Автореферат (1145325), страница 3
Текст из файла (страница 3)
Список цитированной литературы содержит 368наименований.ОСНОВНОЕ СОДЕРЖАНИЕ ДИССЕРТАЦИИВовведенииобосновываетсяактуальностьиновизнапроведенныхисследований,формулируются цели и задачи работы, отмечается практическая значимость работы,приводятся положения, выносимые на защиту, даются сведения об апробации работы, краткоизлагается структура диссертации.Глава 1 посвящена литературному обзору.
Глава обобщает известные в литературе работы подиаграммной технике квантовых систем с произвольной внутренней Ли-групповой динамикойи спиновых систем. Проведено рассмотрение публикаций по спинволновым возбуждениям вструктурахсферромагнитныминаночастицами,поэлектронномутранспортувгранулированных структурах с металлическими наночастицами, по диэлектрическим свойствами поглощении электромагнитного излучения гранулированными структурами. Рассматриваются10работы по спинзависимым электротранспортнымявлениямвнаноразмерных магнитныхметалл-диэлектрических гетероструктурах: в гранулированных структурах с ферромагнитнымиметаллическиминаночастицамиивгетероструктурахгранулированнаяпленка/полупроводник.Глава 2 имеет вспомогательный характер.
Развитая диаграммная техника используется впоследующих главах. В этой главе рассмотрена диаграммная техника квантовых систем спроизвольной внутренней Ли-групповой динамикой и спиновых систем [А27, А49]. В разделе2.1 дана постановка задачи.Раздел 2.2 посвящен выводу функциональных уравнений. Динамика квантовой системы,которая описывается гамильтонианом, содержащим взаимодействие с внешними полями pj( 1, )и межчастичное взаимодействие, рассматривается вблизи термодинамического равновесия.Эволюция квантовой системы описывается эволюционными операторными уравнениями.
Дляпостроения диаграммной техники определен производящий функционал Z[p] температурныхфункций Грина и в эволюционных уравнениях осуществлен переход к дифференциальномупредставлению операторов квантовой системы - к дифференциальным операторам надкоммутативной алгеброй регулярных функционалов, определенных над кольцом функцийвнешних полей pj( 1, ). Решения получившихся дифференциальных функциональныхуравнений для производящего функционала Z[p] ищутся в разделе 2.3 в форме степенных рядовотносительно взаимодействий Vij и полей pj( 1, ). В разделе 2.4 произведено обобщениедиаграммной техники на квантовые модели на топологически нетривиальных многообразиях.Найдено, что нетривиальные когомологии многообразия, на котором действует квантоваясистема, приводят к существованию дополнительных степеней свободы и к новымквазичастицам.
В частности, на двумерной поверхности дополнительные степени свободысоответствуют вихревым возбуждениям.В разделе 2.5 рассмотрены основные приближения диаграммного разложения: приближениесамосогласованного поля и приближение эффективных функций Грина и взаимодействий. Врамках последнего приближения введена P-матрица – матрица эффективных функций Грина ивзаимодействий. Дисперсионные зависимости квазичастичных возбуждений определяютсяполюсами P-матрицы.В разделах 2.6 – 2.7 рассмотрены частные случаи квантовых систем. Если операторыквантовой модели образуют алгебру (супералгебру) Гейзенберга, диаграммные разложениясводятся к диаграммам Фейнмана для Бозе (Ферми) систем.
Диаграммная техника ивозбуждения для ансамбля спинов с S = 1 с одноионной одноосной анизотропией рассмотреныв разделе 2.7. Внутренняя динамика этой модели сложнее внутренней динамики Бозе (Ферми)систем и описывается алгеброй Ли gl(3) группы Ли GL(3). Найдено, что спиновая система содноосной анизотропией обладает тремя видами спиновых волн, которым соответствуют11переходы между уровнями неэквидистантного спектра.В главе 3 рассмотрены спинволновые возбуждения в ферромагнитных пленках в рамкахмодели Гейзенберга с обменным и магнитным дипольным взаимодействиями.
В разделе 3.1дана постановка задачи. В разделе 3.2 найдены самосогласованное поле и P-матрица, полюсыкоторой описывают спиновые возбуждения. Вразделе 3.3 получены дисперсионные зависимости=спиновых возбуждений в наноразмерных пленках(= +,-)12B+,q, j,m,q,j’,m1(2B)2,q, j,m,q,j’,m– дисперсионные соотношения спиновых волн внормальноикасательнонамагниченныхмонослое, в магнитной структуре, состоящей издвухмонослоев,испектрспинволновогорезонанса в N-слойной структуре [А42]. Найдено,что дисперсионные зависимости спиновых волн,распространяющихся в нормально и касательнонамагниченных двумерных монослоях, имеют видотличныйотдисперсионныхРис.1.Собственно-энергетическиедиаграммы, дающие наибольший вкладв затухание длинноволновых спиновыхволн.
Жирные прямые линии, пустыелинии и комбинация из жирных ипустыхлинийсоответствуютэффективнымфункциямГрина,эффективнымвзаимодействиямиперекрестным членам P-матрицы.зависимостей1E-3спиновых волн в толстых пленках [6, А5-А7].Наличие магнитного дипольного взаимодействия2.5 kOeприводит к тому, что в касательно намагниченномспиновыеволны,перпендикулярно магнитному полю, при маломволновомвекторе1E-4распространяющиесяимеютположительную(1)слое3 kOe1E-5групповую скорость, а распространяющиеся вдоль4 kOeполя – отрицательную.Втолстыхмагнитныхпленках(имеющихмикронные толщины) для модели Гейзенберга собменнымивзаимодействиями,матрицымагнитнымнахождениеспинволновыхдипольнымполюсовP-возбужденийэквивалентно совместному решению обобщенныхуравнений Ландау-Лифшица и уравнения длямагнитостатического потенциала.
Полученные в1E-60.00.10.20.30.40.5qDРис. 2. Относительный коэффициентзатухания ∆(1) = (1)/ (1)первойспинволновой моды, распространяющейсяв пленке YIG толщиной D = 3 µm приразныхзначенияхприложенныхмагнитных полей при T = 300 K взависимости от нормированного на Dволнового вектора q.разделе 3.4 обобщенные уравнения ЛандауЛифшица имеют вид псевдодифференциальных уравнений [А23, А49]. Дисперсионныесоотношения спинволновых возбуждений даются собственными значениями уравнениямагнитостатическогопотенциалаприучетеуравненийЛандау-Лифшица.Благодарядальнодействующему характеру магнитного дипольного взаимодействия, спинволновой спектр12трансформируется в спектр дискретных мод.
Дисперсионные соотношения и P-матрицанайдены для нормально намагниченной ферромагнитной пленки. Эти значения P-матрицыиспользованы в следующем (однокольцевом) приближении при исследовании собственнойрелаксации длинноволновых спиновых волн в нормально намагниченной пленке в разделе 3.5.В рамках однокольцевого приближения, которое соответствует распаду и слиянию двухспиновых волн (Рис.
1), магнитное дипольное взаимодействие дает главный вклад в релаксациюоднородной прецессии и длинноволновых спиновых волн с волновым вектором q < 1/D, где D –толщина пленки, по сравнению с обменным взаимодействием. Обменное взаимодействие даетнетривиальный вклад в затухание только в двухкольцевом приближении и этот вклад являетсямалым. Релаксация спинволновой j-моды осуществляется через ее слияние с термическивозбужденной k-модой и образование i-моды. Процесс слияния имеет место, если суммаиндексов мод j + i + k равна нечетному числу. Затухание (j) = (j)/ (j) уменьшается сувеличением толщины пленки и величины магнитного поля (Рис.
2) и растет пропорциональнос увеличением температуры. Затухание мод с большими индексами j выше величины затуханияпервой спинволновой моды. Развитая теория предсказывает пики релаксации на зависимости отq для тонких ферромагнитных пленок, которые сглаживаются при увеличении толщиныпленки.Рассматриваемыйпроцессслияния,индуцируемыймагнитнымдипольнымвзаимодействием является доминирующим в релаксационном механизме в чистом YIG,Li0.5Fe2.5O4, CdCr2Se4, EuO.
Обнаружено (раздел 3.6), что в ферромагнитных пленкахнаноразмерной толщины (в пленках YIG толщина должна быть меньше 60 nm в области частот1 – 20 GHz) будут наблюдаться слабозатухающие длинноволновые спиновые волны [А42].Наличиетакихволноткрываетвозможностьпостроенияспинволновыхприборовнаноразмерного масштаба (фильтров, линий задержек), работающих в СВЧ диапазоне иобладающих малыми потерями (раздел 3.7). В конце главы приведены ее основные результаты.В главе 4 рассмотрены спинволновые возбуждения в структурах с ферромагнитныминаночастицами (гранулами).
В разделе 4.1 дана постановка задачи. Спиновые возбужденияодиночнойферромагнитнойнаночастицыиIрелаксация ее спина, обусловленная взаимодействиемснеспареннымилокализованными+=электронамиJматрицы, исследованы в разделе 4.2 в рамках s-dобменной модели [А14]. Из-за взаимодействия сJ+неспаренными электронами (s-система), спиновыевозбуждения наночастицы (d-система) значительноотличаютсярассмотренныхотвспиновыхглаве3.возбуждений,Спектрспиновыхвозбуждений и коэффициент релаксации найденыизуравнениядляспиновойфункцииГринаРис. 3.
Уравнение для эффективнойспиновой функции Грина, выраженноечерез затравочные функции. I –обменноевзаимодействиемеждуспинами частицы, J – обменноевзаимодействие с локализованнымиэлектронами в матрице. I >> J.13наночастицы в однокольцевом приближении по электронным функциям Грина неспаренныхэлектронов матрицы (Рис.
3). Спектр разбивается на две части: спинволновые возбуждениячастицы и коллективные возбуждения спина частицы и электронов матрицы – спинполяризационныевозбуждения.Приспин-поляризационныхвозбужденияхвместесизменением ориентации спина гранулы меняется спиновая поляризация близлежащихлокализованных электронов матрицы. Возбуждения локализованных электронов переходят вфононныевозбуждениярешетки.Благодаряэтомумеханизму,названномуспин-поляризационной релаксацией, гранулированные структуры обладают аномально большимкоэффициентом затухания спиновых возбуждений и большой шириной линий ФМР,значительно превышающей собственную релаксацию модели Гейзенберга, рассмотренную вглаве 3 [А17, А29].
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
