Borovik-ES-Eremenko-VV-Milner-AS-Lektsii-po-magnetizmu (1239152), страница 63
Текст из файла (страница 63)
Согласно теории оба фактора должны быть связаны: д — 2 = 2 — д'. (18.22) 304 Рл 18. Ферромагнитный резонинс В табл. 18.2 приведены экспериментальные результаты измерений магнитно-механического и спектроскопического факторов некоторых ферромагнетиков. Таблица 182 Таким образом, магнитно-механический фактор всегда меньше двух, а фактор спектроскопического расшепления всегда несколько больше двух.
Вместе с тем условие уравнения (18.22) не выполняется. Причины этого расхождения эксперимента с теорией егце не ясны. ф 18.6. Ферромагнитный резонанс ферримагнетиков В отношении магнитных свойств ферримагнетики можно рассматривать как состоящие из нескольких подрешеток, в простейшем случае (у ферритов) из двух. Согласно квазиклассической теории, развитой Неелем, каждая подрешетка создает свое «молекулярное» подмагничивающее поле для себя и второй подрешетки.
Поэтому для каждой из них можно записать свое уравнение движения (18.4): где Н, — эффективное поле, действующее на 1-ю подрешетку. Эффективное поле складывается из внешнего поля Н, размагничивающего поля Нм, эффективного поля анизотропии Н, и внутреннего «молекулярного» поля Ни = Л1„ обусловленного обменным взаимодействием подрешеток (Л вЂ” постоянная молекулярного поля). Гиромагнитные отношения для разных подрешеток могут быть разными благодаря различной степени «замороженности» орбитальных моментов. Однако препессии векторов намагниченности их связаны между собой. Резонансная частота феррита может быть записана в виде -Е- (~Н~~~, + "уа) ~ + 2НЛ( у~ — Т ) ( у1 1я — уз 11 ) + Л (Тт11 — у11а) ?В.б.
Ферромигнитнь2й резонанс ферримигнетикое 305 Разлагая последнее выражение в ряд и ограничиваясь двумя членами этого ряда, получим два значения собственной частоты: низкочастотное из~ = 7эфо (18.23) и высокочастотное ш2 ''~(72?1 + 3 ?2). (18.24) В выражении (18.23) величина ?1 — ?г 7эф = .? — — ?— т.е. представляет собой отношение результирующего магнитного момента ?о = ?1 — ?2 к результирующему механическому моменту ро = = ?1/7~ — ?2/72. Следовательно, эффективное значение фактора Ланде 0 0,5 1,0 1,5 х Рнс.
18.3 Зависимость эффективного д-фактора %О А1,Гег „Оз от его со- става при ?У = — 196 'С (!) и?' = 24 'С (2) д,ф — — 7,ф2тис/е. Из сказанного ясно, что фактор д,ф существенно зависит от ионных компонент, входящих в каждую подрешетку, и от температуры. На рис. 18.3 приведена особенно резкая зависимость дэф от состава никелевого феррита-алюмината М(ОА1, Еез Оз, где х изменяется от О до 2. У ферримагнетиков, имеющих точку компенсации, температурная зависимость очень остро проявляется вблизи нее.
Низкочастотный резонанс ич расположен так же, как и у ферромагнетиков, в области из — 1ОЮ см Высокочастотный резонанс (18.24), согласно теории, лежит в инфракрасной области спектра;шг !Оьз см 306 Гл 18. Ферромигнитный резининс ф 18.7. Ширина линий ферромагнитного резонансного поглощения Прецессия вектора намагниченности в ферромагнетике всегда сопровождается магнитными потерями, обусловленными взаимодействием спиновых моментов с окружающей средой. При отсутствии внешнего переменного поля за время релаксации т устанавливается термодинамическое равновесие с диссипацией энергии (переходом части энергии в тепловую). Это явление называется магнитной релаксацией. Магнитная релаксация приводит к уширению резонансной линии 163).
Под шириной линии ферромагнитного резонансного поглощения обычно понимают или расстояние й»Н по шкале полей при иг = сопят, или расстояние,Ьш по шкале частот при Н = сопв1 между сторонами резонансной кривой поглонгения на половине ее высоты. у ферромагнетика, имеющего форму сферы (йг = дгэ — — Х, = = 4я/3), ширина резонансной линии гйН связана со временем релаксации т соотношением 2 тй.Н е где ч = е- — †. Наблюдаемое время релаксации находится в пределах 2»вс от 1О в с до 10 '" с, что соответствует наблюдаемой ширине линии поглощения; у монокристаллического итриевого феррита ЬН О,1 Э, а у магнетита гйН 10з Э.
Изучение природы механизма релаксации, а следовательно, и уширения резонансных линий дает возможность исследовать закономерности взаимодействий в ферромагнетиках. В первую очередь, к ним, по-видимому, относятся спин †спинов взаимодействия, а также и взаимодействие спинов с кристаллической решеткой. Значительно сильнее, чем рассмотренные микроскопические причины, на ширину резонансной линии влияют «внешние» причины, создающие неоднородное эффективное магнитное поле внутри ферромагнитного образца.
Подобную неоднородность могут вызывать примеси, дислокации, границы между доменами, беспорядочно расположенные магнитные ионы в решетке ферритов, размагничивающие поля, а в поликристаллах — границы между зернами и беспорядочно расположенные направления легкого намагничивания и прочее. Конечно, для изучения механизма релаксации «внешние» причины, влияющие на уширение резонансных линий, следует исключить. Глава 19 ЯДЕРНЫЙ ГАММА-РЕЗОНАНС (ЭФФЕКТ МЕССБАУЭРА) Ядерный гамма-резонанс (ЯГР) — излучение или поглощение гамма-квантов твердым телом без рождения в нем фононов — не относится к числу магнитных резонансов.
Однако изучение сверхтонкого расщепления линии ЯГР, характерного для магнитоупорядоченных кристаллов, стало одним из наиболее совершенных методов исследования ферро- и антиферромагнетиков. 9 19.1. Резонансная флюоресценция гамма-квантов ядрами свободных атомов.
Аналогия с оптической флюоресценцией Эффект Мессбауэра во многом подобен резонансной флюоресценции, которую в видимом диапазоне спектра (для ))-линии натрия) наблюдал еще Р. Вуд. Однако если при излучении фотона энергия отдачи, приобретаемая атомом, пренебрежимо мала по сравнению с шириной линии, то в случае излучения гамма-кванта ядром изолированного атома (газ) она значительно превышает эту ширину.
Нетрудно оценить энергию отдачи при излучении ядром гамма-кванта. Если атом до излучения гамма-кванта покоился, то в силу закона сохранения импульса можно записать следуюгцее уравнение: :ттг + 1с =- О, (19.1) где т, — масса ядра; тг — скорость отдачи; 1с — импульс излучаемого гамма-кванта (!)с~ = Ео((тс), Ео — энергия излучаемого кванта). Отсюда скорость отдачи, и = -Ео((птс~), при энергии гамма-кванта около 100 кэВ (10 т эрг) и массе ядра т 10 вс г оказывается порядка средней тепловой скорости: и=,, 3 1О =3.10 см с. 10 10 Для энергии отдачи Ен получаем оценку Е 1О Ен —,, - ю „-10 эрг. 2тс 2 1О ' 9 !О 308 Гл. 79. Ядерный гамма-резонанс (эффект Мессбауэра) Ьюз 112 с (19.2) где О среднее значение тепловой скорости атома.
Отсюда 2 глогз = ог —, = — 21по2 с (19.3) и, окончательно, Ьозз = Еп 'квТ. Здесь йв — постоянная Больцмана. Таким образом, доплеровская ширина линии может быть намного больше естественной. Именно благодаря доплеровскому уширению ') Например, для первого возбужденного состояния ядра гем т = !О 7 с, а для 8ппэ т = 10 " с. Такое значение Еп соответствует частотному сдвигу линии излучения на величину гл1о =- Ен((г = 10" с '. Естественная ширина линии излучения Г, определяемая временем т ') жизни ядра в возбужденном состоянии, составляет 107 —: 108 с '. Таким образом, благодаря энергии отдачи частота излученного гамма-кванта смещена столь сильно, что линия излучения не перекрывается с линией поглощения (Г « глог).
Вследствие этого излученный ядром гамма-квант не может поглотиться другим ядром того же типа; резонансная флюоресценция гамма- квантов для свободных атомов отсутствует. В случае оптической флюоресценции, когда излучаются фотоны с энергией Ео 1 эВ, энергия отдачи на десять порядков меньше, чем при гамма-флюореспенции (Ен !О 22 эрг, глаз = !08 с '). Время жизни на возбужденных состояниях электронной оболочки атома часто имеет тот же порядок, что и время жизни долгоживущих ядерных возбужденных состояний (т— !Π—:. 10 с). Поэтому сдвиг частоты из-за отдачи оказывается для — 7 . — 8 фотонов гораздо меньше ширины линии излучения (Г 10' †: 108 с гхоз < Г).
Следовательно, оптическая резонансная флюоресценция возможна и для свободных атомов. Роберту Вуду удалось наблюдать ее, используя свободные атомы натрия как в качестве излучателя (в пламя свечи вводилось немного поваренной соли), так и в качестве поглотителя. Конечно, можно попытаться наблюдать резонансную гаммафлюоресценцию для ядер свободных атомов, компенсируя каким- либо образом энергию отдачи. Прежде всего обращает на себя внимание то, что скорость отдачи ядра при излучении гамма-кванта с энергией !00 кэВ оказывается порядка средней тепловой скорости атомов (речь идет о температурах, близких к комнатной). Если рассматривается излучение гамма-квантов не покоящимися ядрами, а ядрами атомов, находящихся в тепловом равновесии, то линия излучения дополнительно уширится за счет эффекта Доплера. Среднее значение квадрата ширины линии, обусловленной эффектом Доплера, определяется соотношением 19.Е Ргзинаиснвя флюоргспенчия гаями-квантов 309 в опытах Вуда наблюдалось резонансное поглощение лишь центральной части Р-линии в парах натрия.
Действительно, в этих опытах ионы натрия, излучающие свет Р-линии, находятся при высокой температуре — в пламени свечи. Атомы натрия, поглощающие свет, находятся в запаянной колбе при комнатной температуре. Поэтому благодаря эффекту Доплера Р-линия излучения намного шире линии поглощения и свет с длинами волн, соответствующими крыльям линии излучения, проходит сквозь колбу, заполненную парами натрия, не поглощаясь. И Поглощается лишь ее центральная часть (рис. 19.1, а). Совершенно иной картины следует ожидать для гамма-излучения.
В случае излучения гамма-квантов М ядрами свободных атомов, как мы убедились, максимум линии излу- б чения смещен относительно энергии Ео, определяемой разностью Ео между энергетическими уровнями возбужденного и основного состояния ядра, в сторону более низких ясз энергий на величину энергии от- Ек Ек дачи Ен.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
