- ФЕРРИМАГНИТНЫЙ РЕЗОНАНС
- ФЕРРИМАГНИТНЫЙ РЕЗОНАНС
-
одна из разновидностей электронного магнитного резонанса. Ф. р. проявляется как резкое возрастание поглощения ферримагнетиком энергии эл.-магн. поля при определ. (резонансных) значениях частоты w и определ. напряжённости приложенного (внешнего) магн. поля Н. Наличие в ферримагнетиках неск. подрешёток магнитных приводит к существованию неск. ветвей Ф. р. Каждая ветвь Ф. р., характеризующаяся определённой зависимостью w(Н), соответствует возбуждению определённого типа резонансных колебаний векторов намагниченности подрешёток как относительно друг друга, так и относительно вектора Н. Низкочастотная ветвь Ф.p. соответствует возбуждению прецессии вектора самопроизвольной намагниченности ферримагнетика Js в эффективном поле .Нэфф, к-рое определяется внеш. полем, полями магнитной анизотропии и размагничивающими полями. Прецессия происходит т. о., что антипараллельность векторов намагниченности подрешёток не нарушается; тогда w=gэффHэфф. Этот вид Ф. р. ничем не отличается от ферромагнитного резонанса, и поэтому часто Ф. р. наз. ферромагнитным резонансом. Специфика Ф. р. проявляется здесь лишь в изменении значения магнитомеханического отношения gэфф. В простейшем случае ферримагнетика с двумя подрешётками, имеющими намагниченности M1 и М2, gэфф=(M1-M2)/(M1/g1-М2/g2) (здесь g1 и g2 — магнитомеханич. отношения для подрешёток).Высокочастотные ветви Ф. р. соответствуют таким видам прецессии векторов намагниченности подрешёток, при к-рых нарушается их антипараллельность. Эти ветви Ф. р. иногда наз. обменными резонансами. Их частоты пропорц. обменным полям, действующим между подрешётками: w=gaJ, где а — константа обменного взаимодействия. Эти частоты расположены в инфракрасном диапазоне эл.-магн. спектра. Более сложен и менее изучен Ф. р. в ферримагнетиках с неколлинеарным расположением векторов намагниченности подрешёток, а также Ф. р. вблизи точки компенсации (т. е. вблизи темп-ры, при которой самопроизвольная намагниченность ферримагнетика равна нулю).
Физический энциклопедический словарь. — М.: Советская энциклопедия. Главный редактор А. М. Прохоров. 1983.
- ФЕРРИМАГНИТНЫЙ РЕЗОНАНС
-
-резонансное поглощение эл.-магн. энергии ферримагнетиком, находящимся в пост. магн. поле. Наблюдался впервые Хьюиттом (W. H. Hewitt) в ферритах в 1949, вскоре после наблюдения (1946) ферромагнитного резонанса в металлах.
Теория Ф. р. может быть построена на основе классич. представлений с использованием подрешёточной гипотезы Л. Нееля (L. Neel, 1948) (см. Ферримагнетизм). Согласно этой гипотезе, элементарные магн. моменты ионов, находящихся в эквивалентных узлах магн. решётки ферримаг-нетика, объединяются в магнитные подрешётки с намаг-ниченностями Мj (j=1, 2, ... N). Число подрешеток N, строго говоря, должно быть равно числу магн. ионов в примитивной элементарной магн. ячейке. Напр., для железоиттриевого граната Y3Fe5O12 (ЖИГ) N=20. Однако типы колебаний с наинизшими частотами могут быть описаны на основе моделей с меньшим числом подрешеток, во многих случаях-на основе двухподрешёточной модели. Так, в случае ЖИГ 12 ионов Fe3+ в тетраэдрич. узлах и 8 таких ионов в октаэдрич. узлах объединяются соответственно в две подрешётки с антипараллельными намагниченностями. Конечно, N- 2 высш. типов колебаний будут при этом "потеряны".
Намагниченности подрешеток Mj удовлетворяют ур-ни-ям, аналогичным Ландау - Лифшица уравнению для намагниченности ферромагнетика:
Здесь gj -магнитомеханич. отношение для j- йподрешётки; H эф j - действующее на неё эфф. поле:
Rj- диссипативный член, F- плотность свободной энергии ферримагнетика. В неё входят энергия (зеемановская) во внеш. магн. поле и энергии всех учитываемых видов взаимодействия, включая обменное. Причём, в отличие от ферромагнетика, не только неоднородная, но и од- нородная часть эфф. поля этого взаимодействия входит в ур-ние (1).
При условии mj<<Mj0 (где Mj0- постоянные составляющие, a mj - комплексные амплитуды переменных составляющих векторов Mj) из (1) в нулевом приближении следуют условия равновесия
(т. е. параллельность векторов Mj0 и Hj эф0), а в первом приближении линейные ур-ния
Проекции этих ур-ний на оси координат образуют систему связанных ур-ний, т. к. в h эф j входят намагниченности и др. подрешеток. В отсутствие внеш. перем. поля эта система является системой однородных ур-ний, её решениями являются намагниченности N типов свободных колебаний, а равенство нулю её определителя даёт ур-ние для N частот этих колебаний. Диссипативный член Rj может быть записан в одной из форм, аналогичных используемым в теории ферромагн. резонанса, напр. в форме Гильберта:
С учётом R j свободные колебания становятся затухающими, а их частоты - комплексными.
Рис. 1. Основные состояния изотропного двухподрешё-точного ферримагнетика: 1-антипараллельное; 2 - неколлинеарное; 3-параллельное.
Решению системы (4) должно предшествовать нахождение векторов Mj0. При достаточно низких темп-pax их длины можно считать заданными, а ориентации находить с помощью соотношений (3) или эквивалентных им условий минимума энергии:
где qj и jj -полярный и азимутальный углы вектора Mj0. Мj0 могут быть найдены, исходя из условий (5). Для ферримагнетиков (так же, как и для антиферромагнетиков )осн. состояния, т. е. ориентации векторов Mj0 (и соот-ветственно условия и частоты Ф. р.), оказываются различными в разных интервалах изменения внеш. пост. поля H0. Рассмотрим неограниченный изотропный двухподрешё-точный ферримагнетик при нулевой (практически достаточно низкой) темп-ре, когда длины векторов М10 и M20 можно считать заданными. Осн. состояния для этого случая показаны на рис. 1. Первое - а н т и п а р а л л е л ь н о е состояние реализуется в интервале значений
где l - константа обменного взаимодействия между под-решётками. В действительности, с учётом размагничивающих полей и анизотропии, образцы конечных размеров при Н0 < H д распадаются на домены и первое (однородное) осн. состояние имеет место при Н д<Н0<Н1( Н д<<Н1). Второе - н е к о л л и н е а р н о е состояние реализуется при
а третье - п а р а л л е л ь н о е - при H0>H2; поля H1. и H2 наз. соответственно первое и второе обменные поля. Зависимости углов q1 и q2 между полем H0 и, соответственно, векторами М10 и М20, а также суммарной пост. намагниченности М0= | М10 + М20| от H0 показаны на рис. 2. В неколлинеарном осн. состоянии
Рис. 2. Полевые зависимости углов между намагни ченностями подрешёток и постоянным магнитным полем, а также суммарной постоянной намагничен ности двухподрешёточного ферримагнетика.
Для рассмотрения колебаний намагниченности в первом осн. состоянии следует, спроектировав (4) на оси х и у (ось z совпадает с направлением H0), перейти затем к ц и р к ул я р н ы м п е р е м е н н ы м mjb=mjx + imjy (j=1,2). Тогда для mj+ и mj- получатся независимые ур-ния. Это означает, что собственные (свободные незатухающие) типы колебаний представляют собой круговую прецессию намагни-ченностей M1 и М2 вокруг оси z (рис. 3) соответственно с правым для mj+ и левым для mj_ направлениями вращения. Для собственных частот этих колебаний w+ и w_ справедливо ур-ние
Рис. 3. Прецессия намагниченностей подрешёток ферримагнетика в антипараллельном основном состоянии: а- ферромагнитный, б- обменный типы колебаний.
Решения его приведены на рис. 4.
Рис. 4. Частоты ферримагнитного резонанса в антипа раллельном основном состоянии.
Наиб. интерес представляет область малых пост. полей ( Н0<<Н1). В этом случае
а
. Отсюда следует важный вывод: в области малых полей и низких частот (где имеет место только тип колебаний с частотой w+) ферримагнетик ведёт себя как ферромагнетик с намагниченностью M0 = | М10 - М20| и эффективным g-фактором, к-рый определяется выражением (10). Тип колебаний с частотой w+ наз. часто ферромагнитным, а тип колебаний с частотой w_-обменным. Прецессия векторов намаг-ниченностей подрешёток для ферромагн. типа колебаний (рис. 3, а) происходит таким образом, что эти векторы остаются приблизительно антипараллельными. Именно поэтому в приближённое выражение (10) не входит обменная постоянная l. Рассмотрение вынужденных колебаний показывает, что ферромагн. тип колебаний возбуждается внеш. перем. магн. полем с круговой поляризацией и правым вращением и в области малых полей и низких частот магн. восприимчивость имеет такой же вид, как для ферромагнетика с теми же эфф. параметрами. Эта эквивалентность сохраняется и при учёте формы образца, в частности для резонансных частот и компонент тензора внеш. восприимчивости малого эллипсоида. Сохраняется она и при учёте анизотропии и при учёте потерь. Ширина кривой Ф. р. для ферромагн. типа колебаний
где a1 и a2 -параметры диссипации подрешёток; g эф определяется ф-лой (10), а определением a эф является выражение (11).
Во втором, неколлинеарном, осн. состоянии также возможны два типа колебаний. Для первого концы векторов M1 и М2 движутся по эллипсам, однако прецессия вектора суммарной намагниченности M=M1+M2. является круговой. Этот тип колебаний возбуждается перем. магн. полем с круговой поляризацией и правым вращением, частота его (в частном случае g1 =g2) w+ = gH0 (рис. 5). Для этого типа колебаний ферримагнетик эквивалентен ферромагнетику с зависящей от H0 (рис. 2) постоянной намагниченностью M0 = | M10 + M20 |. Частота же второго типа колебаний при всех принятых допущениях w_=0, и этот тип колебаний не возбуждается однородным перем. магн. полем. При учёте анизотропии частота
но будет низкой. Этот тип колебаний представляет собой т. н. м я г к у ю м о д у.
Рис. 5. Частоты ферримагнитного резонанса в неколли-неарном основном состоянии (при g1 =g2). Штриховые линии- частоты колебаний, которые не возбуждаются однородным переменным полем.
В третьем, параллельном, осн. состоянии ферримагне-тик для одного типа колебаний также эквивалентен ферромагнетику с суммарной намагниченностью: М0= М10 + М20.
В случае ферримагнетика с числом подрешёток, большим двух, в т. ч. и с неколлинеарными постоянными намагниченностями подрешёток, всегда существует один тип колебаний, для к-рого в слабых пост. полях весь "пучок" векторов намагниченности прецессирует как одно целое. Для этого типа колебаний ферримагнетик эквивалентен ферромагнетику и резонансная частота не зависит от констант обменного взаимодействия.
Магн. материалы, применяемые для создания магн. устройств техники СВЧ, являются ферримагнетиками (или ферритами в широком смысле этого слова). Как правило, используется ферромагн. тип колебаний, к-рый возбуждается в этом диапазоне при сравнительно небольших пост. магн. полях. Поэтому вывод об эквивалентности ферримагнетика для этого типа колебаний ферромагнетику с эфф. параметрами имеет очень большое практич. значение. Он позволяет использовать при расчёте указанных устройств сравнительно простую теорию ферромагн. резонанса.
Рис. 6. Эффективный g-фактор и ширина D Н резонансной кривой ферримагнетика Gd3 Fe5 O12 с точками компенсации при температуре ~286 K.
Однако необходимо иметь в виду следующие особенности Ф. р.
1) Кроме ферромагн. типа колебаний существует N-1 (где N- число подрешёток) обменных типов колебаний, резонансные частоты к-рых при малых Н0 лежат обычно в ИК-диапазоне. Хотя интенсивности возбуждения их малы (пропорциональны квадратам разностей g-факторов подрешёток), соответствующие этим типам колебаний максимумы поглощения в ИК-диапазоне были обнаружены в редкоземельных ферритах со структурой граната.
2) В сильных пост. полях (H0~(1/2)H1) частоты двух типов колебаний (в двухподрешёточной модели) становятся сравнимыми друг с другом и обе зависят от обменной константы.
3) В ещё более сильных полях (H1<H0<H2) в некол-линеарном осн. состоянии кроме ферромагн. типа колебаний имеется другой - мягкая мода.
4) В нек-рых ферримагнетиках существуют точки компенсации "по темп-ре" или "по составу" - такие темп-ры или концентрации компонент, при к-рых
(магн. точки компенсации) или
(механич. точки компенсации). Вблизи этих точек частоты двух типов колебаний сближаются и даже в слабых пост. полях зависят от обменной константы. Согласно (10),
в магн. точке компенсации и
-в механической. Однако это проявляется лишь как тенденция (рис. 6), т. к. вблизи точек компенсации не выполняется условие H0<<H1 и ф-ла (10) перестаёт быть справедливой. Характер колебаний и резонансные частоты при этом (как и в антиферромагнетиках) существенно зависят от кри-сталлографич. анизотропии. Лит.: Гуревич А. Г., Магнитный резонанс в ферритах и антиферромагнетиках, М., 1973; Крупинка С., Физика ферритов и родственных им магнитных окислов, пер. с нем., т. 2, М., 1976; Гуревич А. Г., Meлков Г. А., Магнитные колебания и волны, М., 1994. А. Г. Гуревич.
Физическая энциклопедия. В 5-ти томах. — М.: Советская энциклопедия. Главный редактор А. М. Прохоров. 1988.
.