Borovik-ES-Eremenko-VV-Milner-AS-Lektsii-po-magnetizmu (1239152), страница 87
Текст из файла (страница 87)
Исследуемый образец помещается в центре соленоида. Для охлаждения соленоида и образца используется металлический криостат с прозрачными окнами. С помощью схемы задержки, тиратрона и импульсного трансформатора в момент достижения максимума магнитного поля на поджигающий электрод лампы-вспышки подается импульс, который инициирует разряд высоковольтной батареи конденсаторов через лампу, создающую кратковременную мощную вспышку света.
Последний, пройдя через исследуемый кристалл, разлагается в спектр дифракционным спектрографом высокой разрешающей способности. Спектр регистрируется посредством фотографирования на фотопленку. Если одной вспышки недостаточно, то процесс повторяется многократно, чтобы увеличить суммарную экспозицию. Для этого необходимо контролировать синхронизацию магнитного и светового импульсов.
Последнее осуществляется следующим образом, С помощью фотоэлемента и осциллографа наблюдается фотоимпульс. Второй луч осциллографа позволяет наблюдать импульс магнитного поля и тем самым контролировать синхронизацию обоих импульсов. Описанным методом эффект Зеемана был исследован в ряде антиферромагнитных кристаллов. 14 Е С. Боровик н лр. 4!8 йи 22 Антиферромагнимный резонанс ф 22.3. Рассеяние света в втагнитоупорядоченных кристаллах Как мы уже убедились (см.
гл. 20), изучение неупругого рассеяния нейтронов дает наиболее полную информацию о законе дисперсии квазичастиц в кристалле, в частности о законе дисперсии спиновых волн. Аналогичное исследование возможно при использовании других нейтральных частиц фотонов. Отличие состоит в том, что фотон обладает малым импульсом по сравнению с импульсом даже медленного нейтрона. Это обстоятельство, с одной стороны, ограничивает возможности метода рассеяния света (фотонов) в смысле изучения закона дисперсии квазичастиц областью, близкой к центру зоны Бриллюэна (малые )с). Действительно, согласно законам сохранения гио,ь„ — гио,'ь„ — — ~йи ь, с( — г(' = +(с, (22.29) где Ьог4,„„йгоф„~, ~/н ън — энергии падающего и рассеянного фотонов, а также участвующей в процессе рассеяния квазичастицы соответственно; с(, с(', .='.)с — волновые векторы падающего и рассеянного фотонов и участвующей в рассеянии квазичастицы.
Волновой вектор (квазиимпульс) спиновой волны (или фонона), участвующей в рассеянии, может изменяться от нуля до максимальной величины, равной 2щ . Поскольку длина волны света велика по сравнению с периодом кристаллической решетки (Лф„, » и), величина ~г(~ мала и область спектра квазичастиц, доступная для исследований с помощью рассеяния света, ограничена малыми )с. С другой стороны, точность исследования этой ограниченной области кривой дисперсии при использовании рассеяния света возрастает по сравнению с методом неупругого рассеяния нейтронов. При неупругом рассеянии с участием квазичастицы, обладающей малым квазиимпульсом )с, нейтроны рассеиваются на очень малый угол, так как импульс нейтрона велик.
Если же речь идет о рассеянии фотона, то вследствие малости его собственного импульса при неупругом процессе с участием квазичастицы даже с малым квазиимпульсом )с происходит рассеяние фотона на значительный угол, что делает измерения более прецизионными. Следовательно, метод рассеяния света, применяемый при изучении ограниченной области кривой дисперсии, дает более точные измерения. Поэтому рассматриваемый метод широко используется при изучении характеристик спектра различных элементарных возбуждений кристалла. Такими возбуждениями могут быть акустические и оптические фононы, электронные возбуждения (низкочастотные экситоны), а в случае магнитоупорядоченных кристаллов — спиновые волны.
Рассеяние света на акустических фононах кристалла (явление Бриллюэна-Мандельштама) в силу линейности их закона дисперсии 22.3 Рассеяние сееми е магнипгоупарядаченных криспиллих 4!9 (22.31) вблизи й =- 0 дает возможность определять скорость звука в кристалле, а это позволяет вычислить упругие постоянные кристалла. Рассеяние света на оптических фононах (эффект Рамана) позволяет прецизионно определять предельные частоты и,м оптических ветвей фононного спектра кристалла [79].
Впервые рассеяние света на спиновых волнах в магнитоупорядоченных кристаллах теоретически рассмотрели Ф.Г. Басс и М. И. Каганов [94]. Для оценки интенсивности рассеяния они учли прямое взаимодействие магнитного вектора световой волны со спиновой системой магнитоупорядоченного диэлектрического кристалла и получили следующее выражение для коэффициента экстинкции; й = — [ у ) ( — ) с1Ь ',~„(22,30) где 0 — коэффициент экстинкции, т.е. отношение числа фотонов, рассеянных в единице объема по всем направлениям в течение единицы времени, к полному числу падаюнгих на кристалл фотонов; ! = = е6/(тс) — гиромагнитное отношение; ш и й — частота и длина волны падающего на кристалл света; ~а частота однородной прецессии намагниченности кристалла (частота ферро- или антиферромагнитного резонанса).
В дальнейшем предлагался ряд других механизмов взаимодействия света со спиновой системой магнитоупорядоченного кристалла, приводящих к рассеянию света на спиновых волнах. Эллиот и Лоудон [!82] рассмотрели взаимодействие электрического вектора световой волны со спиновой системой с помощью спин — орбитальной связи, а Шен и Бломберген [238] построили квантовомеханическую теорию этого механизма рассеяния.
Коэффициент экстинкции в данном случае описывается следующим выражением; а ч) = — ( — '") сг1т —,„ где обозначения те же, что и в (22.30), а Еч„и ń— энергия спин— орбитального взаимодействия и энергия штарковского взаимодействия с электростатическим полем соседних ионов (Е„ — расщепление уровней в кристаллическом поле). Ахиезер И. А.
и Болотин Ю.А. [!47] оценили интенсивность рассеяния света в магнитоупорядоченных кристаллах на колебаниях плотности кристалла, сопровождающих спиновую волну (колебания намагниченности) за счет магнитострикции. Соответствующий коэффициент экстинкции определяется выражением — — — (г) .19 . (22.32) Здесь б — константа магнитоупругой связи; е — диэлектрическая постоянная кристалла; а — его плотность. Гл. 22 Антаферрозгагнио!ный резонанс 420 Попытаемся оценить коэффициенты экстинкции для различных механизмов рассеяния света. В оптическом диапазоне Лф 2 (7~') - 10-з -: 10-"; ('"г ) 10 — з . 10-з, ~ ~|~ ) 10-е !Г10 — 4 — =2 1О "см ', — 10'! Отсюда коэффициент экстинкции г! находится в интервале 1О " —: 10 з, т.е.
интенсивность рассеяния света на спнновых волнах (прн любом из рассмотренных механизмов) на несколько порядков слабее, чем рассеяние на фононах. Поэтому экспериментальное наблюдение магнитного рассеяния света представляет собой весьма сложную задачу. Оно стало возможным лишь после создания оптических квантовых генераторов (лазеров)— мощных источников монохроматнческого излучения оптического диапазона.
Как показали приведенные выше оценки, относительный вклад любого из рассмотренных механизмов рассеяния света на спиновых волнах 70 К 40 К! одинаков по порядку величины. Для каждого конкретного магнитоупорядоченного кристалла преобладает тот или ЗОК инои из этих механизмов. Первое экспериментальное наблюдение рассеяния света на спиновых волнах в магнитоупорядоченных кристаллах было выполнено Флеори и другими в 19бб г.
[!94]. Схема эксперимента приведена на рис. 22.13. Источником монохроматического света служил газовый аргоновый лазер с мощностью излучения на длине волны Л = 4800 А около 80 мВт. Спектральный состав рассеянного света анализировался с помощью двойного дифракционного монохроматора. Интенсивность рассеянного света регистрировалась фотоумножителем, шумы которого были снижены за счет охлаждения до температуры жидкого азота. На рис.
22.12 приведен спектр рамановского рассеяния света на спиновых волнах в антиферромагнитном кристалле фторида железа (ГеГз). Наиболее является наличие, помимо пика, соотспиновой волны с й = 0 и частотой, 50К1 ' ~~ ок) 150 !00 50 0 !50 !Й! 500 Частота, см ' Рнс. 22.12. Спектр раманов ского рассеяния света на спн новых волнах в антнферромаг нитном ГоГг удивительным результатом ветствующего возбуждению 22.3 Рассеяние света в гчагнитоупорядоченных кристаллах 42! ! Кварцевая Сь.> Е Зеркало . азер Зеркало ьлч Р Рис. 22.13. Рамановское (комбинационное) рассеяние света на спнновых вол- нах в антнферромагнетиках.
Схема эксперимента (Е,„) (а) 1 Ьи)о (22.33) где ń— энергия обменного взаимодействия. равной частоте однородной прецессии (определяемой с помощью антиферромагнитного резонанса), дополнительного пика значительной интенсивности, сдвинутого в шкале частот относительно частоты первичного света (Л =- 4800 А) на величину удвоенного значения энергии спинозой волны на границе зоны Бриллюэна. В случае кристалла фторида марганца (МпРа) вследствие малого значения щели в спектре спиновых волн (гон о =- 8,6 см ) одномагнонный пик наблюдать не — ! удается, так как он сливается с фоном на крыле несмещенной линии лазера (4800 А). Двухмагнонное рассеяние имеет интенсивность того же порядка, что и у Гера.
Рассмотренные механизмы рассеяния света спиновыми волнами лишь в более высоких порядках теории возмущения могут дать заметную интенсивность двухмагнонного рассеяния. Следовательно, в рамках упомянутых механизмов двухмагнонное рассеяние должно быть значительно менее интенсивным, чем одномагнонное, чего не наблюдается экспериментально. Для объяснения двухмагнонного рассеяния Лоудон [211[, Мария [200] и В.
Львов [125[ независимо друг от друга предложили обменный механизм. Суть последнего заключается в модуляции поляризуемости кристалла спиновыми волнами вследствие обменного взаимодействия между его магнитными ионами. Коэффициент экстинкции для двухмагнонного рассеяния в рамках этого механизма описывается выражением 422 Гл. 22 Антиферромагниганый резонанс Поскольку энергия Евн обменного взаимодействия имеет тот же порядок величины, что и энергия спин-орбитального взаимодействия, интенсивность двухмагнонного рассеяния оказывается одного порядка с одномагнонным.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
