ФЕРРОМАГНИТНЫЙ РЕЗОНАНС


ФЕРРОМАГНИТНЫЙ РЕЗОНАНС
ФЕРРОМАГНИТНЫЙ РЕЗОНАНС

- резонансное поглощение эл.-магн. энергии ферромагнетиком, один из видов электронного магнитного резонанса в твёрдом теле. От электронного парамагнитного резонанса (ЭПР) Ф. р. отличается тем, что поглощение энергии при Ф. р. на много порядков сильнее и условие резонанса (связь между резонансной частотой перем. поля и величиной пост. магн. поля) существенно зависит от формы образцов. Эти отличия вызваны тем, что Ф. р. является коллективным эффектом: элементарные магн. моменты ферромагнетика сильно связаны и поглощение энергии происходит в результате взаимодействия перем. поля с суммарными магн. моментами макроскопич. объёмов вещества. Поэтому описание Ф. р. возможно в рамках классич. макроскопич. теории. Термин "Ф. р." иногда распространяют и на магн. резонанс в ферримагнетиках, поскольку теория Ф. р. применима к одному из типов колебаний намагниченности в ферримагнетиках. Однако резонанс в ферримагнетиках имеет ряд особенностей (см. Ферримагнитный резонанс). Однородные колебания намагниченности, происходящие при Ф. р., могут рассматриваться как предельный случай элементарных возбуждений магн. системы ферромагнетика- спиновых волн при волновом числе k->0.

Ф. р. предсказал в 1912 В. К. Аркадьев исходя из классических, а в 1923 Я. Г. Дорфман исходя из квантовых соображений. В 1935 Л. Д. Ландау и Е. М. Лифшиц получили ур-ние движения намагниченности, являющееся основой классич. теории Ф. р. Важный вклад в эту теорию внёс Ч. Киттель (С. Kittel, 1948), выяснивший влияние на условие Ф. р. формы образца и магн. анизотропии. Экспериментально Ф. р. в металлах обнаружил Дж. Гриффите (J. Н. К. Griffiths, 1946), в ферритах - У. Хьюитт (W. Н. Hewitt, 1949). Установки (спектрометры) для экспе-рим. исследования Ф. р. включают в себя генератор СВЧ, резонатор или волновод с исследуемым образцом, детектор с системой индикации и магн. систему. Они принципиально не отличаются от спектрометров ЭПР. Но при исследовании Ф. р., в отличие от ЭПР, обычно не требуется (кроме случая тонких плёнок или проволок) высокой чувствительности, а возникает проблема правильного перехода от непосредственно измеряемых коэф. прохождения или отражения к компонентам тензора динамич. магн. восприимчивости (см. Магнитная проницаемость).

Динамическая магнитная восприимчивость. Ур-ние движения намагниченности М ферромагнетика (Ландау - Лиф-шица ур-ние) имеет вид:

5059-31.jpg

где t - время; 5059-32.jpg - магнитомеханическое отношение (е- заряд электрона, т - его масса покоя, с- скорость света, g- фактор спектроскопического расщепления,. mB- магнетон Бора); H эф - эфф. поле; R - дис-сипативн. член, учитывающий потери энергии. Если намагниченность обусловлена только спиновыми моментами электронов, то g = 2,0023 и g= 1,7609•107 Э -1 с -1. Эффективное поле

5059-33.jpg

где xj- декартовы координаты (j= 1, 2, 3); F- плотность свободной энергии (в дальнейшем будем называть её энергией), включающая магн. энергию (во внеш. поле и внутреннюю) и энергии взаимодействия магн. подсистемы ферромагнетика со всеми др. подсистемами. Классич. теория Ф. р. основывается на решении ур-ния (1) совместно с ур-ниями классич. электродинамики с учётом граничных условий на всех поверхностях раздела сред, входящих в рассматриваемую систему.

Динамич. магн. восприимчивость ферромагнетика может быть найдена в результате решения ур-ния (1) при заданных постоянном Н0 и переменном h~ магн. полях в каждой точке; при этом в учёте ур-ний электродинамики и граничных условий нет необходимости. Сделаем следующие допущения: 1) намагниченность однородна; тогда в правой части ур-ния (2) нужно принимать во внимание только первый член; 2) ферромагнетик изотропный и непроводящий, магнитоупругое взаимодействие не учитывается; тогда в F входят только магн. энергия 5059-34.jpg и обменная энергия, к-рую при однородной намагниченности можно записать в виде 5059-35.jpg где L- константа обменного взаимодействия; эфф. поле обменного взаимодействия в ур-ние (1) не войдёт и, т. о., 5059-36.jpg потери энергии не учитываются, т. е. R =0;4) рассматривается случай малых амплитуд, т. е.5059-37.jpg где M0 -постоянная, т~- переменная составляющие М.

Решая ур-ние (1) при этих допущениях методом после-доват. приближений, в нулевом приближении по малым величинам 5059-38.jpg и 5059-39.jpgполучим [ М0H0 ] = 0 (в общем случае было бы [ М0H эф0 ] = 0). В первом приближении, принимая гармонич. зависимость от времени (h~=hexpiwt, m~ = mexpiwt), получим линеаризов. ур-ние движения для комплексных амплитуд h и т, решение к-рого имеет вид 5059-40.jpg где 5059-41.jpg -тензор динамич. магн. восприимчивости:

5059-42.jpg

здесь .

5059-43.jpg

а 5059-44.jpg . Как видно из выражений (3) и (4), тензор 5059-45.jpg обладает антисимметричными недиагональными компонентами 5059-46.jpg и характеризуется резонансной зависимостью всех компонент от частоты и пост. поля (рис. 1). Первое свойство приводит к ряду т. <н. н е в з а и м н ы х э ф ф е к т о в в системах, содержащих намагниченные фер-ромагн. образцы, в частности к Фарадея эффекту, а второе свойство обусловливает Ф. р.

5060-1.jpg

Рис. 1. Частотные и полевые зависимости компонент тензора магнитной ВЧ-восприимчивости, намагниченного до насыщения изо-тропного ферромагнетика (без учёта потерь).

Для учёта потерь энергии следует решать ур-ние (1) с диссипативным членом R; он записывается обычно в одной из следующих форм: в форме, первоначально предложенной Ландау и Лифшицем:

5059-47.jpg

в форме Гильберта:

5059-48.jpg


или в форме Блоха - Бломбергена:

5060-2.jpg

где c0=M0/H0 В рассматриваемом линейном приближении и при малых потерях эти формы эквивалентны и входящие в них параметры диссипации связаны соотношениями 5060-3.jpg. С учётом потерь компоненты 5060-4.jpg становятся комплексными, их вещественные части c' и ca' проходят через нуль, а мнимые c " и ca " -через максимум вблизи w=wH . В этой точке

5060-5.jpg

Частотные зависимости компонент тензора магн. проницаемости 5060-6.jpg приведены на рис. 2.

5060-7.jpg

Рис. 2. Частотные зависимости компонент тензора магнитной ВЧ-проницаемости намагниченного до насыщения изотропного ферромагнетика.

Ферромагнитный резонанс в малом эллипсоиде. Для описания Ф. р. в конкретных системах, содержащих ферро-магн. образцы, необходимо решать граничные эл.-дина-мич. задачи при соответствующих значениях компонент

5060-8.jpg и диэлектрич. проницаемости 5060-9.jpg Простейшей из таких задач является задача о Ф. р. в малом (по сравнению с длиной эл.-магн. волны) эллипсоиде, находящемся в заданных внеш. полях: постоянном Н е0 ипеременном с комплексной амплитудой he. Малость образца позволяет ограничиться магнитостатич. приближением, т. е. пренебречь в ур-ниях Максвелла членами (1/с) 5060-10.jpg и 5060-11.jpg Тогда внутр. поле Н и намагниченность М в ферромагн. эллипсоиде однородны и связаны с внеш. полем Н е соотношением

5060-12.jpg

где 5060-13.jpg -симметричный тензор размагничивания. В осях координат, совпадающих с осями эллипсоида, он становится диагональным, и его компоненты наз. размагничивающими факторами; их сумма 5060-14.jpg Выражения (5) справедливы для постоянных и переменных составляющих. Подставляя их в линеаризов. ур-ние движения, мы получим зависимость т от внеш. поля: 5060-15.jpg , где 5060-16.jpg -внеш. динамич. восприимчивость. Тензор 5060-17.jpg, как и 5060-18.jpg, несимметричен; в отличие от 5060-19.jpg, он характеризует не вещество, а образец (точнее, малый эллипсоид) из этого вещества.

Без учёта потерь компоненты 5060-20.jpg имеют полюса при частоте

5060-21.jpg

где Nij(i, j=1, 2, 3) - компоненты тензора 5060-22.jpg в системе координат, в к-рой третья ось (ось z) совпадает с направлением М0, a He0z - проекция Н е0. на эту ось. Если Нe0 направлено по одной из осей эллипсоида, то

5060-23.jpg

Ф-ла (6) переходит при этом в ф о р м у л у К и т т е л я; её частные случаи приведены в табл. Для сферы зависимость 5060-24.jpg является наиб. простой и не содержит М0. Поэтому образцы в виде сферы наиб. широко используются при экспе-рим. исследованиях Ф. р.

При нек-рых условиях в малых образцах возможно возбуждение также неоднородных колебаний намагниченности, напр. уокеровских колебаний в эллипсоидах вращения, в частности в сферах и дисках.

С учётом потерь компоненты 5060-25.jpg -диагональные 5060-26.jpg и 5060-27.jpg и антисимметричные 5060-28.jpg -становятся комплексными, их мнимые части имеют максимумы вблизи частоты, определяемой ур-нием (6), к-рая и является частотой Ф. р. в малом эллипсоиде. Ширины D Н и Dw резонансных кривых [соответственно 5060-29.jpg при 5060-30.jpg при 5060-31.jpgпропорц. параметрам диссипации l,a или wr , а макс. значения этих кривых обратно пропорц. им. При малых потерях 5060-32.jpg , и в частном случае эллипсоида вращения

5060-33.jpg

так что имеет место соотношение

5060-34.jpg

Намагниченный ферромагн. эллипсоид вблизи резонансной частоты может рассматриваться как колебат. система с добротностью 5060-35.jpg ; в случае эллипсоида вращения 5060-36.jpg В образцах из высококачеств. монокристаллов ферро- или ферримагнетиков величины DH малы и добротности достигают больших значений. Напр., для феррита Y3Fe5O12 со структурой граната (ЖИГ) в трёх-сантиметровом диапазоне 5060-37.jpg

Влияние кристаллографич. магнитной анизотропии на Ф. р. может быть учтено, если к величине H эф в ур-нии (3) добавить, согласно ур-нию (2), эфф. поле анизотропии:

5060-38.jpg

где F ан - энергия кристаллографич. магн. анизотропии. В случае монокристаллич. образца это приводит к зависимости резонансной частоты или резонансного поля от углов, к-рые образует вектор М0 с осями кристаллич. решётки образца. Пример такой зависимости приведён на рис. 3; поле H рез максимально при ориентации М0. по оси <100>, являющейся в данном случае осью трудного намагничивания, и минимально, когда М0 направлена вдоль оси лёгкого намагничивания.

5060-41.jpg

Рис. 3. Угловая зависимость резонансного поля для кубического монокристалла с первой константой анизотропии K1<0. q - угол между внешним постоянным магнитным полем и осью <100> в плоскости {110}. Точки - эксперимент для сферы из Y3Fe5O12 на частоте 9,3 Гц при комнатной температуре; линия -расчёт при 5060-40.jpg

В поликристаллич. образцах разброс направлений кристаллографич. осей в разл. зёрнах приводит к уширению D Н ан и сдвигу резонансных кривых по отношению к резонансным кривым изотропных образцов. В предельном случае |K1|/M0>>4pM0 (где К1- первая константа анизотропии), когда колебания намагниченности в разл. зёрнах можно считать независимыми, D Н ан оказывается ~2|K1|/M0 . Однако для большинства поликристаллич. магн. материалов, используемых в технике СВЧ, выполняется обратное неравенство, и магн. взаимодействие переменных намагниченностей зёрен приводит к существенному уменьшению D Н ан.

На Ф. р. оказывает также влияние магнитоупругая анизотропия, обусловленная упругими напряжениями, спонтанными или внешними. Внеш. напряжения приводят к сдвигу резонансных кривых, зависящему от магнитоуп-ругих постоянных веществ. Неоднородные упругие напряжения, в частности вызванные дислокациями, приводят к расширению резонансных кривых. Заметный вклад в D Н поликристаллов вносит пористость.

Процессы релаксации при ферромагнитном резонансе, к-рые феноменологически учитываются параметрами диссипации l,a или wr и определяют величины 5060-42.jpg могут быть подразделены на спин-спиновые и спин-решёточные. Первые осуществляют передачу энергии от непосредственно возбуждаемого при Ф. р. однородного типа колебаний другим, неоднородным колебаниям магн. (спиновой) системы ферромагнетика - спиновым волнам. Вторые приводят к передаче энергии от магн. системы кри-сталлич. решётке, причём эта передача может происходить непосредственно (прямая спин-решёточная релаксация) или через др. подсистемы (косвенная спин-решёточная релаксация). Спин-спиновые процессы, в свою очередь, делятся на собственные (к-рые могут протекать и в идеальном кристалле) и несобственные (обусловленные дефектами).

Для описания процессов релаксации при Ф. р. необходимо использовать квантовые представления. Собственные процессы спин-спиновой релаксации трактуются при этом как процессы рождения и уничтожения квазичастиц- магнонов, обусловленные высшими, неквадратичными членами гамильтониана идеального ферромагнетика в представлении вторичного квантования. Наиб. роль играют, вообще говоря, трёхмагнонные процессы слияния и расщепления, вызванные магн. взаимодействием, и четы-рёхмагнонные процессы рассеяния, обусловленные обменным взаимодействием (рис. 4). Однако в случае релаксации однородных колебаний намагниченности, возбуждаемых при Ф. р., процессы трёхмагнонного слияния и четырёх-магнонного рассеяния запрещены законами сохранения энергии и квазиимпульса магнонов. Процесс трёхмагнонного расщепления в ферромагнетике разрешён лишь при низких частотах, в случае сферич. образцов - при 5060-44.jpg вклад его в D Н не превышает ~0,1 Э. Пренебрежимо малым является вклад в D Н (для однородных магн. колебаний) и процессов прямой спин-решёточной релаксации. Сравнительно большие величины D Н, к-рые наблюдаются в поликристаллич. ферритах и несовершенных образцах монокристаллов, обусловлены несобственными процессами спин-спиновой релаксации и косвенными спин-решёточными процессами.

5060-43.jpg

Рис. 4. Элементарные процессы, лежащие в основе процессов релаксации при ферромагнитном резонансе: а- трёхмагнонных процессов слияния; 6 - трёхмагнонных процессов расщепления; в - че-тырёхмагнонных процессов рассеяния; г -двухмагнонных процессов (в неидеальном кристалле); k1 -волновой вектор магноной; релаксация которых рассматривается.

В неидеальных кристаллах закон сохранения квазиимпульса может не выполняться при элементарных процессах превращения магнонов, и поэтому могут происходить несобственные двухмагнонные процессы уничтожения маг-нона однородных колебаний и рождения вырожденного с ним (имеющего ту же частоту) магнона с 5060-45.jpg (рис. 4). Такие процессы можно назвать процессами рассеяния маг-нонов на неоднородностях. Неоднородностями могут являться: "химические" неоднородности - флуктуации распределения ионов по узлам кристалла; упоминавшиеся выше вариации направлений кристаллографич. осей в по- ликристаллах; неоднородные упругие напряжения; "геометрические" неоднородности - поры и шероховатости поверхности образцов. Последний вид неоднородностей играет большую роль в случае образцов из совершенных монокристаллов; получение упоминавшихся выше малых значений D Н требует тщательной полировки поверхности образцов.

Среди процессов косвенной спин-решёточной релаксации наиб. роль играют процессы, связанные с носителями заряда (см. ниже), и процессы, обусловленные ионами с сильным спин-орбитальным взаимодействием и высокой частотой собственной релаксации. К таким ионам относятся редкоземельные ионы, присутствующие в виде малых примесей в ЖИГ, и ионы Fe2+ и Fe4+ , к-рые возникают в ЖИГ и др. ферритах вследствие образования вакансий или замещения части основных ионов Fe3+ ионами с др. валентностью. Характерными чертами влияния таких ионов на Ф. р. являются максимумы Н рез. при нек-рых углах между М0 и осями кристалла и температурные максимумы D Н, к-рые возникают при таких темп-pax (обычно в интервале 10-100 К), когда частота релаксации ионов становится равной частоте колебаний w.

Ф. р. в эллипсоидальных (в частности, сферических) образцах с размерами, превышающими такие, при к-рых хорошо применимо магнитостатич. приближение, иногда наз. м а г н и т о д и н а м и ч е с к и м р е з о н а н с о м. Его можно трактовать (рис. 5) как результат связи между магнитостатич. колебаниями (частота к-рых не зависит от размера и-в случае сферы - пропорциональна He0 )и эл.-магн. колебаниями образца с m=1 (частота к-рых обратно пропорц. размерам и не зависит от Н е0). Для образцов ещё больших размеров и неэллипсоидальной формы, напр. для ферритовых образцов в волноводах, к-рые используются в ферритовых СВЧ-устройствах, такая трактовка неприменима и необходимо решение соответствующих граничных эл.-динамич. задач.

5060-47.jpg

Рис. 5. Зависимость частоты ферромагнитного резонанса в сфере большого (3,72 мм) диаметра от внешнего постоянного магнитного поля. Штриховая линия -"киттелевская" частота 5060-46.jpg штрих-пунктир - частота электромагнитных колебаний сферы с m=1; кружки-эксперимент на частоте 9,3 ГГц.

Ф. р. может наблюдаться и в ненасыщенных образцах при наличии ферромагнитных доменов. Если доменная структура является регулярной, т. е. имеется неск. групп доменов с разл. ориентациями пост. намагниченности, напр. две группы с М10 и М20, то происходят связанные колебания намагниченности в этих группах и число резонансных частот или полей равно числу групп доменов. Для наблюдения такого резонанса в нек-ром интервале значений поля Н е0 необходимо, чтобы это поле не приводило к смещению границ доменов. Доменная структура и частоты Ф. р. для одного из случаев, когда это условие выполняется, приведены на рис. 6. Тип колебаний с частотой w1 возбуждается перем. магн. полем, перпендикулярным пост. полю Н е0, а тип колебаний с частотой w|| -перем. полем, параллельным Н е0.

5060-48.jpg

Рис. 6. Доменная структура и частоты ферромагнитного резонанса в малой сфере из кубического ферромагнетика при К1<0 (K1- первая константа анизотропии).

При нерегулярной доменной структуре, к-рая, как правило, имеет место в поликристаллич. образцах, разброс ориентации М0, размеров и формы доменов приводит к значит. уширению резонансных кривых. В отсутствие внеш. пост. поля поглощение эл.-магн. энергии (т. н. е с т е с т в е н н ы й Ф. р.) происходит в широком интервале частот:

5060-49.jpg

При рассмотрении влияния носителей заряда на Ф. р. представляют интерес два предельных случая: d>>d и d<<d, где d- наим. размер образца (для плёнки-её толщина, для сферы-диаметр), d - глубина проникновения эл.-магн. поля в вещество (толщина скин-слоя, см. Скин-эффект). В первом случае, к-рый обычно реализуется в ферритах, электропроводность приводит к джоулевым потерям, обусловленным вихревыми токами, к-рые наводятся перем. намагниченностью. В частности, для сферы обусловленное этим эффектом уширение резонансной кривой

5060-50.jpg

где e " =4ps/w, s - уд. проводимость, k0 = w/c, a R- радиус сферы. Оценка показывает, что в трёхсантиметровом диапазоне этот вклад в DH становится существенным

5060-51.jpg при 5060-52.jpg и радиусе сферы R=1мм. В ферритах, электропроводность к-рых носит характер термоактивированных перескоков электронов между раз-новалентными ионами, напр. Fe2+ и Fe3+ , существует и др. источник магн. потерь при Ф. р., связанный с электропроводностью. Он похож на упомянутый выше процесс косвенной спин-решёточной релаксации, обусловленный ионами с сильной спин-орбитальной связью. Отличие заключается лишь в том, что теперь под действием колебаний намагниченности происходят не внутриионные, а межионные переходы электронов; вследствие больших времён релаксации, связанных с этими переходами, температурные максимумы D Н лежат теперь при более высоких темп-рах.

В другом предельном случае (d << d), характерном для металлов, колебания намагниченности при Ф. р. являются неоднородными, их амплитуды экспоненциально убывают по мере удаления от поверхности ферромагн. металла. В грубом приближении можно считать, что колебания однородны, но происходят только в поверхностном слое толщиной d. Тогда для расчёта условий резонанса можно использовать ф-лу (6), помня, однако, что входящая в неё величина N33 представляет собой размагничивающий фактор для пост. полей, а остальные компоненты тензора размагничивания суть эфф. размагничивающие факторы для тонкой плёнки, прилегающей к поверхности образца.

В действительности при Ф. р. в металле на его поверхности возбуждаются спиновые волны, к-рые распространяются в глубь металла и затухают, в осн., на длине d вследствие магн. потерь и электрич. потерь, обусловленных проводимостью металла. Теория этого процесса должна учитывать влияние обменного взаимодействия на параметры всех 4 типов волн, к-рые могут распространяться в ферромагн. металле, а также дополнит. (обменные) граничные условия на поверхности металла. В результате может быть вычислен поверхностный импеданс металла ZS и найдена ширина резонансной линии DH, к-рая в данном случае определяется, как ширина кривой ZS2' (H0) на половине её высоты. Сравнение результатов таких расчётов с экспериментом позволяет найти вклад DH маг магн. потерь, пропорциональный параметру диссипации в ур-нии Ландау-Лифшица, и вклад DH обм, обусловленный проводимостью и обменным взаимодействием. В случае преобладания этого вклада и нормального скин-эффекта

5060-53.jpg

где D - постоянная неоднородного обмена (или спиновой жёсткости). Такого же порядка оказывается и сдвиг (в сторону меньших полей) H рез. Для более точного определения вклада DH маг может быть использовано явление антирезонанса, когда DH обм отсутствует. Вклад DH обм преобладает, в частности, в сантиметровом диапазоне для монокристаллов Fe, а вклад DH маг - для монокристаллов Ni.

Применение в технике. Ф. р. часто понимается в широком смысле как совокупность явлений, происходящих в ферро- и ферримагнетиках, находящихся в постоянном (или медленно изменяющемся) магн. поле и переменном эл.-магн. поле диапазона СВЧ. При таком определении Ф. р. это явление лежит в основе всех магн. (ферритовых) устройств, используемых в технике СВЧ. Если принять более узкое определение Ф. р. как совокупности явлений, происходящих вблизи резонансных значений частоты и пост. поля, то Ф. р. в поликристаллич. ферритах используется в резонансных вентилях СВЧ-диапазона, а в монокристаллах - в ферритовых СВЧ-фильтрах. Ф. р. широко применяется для измерения параметров ферро-и ферримагнетиков: констант магн. кристаллографич. анизотропии, магнитоупругих постоянных, а также (с применением несферич. образцов или уокеровских типов колебаний в сферах) пост. намагниченности.

Нелинейные явления при ферромагнитном резонансе. Ур-ние движения намагниченности (1) нелинейно, и при достаточно больших амплитудах перем. магн. поля возникают многочисл. нелинейные явления. Они подразделяются на два вида: одномодовые и обусловленные нелинейной связью между разл. типами колебаний (модами). Явления первого вида обусловлены прежде всего тем, что, как следует из ур-ния (1), длина вектора М сохраняется, т. е. конец его при колебаниях движется по поверхности сферы. При этом проекция Mz намагниченности на направление H0 и М0 уменьшается с ростом амплитуды колебаний. Уменьшение Mz сопровождается уменьшением компонент тензора магн. восприимчивости, т. е. н а с ы щ е н и е м Ф. р. Уменьшение М z при Ф. р. может быть использовано для детектирования колебаний, однако чувствительность таких детекторов оказывается низкой. При отсутствии цилинд-рич. симметрии образца (геометрической или кристаллографической) относительно направления Н0. величина М- при больших амплитудах колебаний зависит от времени, причём преобладает 2-я гармоника. Этот эффект может быть использован для создания удвоителей частоты СВЧ-диапазона.

Второй вид нелинейности - связь между разл. типами колебаний намагниченности - лежит в основе т. н. п а р ам е т р и ч е с к о г о в о з б у ж д е н и я спиновых волн. Оно приводит к "преждевременному" насыщению Ф. р. при амплитудах перем. поля, значительно меньших, чем те, при к-рых насыщение должно было бы наступить вследствие упомянутой выше одномодовой нелинейности, а также к дополнит. поглощению при величинах пост. поля, меньших, чем резонансные (рис. 7). Эти явления обнаружили в 1952 Н. Бломберген (N. Blombergen) и Р. У. Деймон (R. W. Damon); качественное их объяснение дали в 1955 Ф. У. Андерсон (P. W. Anderson) и X. Сул (Н. Suhl). Нелинейная связь однородных колебаний намагниченности и спиновых волн приводит к передаче им энергии однородных колебаний. При нек-рой пороговой амплитуде перем. намагниченности эта энергия превышает потери энергии спиновых волн и наступает нестабильный рост нек-рой пары спиновых волн с взаимнопротивоположными волновыми векторами k и -k; и суммой фаз, определяемой фазой перем. поля. Разность фаз пары остаётся случайной, так что возбуждаемые спиновые волны являются лишь частично когерентными.


5060-54.jpg

Рис. 7. Ферромагнитный резонанс при больших амплитудах переменного магнитного поля h~

Пороговая амплитуда перем. поля h пор оказывается наименьшей для нестабильности 1-го порядка (один магнон однородной прецессии с частотой w0 порождает одну пару спиновых волн с частотой wk = w0/2) при Ф. р.:

5060-55.jpg

где DH0 - ширина резонансной кривой однородных колебаний, a DHk -спиновых волн. Для монокристаллов ЖИГ 5060-56.jpg Э. Однако такой процесс разрешён законами сохранения энергии и импульса лишь при достаточно низких частотах, напр. для сферы при 5060-57.jpg Если этот процесс при резонансе запрещён, то нестабильность 1-го порядка наступает при H0~(0,5-0,9)H рез и порог её оказывается на два порядка выше. В обоих случаях возбуждаются пары волн с k~104 см -1 и углами между k и М0 5060-58.jpg. При резонансе же, если процесс 1-го порядка запрещён, имеет место нестабильность 2-го порядка- два магнона однородных колебаний возбуждают одну пару спиновых волн. Пороговое поле в этом случае

5060-59.jpg

(для монокристаллов ЖИГ 5060-60.jpg , и возбуждаются пары волн с k~105 см -1 и qk = 0.

Рассмотренные процессы аналогичны параметрич. возбуждению в контуре колебаний с частотами nw н/2 (n= 1, 2, 3, ...) при модуляции одного из параметров контура с частотой w н - частотой накачки (см. Параметрический резонанс). В рассмотренном случае накачкой являлась перем. намагниченность, перпендикулярная М0, что даёт основание называть такие процессы параметрич. возбуждением при поперечной накачке.

Параметрич. возбуждение спиновых волн может происходить, как показали в 1960 Э. Шлёман (Е. Schlomann), Дж. Грин (J. J. Green) и В. Милане (V. Milano), и при продольной (или параллельной) накачке, т. е. под действием перем. магн. поля hz, параллельного Н0 (линейный Ф. р. при этом не имеет места). В этом случае возбуждаются пары спиновых волн с qk = 90° и величинами k, изменяющимися в широких пределах при изменении H0. Пороговое поле при продольной накачке.

5060-61.jpg

Параметрич. возбуждение спиновых волн является вредным эффектом в линейных ферритовых СВЧ-устройствах; оно ограничивает динамич. диапазон этих устройств - приводит к резкому росту потерь при превышении пороговых значений мощности на входе. Но, с др. стороны, оно используется для создания нелинейных ферритовых-СВЧ устройств: ограничителей мощности и подавителей слабых сигналов.

Лит.: Ферромагнитный резонанс и поведение ферромагнетиков в переменных магнитных полях. Сб. ст., под ред. С. В. Вонсов-ского, М., 1952; Ферромагнитный резонанс, под ред. С. В. Вонсов-ского, М., 1961; Моносов Я. А., Нелинейный ферромагнитный резонанс, М., 1971; Гуревич А. Г., Магнитный резонанс в ферритах и антиферромагнетиках, М., 1973; Крупичка С., Физика ферритов и родственных им магнитных окислов, пер. с нем., т. 2, М., 1976; Гуревич А. Г., Мелков Г. А., Магнитные колебания и волны, М., 1994. А. Г. Гуревич.

Физическая энциклопедия. В 5-ти томах. — М.: Советская энциклопедия. . 1988.


.

Смотреть что такое "ФЕРРОМАГНИТНЫЙ РЕЗОНАНС" в других словарях:

  • ФЕРРОМАГНИТНЫЙ РЕЗОНАНС — избирательное поглощение ферромагнетиком энергии электромагнитного поля при частотах (обычно радиодиапазона), совпадающих с собственной частотой прецессии магнитного момента ферромагнетика (см. Лармора прецессия). Впервые ферромагнитный резонанс… …   Большой Энциклопедический словарь

  • ФЕРРОМАГНИТНЫЙ РЕЗОНАНС — разновидность электронного магнитного резонанса в ферромагнетиках и ферримагнетиках; проявляется в избирательном поглощении ферромагнетиком энергии эл. магн. поля при определ. (резонансных) значениях частоты w0 и внеш. магн, поля H0. При Ф. р.… …   Физическая энциклопедия

  • ферромагнитный резонанс — Явление избирательного резонансного поглощения энергии электромагнитных волн ферромагнетиком. [ГОСТ 19693 74] Тематики материалы магнитные EN ferromagnetic resonance DE ferromagnetische Resonanz FR résonance ferromagnétique …   Справочник технического переводчика

  • ферромагнитный резонанс — избирательное поглощение ферромагнетиком энергии электромагнитного поля при частотах (обычно радиодиапазона), совпадающих с собственной частотой резонансной прецессии магнитного момента ферромагнетика. Впервые ферромагнитный резонанс наблюдался… …   Энциклопедический словарь

  • Ферромагнитный резонанс —         одна из разновидностей электронного магнитного резонанса; проявляется в избирательном поглощении ферромагнетиком (См. Ферромагнетики) энергии электромагнитного поля при частотах, совпадающих с собственными частотами ω0 прецессии магнитных …   Большая советская энциклопедия

  • ферромагнитный резонанс — feromagnetinis rezonansas statusas T sritis automatika atitikmenys: angl. ferromagnetic resonance; ferroresonance vok. ferromagnetische Resonanz, f; Ferrorezonanz, f rus. ферромагнитный резонанс, m; феррорезонанс, m pranc. ferrorésonance, f;… …   Automatikos terminų žodynas

  • ферромагнитный резонанс — feromagnetinis rezonansas statusas T sritis fizika atitikmenys: angl. ferromagnetic resonance vok. ferromagnetische Resonanz, f rus. ферромагнитный резонанс, m pranc. résonance ferromagnétique, f …   Fizikos terminų žodynas

  • ФЕРРОМАГНИТНЫЙ РЕЗОНАНС — разновидность магнитного резонанса в ферро и ферримагнетиках. Ф. р. в ферритах лежит в основе мн. СВЧ устройств (параметрич. усилители, преобразователи частоты, резонансные вентили и др.) …   Большой энциклопедический политехнический словарь

  • ФЕРРОМАГНИТНЫЙ РЕЗОНАНС — избират. поглощение ферромагнетиком энергии эл. магн. поля при частотах (обычно радиодиапазона), совпадающих с собств. частотой резонансной прецессии магн. момента ферромагнетика. Впервые Ф. р. наблюдался рос. физиком В. К. Аркадьевым в 1913.… …   Естествознание. Энциклопедический словарь

  • естественный ферромагнитный резонанс — Частный случай ферромагнитного резонанса, проявляющийся как избирательное резонансное поглощение энергии электромагнитных волн магнитным материалом в диапазоне СВЧ при отсутствии подмагничивающего поля. [ГОСТ 19693 74] Тематики материалы… …   Справочник технического переводчика

Книги

Другие книги по запросу «ФЕРРОМАГНИТНЫЙ РЕЗОНАНС» >>


Поделиться ссылкой на выделенное

Прямая ссылка:
Нажмите правой клавишей мыши и выберите «Копировать ссылку»

We are using cookies for the best presentation of our site. Continuing to use this site, you agree with this.