Г.С. Кринчик - Физика магнитных явлений (1127398), страница 58
Текст из файла (страница 58)
Затем Боровик-Романов с сотрудниками [1б) исследовали антиферромагнитные кристаллы и также нашли большое линейное двупреломление, возникающее благодаря их магнитному упорядочению. Следует обратить внимание на то, что основным в линейном магнитном двупреломлении некубическнх антиферромагнетиков оказался вклад изотропного члена, пропорционального квадрату вектора антиферромагнетизма 1., Рассмотрим этот вопрос несколько подробнее на примере фторидов группы железа типа МпГ, (пространственная группа Оа„).
Таблица 5.2 Линейное н круговое двупреломленне света в магннтнык крнсталлад Двупреламленне ф»кга Эффект фарадеп Длина волны, !., мкм т,к л ю гран/см град!см 5,5Х 104 5900 3600 400 142 3 1600 22 657 2,5 14М104 660 95 680 40 260 1900 Еп5е ЕнО ЦЫЧ1Г КЬГеГэ а.ГеэОэ 'г'эГеэОгэ ТЬ Г О, 7 69 139 102 950 550 568 1!50 1070 2,2 25 21 4 72 4,2 4,2 77 77 295 295 77 0,75 !0,6 0,55 0,56 1,!5 1,15 1,15 125 16 2250 120 Из соображений симметрии, используя инварианты относитель- !4 но преобразований симметрии группыс)аа, можно записать выражение для плотности внутрбнней электромагнитной энергии для антиферромагнитных фторидов в виде [1б) ь= егао ' [Лт Е~1. — '- Лэ (Ех - Еу)1 т —,- Лай 1г 8л 332 — Лэ(Е) — Еу) Е. — ЛэЕкЕк(ЕкЕк Еу~-у) Ла Ех7 уйкту .р Лэ (Ех — Еу) (Ек — Ед)1 (5.5.35) Ось 2 направлена по оси четвертого порядка [0011, оси Х я У вЂ” по осям второго порядка [1001 и [О!01, Е» — компоненты электрического поля падающей волны, ˄— магнитооптические коэффициенты.
В выражении (5.5.35) не учитываются члены, зависящие от т, т. е. предполагается, что двупреломление в антиферромагнетиках определяется в первую очередь вектором антиферромагнетизма 1., поскольку величина ш на два-три порядка меньше величины 1.. Заметим, что, как и в предыдущем случае ориентационного эффекта, при получении инвариантов типа (5.5,35) для конкретных кристаллов можно воспользоваться имеющимися в литературе выражениями для магнитоупругой энергии, нужно только произвести замену компонент тензора деформаций ага на произведения ЕРЕь. .г(ифференцнруя е по Еь Еь, находим компоненты тензора диэлектрической проницаемости еэз = е1 — - 2Лаз —; 2ЛаЕг "," 2Лз (Ет — 1у)~ е„„= ед+ 2Лз$ ( 2Ла(-* 2Лз(Ел — Унт). = е з + 2Лга.
+ 2ЛзЕт е„„= е„„= — Л Е.Е„, еаз = е,„== — ЛаЕ,Е„еа, =- е,„=- — ЛзЕ,5„. (5.5.36) Здесь ех и ез — главные диэлектрические проницаемости данного о а одноосного кристалла в парамагнитном состоянии. 7, чт о ~п„чр' Рис. оло. 1 — температурная зависимость магнитного двупреломлення в МпГь у — зависимость квадрата намагниченности подрешеток от температуры из экспериментов по ЯМР, 3 — разность этих величин (5.5.37) 333 Если в (5.5.35) учитывать только изотропнообменные члены, то, как видно из (5.5.36), кристалл и при переходе в магнитоупорядоченное состояние остается оптически одноосным, причем возникающее изотропное магнитное двупреломление пропорционально квадрату вектора антиферромагнетизма изота / Лг Лт йпм о о )~п, и Возвращаясь опять к аналогии с магнитоупругими эффектами, можно заметить, что это явление аналогично спонтанному изотропному изменению размеров кристалла при его переходе из парамаг- нитного в ферромагнитное состояние, которое Н.
С. Акулов назвал термострикцией На рис. 5.20 представлена температурная зависимость Лам для МпР„полученная из экспериментальных данных [16] после выделения вклада, связанного с термическим расширением кристалла. Для МпРз величина естественного двупреломления Ли= йь — а1 = 1,499 — 1,472=0,027, Из рпс. 5.20 видно, что изотропное магнитное двупреломление довольно велико при сравнении его с естественным. Анализ выражений (5.5.36) в общем случае позволяет получить выводы о характере анизотропного магнитного двупреломления, возникающего при повороте вектора 1., которое также наблюдалось экспериментально, и об оптической двуосности кристалла магнитного происхождения. Заметим, что если вектор Е направлен вдоль оси [0011 кристалла МпРм то и учет анизотропных по 1.
членов в (5.5.36) не приводит к двуосности кристалла, а только изменяют вид формулы (5.5.37) за счет появления членов с Ла и Х~ (Х~ заменяется на )н+йз, а лз — на Х~+Л4). На этом мы закончим рассмотрение магнитооптических эффектов, связанных с тензором диэлектрической проницаемости, и вернемся к вопросу о гиромагнитных оптических эффектах в магнитных кристаллах. Вопрос об отличной от нуля недиагональной компоненте тензора (х' цМ' в (5.5.1) в физическом смысле формулируется так: можно ли намагнитить кристалл магнитным полем световой волны? Мы покажем, что ответ на этот вопрос положителен, причем эффекты, связанные с магнитной восприимчивостью ферромагнетика на оптических частотах, удалось наблюдать как на ферродиэлектриках — прозрачных кристаллах, так и на ферромагнитных металлах (при отражении света), При измерении магнитной восприимчивости ферродиэлектриков — ферритов-гранатов — было использовано то обстоятельство, что в области прозрачности ферритов-гранатов, т, е.
на большом удалении от линий поглощения ионов Ре'+ или редкоземельных ионов, можно свести к минимуму гироэлектрический вклад в эффект Фарадея и по измеренной величине иф определить магнитную восприимчивость феррита-граната в оптическом диапазоне частот. Связь между пф и х можно получить из решений уравнения Ландау — Лифшица для восприимчивости при ферромагнитном резонансе. Из (5.1.11), полагая о)>во, получаем Хь = ~УI,!о, (5.5.38) и затем, используя (5,5.19), находим аь —— " (я — я+) = " у(,.
(5.5.39) с с Таким образом, аь не зависит от ы н, определяя экспериментально независящую от частоты часть аф, можно измерить величину магнитной восприимчивости для право- и левополяризованных элек- 334 где 7! н 12, у, и ут — соответственно намагниченности и у-факторы железной и редкоземельной подрешеток феррита-граната, Переписывая эту формулу в виде аф — — ~у,фф 2п Уа ( ( ™ффузтз (т — тз)' 1 (б б 41) с тгтв7 1« — 7« (= (г — („у„ф— 1г(тт 7з!Тг где мы видим, что аф определяется как вкладом ферримагнитного (первое слагаемое), так и вкладом обменного резонансов. Иа рисунке 5.21 приведены экспериментальные зависимости нф(Л) в ближней инфракрасной области для различных ферритовгранатов. Частотно-независимый эффект Фарадея — это следствие прецессии спина под действием магнитного вектора световой волны, т, е, следствие магнитной восприимчивости на оптических частотах. Увеличение эффекта в коротковолновой области обусловТаблнна 5,3 Частотно-неааяиснмиа эффект Фарадея а ферритах-гранатах Теория, град,'см Осиозиоз уровень иова сс с уче.
том Феррии магиитиого и обмеииого резо. иаисоз и мф н а с учетом Ферри- магнитного резоиаиса нфф н. э Феррит. гранат подрешет- иа ! подрешет- иа 2 2400 2400 2800 2400 2400 63 84 84 117 63 61 68* 74' 42 47 мзГезОтз 2,2 2,0 НозгезОзз ЕгзгезОгв 2,2 2,2 5зут 5512 з1в а! „ 8,5 3,1 41 50 "' при 7=77 !ч ЗЗЬ тромагнитных волн в оптической области частот, или, что то же 1 ттз самое, величину х =1 — (х+ — х )== — 1 — =- — (х'. Измерить «и 2 ш диагональную компоненту магнитной восприимчивости х««в оптической области частот значительно труднее, поскольку + ! — Отсу!« х .
= + =- — т обратно пропорционально оут. к«= 2 шв Аналогичный расчет для двухподрешеточного ферримагнетика при оа»отп, о)обзг приводит к формуле (5.5.40) с огр, г,сор,~см ЮВЮ 7 В Л, мни Рис. 5,21, Эффект Фарадея и ферритак-гранатах иттрии, арбиа и гольмии и иифрикрасаой области спектра независимый эффект Фарадея наблюдался для многих других ферримагнитных и даже антиферромагнитных н парамагнитных кри. сталлов.
Измерение оптической магнитной восприимчивости на ферромагнитных металлах можно провести, используя разделение гироэлектрического и гиромагнитного вкладов в экваториальный эффект Керра для р- и з-компонент линейно-поляризованного света. В случае экваториального эффекта уже не происходит компенсации зависимости х- от в в (5.5.38), и поэтому гиромагнитный эффект очень мал по величине. Тем не менее он был обнаружен и измерен. Подставляя (см.
(5.5.38)) 4н 4итГ, = — (я+ — к )= 2 го (5.5.42) в (5.5.16) с учетом 14~=1, )ьт —— О, находим формулу для эквато- риального эффекта Керра для з-компоненты 336 лено вкладом гироэлектрических свойств среды, следовательно, в области 3 — 5 мкм мы имеем бигиротропную среду с примерно равными вкладами недиагональных компонент тензоров е и 1ь. Из табл.
5.3 видно хорошее согласие экспериментальных значений ае с рассчитанными по формулам (5.5.39) и (5.5Л!). Частотно- 6, = — з1п 2~р вятка (1 — э,) ~ -;- а~ м (5.5.43) Расчет по этой формуле дает для ферромагнитного железа в видимой и ближчей инфракрасной области спектра 6,-10 '. Измерения подтвердили это предсказание теории [121, и это показывает, что эффект на з-компоненте действительно вызван намагничиванием железа магнитным полем световой волны. Для оптической магнитной проницаемости расчет по формуле (5.5.42) дает при 5=0,6328 мкм значение 1,!8 1О "н при 5=0,435 мкм значение 0,81.10 4, а экспериментальные значения 1ь' равны соответственно 11,14-~-0,15).10 4 и 1066-~-0,19).10 4, т, е.
теория хорошо согласуется с экспериментом. Вместе с тем приведенные цифры показывают, что магнитная проницаемость ферромагнетиков на оптических частотах не столь уж мала — порядка магнитной проницаемости парамагнетиков в статических магнитных полях. й Ьб. ИССЛЕДОВАНИЕ МАГНИТНЫХ КРИСТАЛЛОВ МАГНИТООПТИЧЕСКИМИ МЕТОДАМИ 33? 1З г с. Крннчнк В этом параграфе на нескольких конкретных примерах будут продемонстрированы возможности и некоторые результаты применения магнитооптических методов и использования магнитооптических эффектов в физических исследованиях и технических приложениях. Магнитооптическая спектроскопия ферродиэлектриков и ферромагнитных металлов.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
