Borovik-ES-Eremenko-VV-Milner-AS-Lektsii-po-magnetizmu (1239152), страница 86
Текст из файла (страница 86)
Однако такие переходы могут индуцироваться при одновременном возбуждении центрально-несимметричного колебания решетки (оптический фонон) и двух магнонов. Частота максимума комбинированной фонон -магнонной полосы, естественно, определяется выражением (22.25) )о ~ = ?иоап Фон ч 2иоггиа Фонон — магнонное поглощение не позволяет исследовать влияние магнитного поля на спин-волновой спектр, так как в этом процессе тоже участвуют два магнона из противоположных магнитных подрешеток. В. Магнонные полосы-спутники в оптическом спектре. Поглощение света магнитоупорядоченными кристаллами в видимой и более коротковолновой областях обусловлено электронными переходами между энергетическими уровнями незаполненных оболочек ионов группы железа или редкоземельной группы, входящих в стехиометрический состав кристалла.
В силу периодического расположения ионов в кристалле электронные возбуждения подобно спиновым волнам и фононам имеют волновой характер. Такие волны электронного возбуждения называют экситонами. Принято различать два типа экситонов сильно и слабо связанные. Они названы именами исследователей, впервые предсказавших их существование и ряд особенностей: экситонами Френкеля и экситонами Мотта соответственно. Экситоны обоих типов следует рассматривать как связанные состояния электрона и дырки. Однако в случае экситона Френкеля вероятность обнаружить электрон и дырку у одного и того же атома кристалла велика, а у экситона Мотта электрон и дырка могут быть разнесены на очень большие расстояния (экситоны большого радиуса) — 500 А и более.
Экситоны Мотта были обнаружены и исследованы в ряде полупроводниковых кристаллов Е.Ф. Гроссом с сотрудниками [111, 112[. Экситоны Френкеля экспериментально обнаружены в ряде молекулярных кристаллов ароматических органических соединений И.В. Обреимовым и А.Ф. Прихотько с сотрудниками [105, 150[, а теоретически — А.С. Давыдовым и его учениками [27, 153[. 4!4 Гл. 22 Антиферромагнинэньгй резонанс В случае магнитных кристаллов речь идет, несомненно, об экситонах Френкеля, так как электронный переход происходит в пределах Зг(- или 47чоболочки, а следовательно, и дырка, и электрон остаются в пределах одного атома. Хотя экситон и не участвует в переносе заряда в силу своей нейтральности, он представляет собой подвижное электронное возбуждение, обладающее квазиимпульсом )сэ и энергией Ьш,.
Приближенно можно считать, что энергия экситона состоит из энергии его образования Ео (расстояние между различными Зг)- или 4г'-уровнями иова) и кинетической энергии )сз/(2гп*) (где ггэ* — эффективная масса экситона): ~иоэ ЕО + * 1с., (22.26) 2тп" Поскольку вероятность переходов внутри Зд- или 4г"-оболочек невелика, ширина соответствующих экситонных зон оказывается малой (т.е. велики эффективные массы т').
Это подтверждается экспериментально с помощью анализа формы экситонных полос и деталей их расщепления [30]. Форма экситонных полос и их ширина определяются в случае магнитоупорядоченных кристаллов экситон-магнонным взаимодействием (рассеянием экситонов на спиновых волнах). Однако это же взаимодействие может индуцировать двойные переходы, когда один фотон, поглопгаясь в кристалле, рождает одновременно экситон и спиновую волну. В отличие от чисто экситонных магнитодипольных полос, комбинированные экситон — магнонные полосы разрешаются в электрически-дипольном приближении подобно двухмагнонным процессам. Спектральное распределение экситон -магнонного поглощения также можно найти подобно спектральному распределению коэффициента поглощения, обусловленного двухмагнонными процессами.
Законы сохранения в рассматриваемом случае, когда фотон, поглощаясь в магнитоупорядоченном кристалле, одновременно рождает две квазичастицы разного сорта (экситон и спиновую волну), записываются следующим образом: 1с~ бэоф„, = йэо, + бке, = ЕО ч '. + й!иэ,; <нэт — э э — 2 * э (22.27) Чфот — 0 = )сэ + )с*. Считая, что вероятность одновременного рождения экситона и магнона определяется так же, как вероятность одновременного рождения двух спиновых волн, можно записать выражение для спектрального распределения экситон — магнонного поглощения: ст(оэф„,) = ~ ~ 11'()с) б (10, + 1с,) б (йиэф„, — Риаэ — Рко,) г()с, гйсэ.
(22.28) Поскольку эффективная масса экситонов в рассматриваемых кристаллах очень велика (т' )) 1), их кинетической энергией можно пренебречь и считать гкоэ = Ео. В таком случае вычисления, аналогичные проведенным для двухмагнонного механизма поглощения, приводят 22.2 Поглощение света в антиферромагнетиках 415 к появлению магнонного спутника в оптическом спектре поглощения магнитоупорядоченного кристалла, отстоящего в спектре от чисто зкситонной линии поглощения на величину энергии спиновой волны, соответствующей границе зоны Бриллюэна: Ьигг = П(6„+ йн). Форма полосы экситон-магнонного поглопгения при достаточно низких температурах должна быть асимметричной с развитым длинноволновым крылом и резким обрывом с коротковолновой стороны.
Схематически спектральное распределение в области экситон — магнонного поглощения и чисто зкситонной линии показано на рис. 22.9. На этом же рисунке приведена схема экситон-магнонного перехода, иллюстрирующая соблюдение за- г т„,+Л конов сохранения энергии и импульса. Экспериментально дополнительные линии в оптических спектрах поглощения, интерпретированные как спин †волнов спутники, впервые обнаружили Г.С. Кринчик и другие 1132), изучавшие поглощение света в редкоземельных ферритах-гранатах.
Однако наиболее полно экситон-магнонные переходы изучены в антиферромагнитных диэлектрических кристаллах соединений ионов группы железа. Более подробную информацию об экситон-магнонном поглощении можно найти в обзорах [30, 237]. Характерно, что магнонные спутники отделены от чисто электронного перехода интервалом схш = п4,н = ИвТм и существуют лишь при Т < Тм, многие из них характеризуются длинноволновой асимметрией, сильно поляризованы и обусловлены электрически-дипольными переходами. Все перечисленные особенности вытекают из изложенного выше. Наблюдающиеся экспериментально особенности структуры экситон — магнонных и двухмагнонных полос поглощения не вытекают из приведенного рассмотрения.
Это относится и к различию анизотропии поглощения, обусловленного этими двумя процессами. Дополнительные особенности могут быть поняты с учетом соображений симметрии, разрешающих для процессов с участием разных экситонов 1в том числе и магнонов) переходы лишь в определенные точки на границе зоны Бриллюзна 1211) . 4!6 Гл. 22 Антиферромагнимиьгй резонанс Рассмотрим подробнее поведение экситон-магнонных полос во внешнем магнитном поле.
Если речь идет об антиферромагнитных кристаллах, то механизмом индуцирования двойных переходов скорее всего является обменный механизм, предложенный Танабе, Мория, Сугано ]241]. В таком случае, как уже отмечалось в п. А настоящего параграфа, при двойном переходе в разных подрешетках рождаются квазичастицы с противоположно направленными импульсами. В отличие от двухмагнонного поглощения, экситон — магнонный переход может реагировать на включение внешнего поля даже вдоль легкой оси антиферромагнетика, так как влияние поля на экситонный и спин — волновой спектры не эквивалентно. И хотя экситон и спиновая волна находятся на разных подрешетках, зеемановские изменения их частот не обязательно компенсируют друг друга. На рис. 22.10, заимствованном из 31950 31940 31930 В 18478 18473 0 0.5 1.0 1.5 2 0 2 5 Рис.
22.10. Зееман-эффект на экситон-магнонных полосах поглощения в Мире работы [121], иллюстрируется случай практически полной компенсации расщепления спин — волновой ветви во внешнем поле зеемановским расщеплением экситонной линии и случай отсутствия такой компенсации. Ясно, что зная зеемановское расщепление экситонной линии и экситон — магнонной полосы, можно извлечь информацию о поведении спин — волновой ветви спектра вблизи границы зоны Бриллюэна во внешнем магнитном поле.
Для экспериментального исследования эффекта Зеемана на экситон — магнонных полосах необходимы сильные магнитные поля, напряженностью 100 кЭ и более. Они нужны как для увеличения эффекта, чтобы его можно было разрешить, так и с принципиальной точки зрения: наибольший интерес представляет изучение варьирования спин- волнового спектра при изменении магнитной структуры кристалла, например при опрокидывании магнитных подрешеток.
У антиферромагнетиков с заметной магнитной анизотропией напряженность магнитных полей, необходимая для изменения магнитной структуры, достигает 10з Э. Такие поля могут быть получены с помощью импульсной техники. Методика исследования эффекта Зеемана !или Пашен-Бака) была впервые предложена П.Л. Капицей, П.Г. Стрелковым и Э. Я. Лауэрманном ]127]. Один из современных вариантов 1120] установки для магнитооптических исследований кристаллов в импульсных магнитных 22.2 Поглощение света в антиферромагнетиках 417 полях схематически изображен на рис.
22.1!. Работа установки основана на идее фотографирования спектра кристалла с помощью коротких вспышек света ( 10 з с), синхронизированных с более длительными ( 10 з с) импульсами магнитного поля. Импульсное магнитное поле Схема Батарея автоматики коптспса Высоковольтный выпрямитель Рис. 22.11. Схема установки для наблюдения эффекта Зеемана в антиферро- магнитных кристаллах в импульсных магнитных полях создается с помощью разряда батареи конденсаторов через малогабаритный соленоид, охлаждаемый до температуры жидкого гелия или водорода.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
