) (ам -'- р' ) - '- еоер' (1 — М'~) (а' — ' р* ) а- -~- 2е,(заеР (1 — Мм')] й!" -; еаРре'Рз (1 — М') (1 — М') =- О.
(5.5.5) Корни уравнения (5.5.5) можно найти в общем случае, т. е. при произвольных а", р", у«. Рассмотрим эффект Фарадея в бигиротропной среде при произвольном у". Из (5.5.5) прн условии М((1, М'((! получим следующее выражение для показателя преломления: й!',*=. яр,]! -ь у*(М-М')], где плюс и минус, как обычно, соответствуют право- н левополяризованным эллиптическим волнам. Так как эффект Фарадея пропорппонален величине и — л, то параметры М и М' войдут в формулу для угла вращения аддитивно, и, следовательно, разделить влияние гироэлектрических и гиромагнитных свойств в этом случае невозможно. Аналогичный результат получается для полярного и меридионального эффектов Керра. Заметим, что зта группа магнитооптических эффектов, в формулах для которых параметры М и М' не разделяются, характеризуется одним общим свойством: слагающая вектора намагниченности на волновую нормаль отлична от нуля, т.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
