Krinchik-GS-Fizika-magnitnyh-yavlenii (1239154), страница 60

Просмтор этого файла доступен только зарегистрированным пользователям. Но у нас супер быстрая регистрация: достаточно только электронной почты!

Текст из файла (страница 60)

си я„сн т Маткнтнгя структура комйнианкоиноа рассеяние света конбияаянаянов рассеянна света рассеянна нейтронов йФМ-Гсааиаис АФМ 67,4 8,6 109, б 101,4 !55,4 158,4 228 220 129 125 !46 134 570 616 106 98 154 АФМ 78,5 52,7 СФМ 73,2 3,3 31,0 37,7 3,3 31,0 37,5 203 АФМ 37,7 118 ЙЬМпка АФМ 82,5 0,3 133 510 520 139 97,1 ЦЫЧ1Р Ка!Часа Фаа двумерный АФМ АФМ 19,1 Х!О 523 1820 1560 36,5 СгаОв АФМ 710 890 СбС 5 ФМ 129, 5 О б о я и а ч е н и я; АФМ вЂ” антиферромагнетик, СФМ вЂ” слабый ферромйгне тик, ФМ вЂ” ферромвгнетнк, фм — ферримагнетик. Можно обратить внимание на две собственные частоте! З,З см ' и 31 см-' в слабом ферромагнетике %Ей для одномагнонного рассеяния. Первая из них соответствует низкочастотной ферромагнитной моде антиферромагнитного резонанса, а вторая — высокочастотной (антиферромагнитной) моде, которые обсуждались в й 5.3.

Значение низкочастотной моды в комбинационном рассеянии получено экстраполяцией, поскольку в слабых магнитных полях пнк 348 Плотность состояний спиновых волн максимальна вблизи границы зоны Бриллюэпа, поэтому максимум интенсивности рассеянного света для двухмагнонных процессов будет соответствовать удвоенной частоте магнонов с максимальными значениями волновых векторов вдоль направлений высокой симметрии. В этом случае нужно сравнивать частоту возбуждений с частотами, определенными методом рассеяния нейтронов, потому что для них получаются аналогичные условия. В табл.

5.5 приведены экспериментальные значения собственных частот магнонов, определенных различными методами для некоторых из изучавшнхся магнитоупорядоченных кристаллов. Как правило, наблюдается хорошее согласие между частотами, измеренными разными методами, рассеяния не удается выделить нз основного фона. Однако в поле 32 кЭ ее частота составляет уже 8,2 см-', а в поле 95 кЭ— 14,4 см ', и этот пик наблюдается так же отчетливо, как и высокочастотный. Более сложным оказался вопрос об интенсивности двухмагнонного комбинационного рассеяния света.

Если бы двухмагнонное рассеяние определялось тем же физическим механизмом, как и одномагнонное, то его интенсивность была бы значительно ниже, как у процесса более высокого порядка по теории возмущений. Однако, как правило, интенсивность двухмагнонного рассеяния даже значительно выше, чем одномагнонного (см., напр., рис.

5,25). Эту трудность удалось преодолеть при создании микроскопической теории комбинационного рассеяния света на магнонах. Даже появление пика одномагнонного рассеяния в эксперименте оказалось неожиданным, потому что оценка интенсивности рассеяния для указанного выше прямого магнитодипольного взаимодействия света со спиновыми волнами дала слишком малую величину. Реалистичным механизмам рассеяния в этом случае оказалось косвенное взаимодействие электрического вектора световой волны со спиновой системой через спнн-орбитальное взаимодействие, так называемый спин-орбитальный механизм. Интенсивность рассеянного света характеризуется коэффициентом экстинкции й (1=1,е-'"), который определяет ослабление падающего света в рассеивающей среде и равен отношению числа фотонов, рассеянных единицей объема вещества в единицу времени в единицу телесного угла, к числу падающих фотонов.

Для обычного комбинационного рассеяния света на фононах — ( — ) (5.6.3) 349 4!Е где Г = —, е — диэлектрическая проницаемость, р — плотность, айт Ф и 1.— частота и длина волны падающего света, а — постоянная решетки, Г2 — собственная частота возбуждения. Для магнитодипольного механизма Бассом и Кагановым получен результат, согласно которому рассеяние определяется выражением (5.6.3), где Г=2пу1,/пу, т. е. определяется магнитной восприимчивостью на оптических частотах, и, следовательно, рассеяние можно, пользуясь формулами предыдущего параграфа, связать с эффектом Фарадея. Для спин-орбитального механизма Эллиот и Лоудон 1181 получили вь4ражение (5.6.3), где Г=есе/екрист ехе энергия спин-орбитального взаимодействия, е,рн„— энергия расщепления уровней в кристаллическом поле.

Поскольку 2п 91,/а — !О-' — 10-', а есе/е,ри„-10 ' — 1О ', то определяющим является спин-орбитальный механизм, хотя в инфракрасной области спектра роль магнитодипольного механизма может выйти на первый план. Для объяснения интенсивного двухмагнонного рассеяния при- шлось привлечь так называемый обменный механизм рассеяния, который был ранее предложен для создания теории двухмагнонного поглощения света [19). Характерной особенностью этого механизма является одновременное рождение двух магнонов, поэтому он не дает вклада в одномагнонное рассеяние, что и может в принципе объяснить наблюдаемое на опыте соотношение интенсивностей одно- и двухмагнонного комбинационного рассеяния света. Коэффициент экстинкцин для обменного механизма определяется вь1ражением (5.6.3), где Г=е,а„/е„р„„, а е,а — расщепление энергетических уровней в обменном поле, т.

е. у этого механизма есть все основания конкурировать по интенсивности рассеяния со спин- орбитальным. Обменный механизм эффективен только для антиферромагнетиков и ферримагнетиков, поэтому для оценки интенсивности двухмагнонного рассеяния в ферромагнетиках проводились расчеты во втором порядке теории возмущения по спин-орбитальному взаимодействию. Все рассмотренные выше процессы рассеяния с"ета связаны с возбуждением магнонов яа таких ветвях, которь|е отделены значительной энергетической щелью от основного состояния при я=О.

Это приводит к существенному изменению частоты рассеянного света и облегчает наблюдение комбинационных пиков рассеяния. В последнее время предпринимаются значительные усилия по наблюдению рассеяния света на обычных спиновых волнах из ветвей, не имеющих энергетической щели прн ц=О. Имеются два различных подхода к решению этой сложной задачи. Первый состоит в улучшении экспериментальной методики до такой степени, чтобы оказалось возможным наблюдать рассеяние света на обычных спиновых волнах, существующих благодаря термическому возбуждению (см., напр., (20)).

Второй подход основан на искусственном увеличении числа спиновых волн в образце, например, путем параметрической накачки, что должно значительно увеличить интенсивность рассеяния. В работе 121) процессы параметрического возбуждения спиновых волн в образце иттриевого граната наблюдались косвенно по изменению эффекта Фарадея на а-компоненте статической намагниченности образца. Исследование поверхностных магнитных свойств магнитных кристаллов магнитооптическим методом.

Напомним, что линейные магнитооптические эффекты в ферромагнетиках пропорциональны намагниченности, т. е. в том случае, когда намагниченность характеризует магнитные свойства материала, например, при намагничивающем поле, параллельном поверхности образца, можно, измеряя зависимость эффекта от Н, получить в относительных единицах все интересующие нас магнитные характеристики. Кроме того, поскольку всегда можно подобрать такую частоту света, чтобы он проникал в магнитный кристалл на малую глубину порядка 0,1 мкм, то появляется интересная возможность измерять указанные магнитные характеристики не для всего образца в целом, а только для его поверхностного слоя. На этом и основан магнито- 350 оптический метод измерения магнитных свойств тонкого поверхностного слоя ферромагнетика. Путем измерения поверхностных магнитных свойств магнетика, независимо от объемных или еще лучше параллельно с объемными, можно решать разнообразные физические задачи.

Например, новый тип доменной структуры страйп-пленок, изображенный на рис. 3.17, был обнаружен путем измерения остаточной намагниченности в тонком поверхностном слое страйп-пленки и сравнения ее с остаточной намагниченностью всей пленки в целом. Таким образом, измерялись отдельно характеристики поверхностных замыкающих доменов и характеристики объемных слоистых доменов.

Были обнаружены «аномальные» петли гистерезиса поверхности монокристальиых образцов из кремнистого железа, в которых нисходящая и восходящая ветви поменялись местами, т. е. наблюдалась отрицательная коэрцитивная сила. Изучалось влияние химических реакций на поверхностные магнитные свойства ферромагнетиков и т, д. Остановимся подробнее на наиболее интересном явлении, обнаруженном прн магнитооптическом исследовании поверхностных магнитных свойств монокристаллов гематита, — явлении поверхностного магнетизма 122). Поверхностный магнетизм представляет собой переходный макроскопический магнитный слой типа доменной границы, в котором происходит непрерывнь|й переход от объемного состояния намагниченности к поверхностному.

При этом характер магнитного состояния кристалла в объеме и на поверхности качественно различается. Например, гематит является кристаллом с легкой плоскостью анизотропии, а поверхностный магнитный слой в отношении анизотропии подобен ортоферриту — одноосному слабому ферромагнетику. Возникновение этого слоя можно объяснить понижением симметрии окружения магнитных ионов на поверхности и появлением дополнительных членов в выражении для энергии Дзялошинского и для энергии магнитного дипольного взаимодействия поверхностных ионов.

Обнаружение этого явления оказалось возможным благодаря использованию магнитооптического метода. Например, по отсутствию полярного эффекта Керра на небазисных гранях гематита удалось установить равенство нулю нормальной составляющей намагниченности на поверхности, а по анизотропии экваториального эффекта Керра — доказать магнитную одноосность поверхностного слоя.

Характеристики

Список файлов лабораторной работы