Спиновые волны в ферромагнетиках

Пользуясь этим результатом, вывести дисперсионный закон для спиновых волн в ферромагнетике. [c.55]

Спиновые волны в ферромагнетиках. Магноны [c.102]

СПИНОВЫЕ ВОЛНЫ В ферромагнетиках МАГНОНЫ [c.103]

СПИНОВЫЕ ВОЛНЫ В ФЕРРОМАГНЕТИКАХ. МАГНОНЫ 105 [c.105]

А И. Ахиезер, Спиновые волны в ферромагнетиках и антиферромагнетиках УФН 71, 533 (1960) 72, 3 (1960). [c.619]

Коллективные возбуждения— это самые низкие состояния возбуждения над основным состоянием. Следовательно, основное состояние спиновой системы существенно. Если все спины направлены одинаково, то твердое тело —ферромагнетик. Если спины направлены одинаково только в различных подрешетках, то мы имеем дело с ферримагнетиками и антиферромагнетиками. В следующем параграфе мы обратимся к спиновым волнам в ферромагнетиках и на этом простом примере изучим основы представлений о магнонах. Эти результаты тогда легко будет распространить на ферри- и антиферромагнетизм. Это будет сделано в 39. [c.157]

СПИНОВЫЕ ВОЛНЫ В ФЕРРОМАГНЕТИКАХ 159 [c.159]

J38] СПИНОВЫЕ ВОЛНЫ В ФЕРРОМАГНЕТИКАХ 161 [c.161]

СПИНОВЫЕ ВОЛНЫ В ФЕРРОМАГНЕТИКАХ 163 [c.163]

СПИНОВЫЕ ВОЛНЫ В ФЕРРОМАГНЕТИКАХ 165 [c.165]

Очевидно, что можно было бы не выписывать (4.39), а найти непосредственно из эквивалентной схемы Z = го Ь/(1 — ш ЬСх) и = шС, что с учетом (4.38) сразу даст (4.40). Однако мы хотели лишний раз продемонстрировать, как появляется дисперсия из-за нелокальной связи переменных (см. материальное уравнение Ф = Ф(/) в (4.39)). Интересно, что дисперсия в данной среде-модели такая же, как и в случае длинной линии с индуктивной связью между ячейками (см. рис. 4.13). Дисперсионная кривая, представленная на рис. 4.18, определялась в обычном для таких целей эксперименте [7], когда один конец линии нагружен на сопротивление, не равное характеристическому сопротивлению Zo линии Zo = л/Ь/С/ 1 - /и>о) (Ь/Су/ 1 Ом). Из-за отражений в линии устанавливается картина стоячих волн. Длину волны находят с помощью зонда и лампового вольтметра, измеряя расстояние между минимумами стоячих волн. Самой высокой частоте соответствует длина волны приблизительно 2Дж. Как показано в работе [7], данная среда-модель количественно описывает распространение ионных акустических волн (ионный звук) в плазме. Эта линия моделирует также распространение звука в твердом теле (звуковая волна распространяется без дисперсии, пока ее волновое число к много меньше обратного вектора решетки д = 2тт/а а — расстояние между ионами решетки), в противном случае становится уже существенной пространственная дисперсия, связанная с дискретностью среды ), спиновые волны в ферромагнетике и т. д. [c.79]

Используя качественный анализ, аналогичный проведенному в начале этого раздела для ферромагнетиков, можно показать,, что в антиферромагнетиках такой рост линеен для малых к. Наконец, спиновые волны могут затухать из-за взаимодействий между спиновой системой и системой решетки. Это явление будет рассматриваться в гл. 6 для деформируемых ферромагнетиков.. Кроме этого, хотя в этом разделе рассматривались только объемные спиновые волны, можно рассмотреть и поверхностные-спиновые волны (см. гл. 6). Дополнительные сведения об объемных спиновых волнах в ферромагнетиках и антиферромагнетиках можно найти в книге [Ахиезер и др., 1967]- [c.55]

Исследование этих пиков подтверждает зависимость типа для величины энергии возбуждения спиновой волны в ферромагнетиках (а также линейную зави симость от к в антиферромагнетиках) (фиг. 33.9). [c.323]

Как достоинства модели спектрального беспорядка, так и связанные с ней ограничения хорошо видны на примере стандартной задачи о спиновых волнах в ферромагнетике. Будем исходить из системы с гамильтонианом (1.16), предполагая, что она близка к идеально упорядоченному ферромагнитному состоянию, когда параметр дальнего порядка (1.30) близок к единице. Локальная переменная ы, при этом будет обозначать амплитуду отклонения спина от своего максимального значения С помощью [c.49]

При низких температурах (Т<Т ) Ь у) 8, и выражение (2.38) представляет энергию спиновых волн в ферромагнетике. При конечных температурах (2.38) практически совпадает с энергией спиновых волн [c.29]

Поступая далее аналогично случаю ферромагнетиков, можно получить по форме совпадающее с (2.9) линейное соотношение между компонентами суммарного переменного магнитного момента антиферромагнетика /и(о), й)=/К1(со, к)- -тг 1о, к) и магнитного поля А(о), к). Тензор х, (о), к) будет теперь, однако, иметь другой вид. Спектр спиновых волн в антиферромагнетиках можно определить [c.374]

Рис. 1.4. а — спиновый беспорядок в парамагнетике 6 — беспорядок в ферромагнетике — спиновая волна в — беспорядок в системе спинов Изинга. [c.23]

Оно выражает взаимосвязь между параметром жесткости спиновых волн в разбавленном ферромагнетике (р) и объемной проводимостью соответствующей сетки о (р). [c.547]

Возбуждения значительно меньшей энергии образуются в том случае, когда все спины повертываются лишь частично. Такая спиновая волна схематически изображена на рис. 10.12. Из рисунка видно, что спиновые волны представляют собой колебания относительной ориентации спинов в кристалле. Они сходны с упругими волнами в кристалле (фононами). Спиновые волны также квантованы. Квант энергии спиновой волны получил название магнон. При повышении температуры число магнонов возрастает, а результирующий магнитный момент ферромагнетика соответственно уменьшается. При малой плотности магнонов взаимодействие их друг с другом можно не учитывать и, следовательно, магноны можно считать идеальным газом. Газ магнонов, так же как и газ фононов, подчиняется. статистике Бозе — Эйнштейна. Если известны [c.340]

С тепловыми колебаниями кристаллической решетки связаны нормальные волны. Фактически к ним относятся и звуковые волны. Квантование этих волн приводит к квазичастицам, называемым фононами (см. 6.1). В упорядоченной магнитной структуре, например в ферромагнетике, возникают коллективные движения в виде так называемых спиновых волн они связаны с распространяющимися по кристаллу изменениями ориентации спиновых моментов [c.146]

Соответствующая математическая теория оказывается весьма сложной [14], хотя по сути дела она представляет собой не что иное, как усложненную форму теории спиновых волн в ферромагнетике (последняя рассматривается в 1.8). Чтобы еще более усложнить задачу, надо, по-видимому, ввести в гамильтониан дополнительные члены, описывающие связь между смещениями протонов и оптическими фононами [15]. Переход в сегнетоэлектри-ческое состояние в KDP представляет собой, следовательно, не только переход порядок — беспорядок в конфигурации протонов — он связан также с искажениями элементарной ячейки и относительными смещениями других ионов в кристалле. Следуя по этому пути, мы пришли бы к эадаче о других типах сегнето-электрических и антисегнетоэлектрических материалов, в которых роль доминирующего механизма играет неустойчивость решетки по отношению к некоторым особым фононным модам. При этом, однако, речь пошла бы уже не о теории беспорядка, которая составляет главную нашу тему. [c.30]

Т. о., закон дисперсии для спиновых волн в АФМ имеет линейный характер, как у фоноиов (в отличие от квадратичного у ферромагнетиков). Конкретные ф-лы для в случае релятивистских ветвей приведены в ст. Антиферромаглитный резонанс. Все остальные ветви — обменные с шд. [c.111]

МАГНОН — квазичастица, соответствующая кванту спиновых волн в магнитоупорядоченных системах. М. по отношению к спиновым колебаниям играет ту же роль, что и фонон — к колебаниям кристаллической решётки. Энергетич. спектр М. имеет вид if = Йт(к), где ш(к) — закон дисперсии или зависимость частоты спиновых волн от их квазиволнового вектора к, квазиимпульс М. р = Йк. Время жизни М. определяется затуханием спиновых волн, и только в случае слабого затухания можно говорить о М. как о хорошо выра женньгх квазичастицах. М. являются бозонами. В тепловом равновесии химический потенциал М. равен о, что и определяет зависимость числа М. в системе от темп-ры. Когда число М. в системе мало, наир, при низких темп-рах, диссипативные я ки-нетич. процессы в магн. подсистеме (напр., магн. релаксация, спиновая диффузия) удобно формулировать в рамках теории рассеяния для столкновений М. друг с друго-М II др. квазичастицами твёрдого тела. При этом магн. динамику системы можно определить на основе кинетич. ур-ния Больцмана для ф-цни распределения М. В ферромагнетиках М. иногда паз. ф е р р о мar-н о н а м и. [c.23]

Спиновые волны. В основном состоянии простого ферромагнетика все снннрл параллельны, как на схеме рнс. 16.8, а. Рассмотрим N спинов величиной 5, расположенных в цепочке (нли по кольцу), и предположим, что соседние спины связаны гейзенберговским взаимодействием типа (16.6) [c.554]

Рис. 16.10. Дисперсионный такон для спиновых волн в одномерном ферромагнетике (модель, в которой учитываются взаимодействия лишь ближайших соседей).

Ясно, что для описания ферромагнетика при Г < Гс необходимо, с одной стороны, отбросить все диаграммы с разрозненными блоками, а с другой стороны, провести ужирнение линий, представляющих спиновые функции Грина /1С (сОп), так что жирные линии будут представлять функции Грина (3.25) спиновых волн. В результате возникает диаграммная техника со спин-волновыми линиями, которые содержат вершины типа а, б, в и 5, показанные на [c.41]

Впервые теоретич. описание св-в ферримагнетиков было дано Л. Неелем (1948) в рамках теории молекулярного поля. Оказалось, что теория молекулярного поля может объяснить гораздо больше св-в ферримагнетиков, чем металлич. ферромагнетиков (значение величины (7 при 7 =0, закон Кюри —Вейса при Г>0 ДР-)- К фер-римагнетикам применима также и теория спиновых волн. В согласии с этой теорией намагниченность многих ферримагнетиков при низких темп-рах следует закону Блоха / у=/5о(1—аГ где а — константа, /50— значение при Г = 0. Магн. теплоёмкость ферримагнетиков растёт по закону Г [c.806]

Строго параллельная ориентация спинов в ферромагнетике наблюдается лишь при ОК. Такое расположение спинов соответствует минимуму энергии. Результирующая намагниченность при этом равна намагниченности насыщения J. С повышением температуры ферромагнетика его энергия возрастает за счет появления перевернутых спинов. В отличие от основного состояния (при 7=0 К) состояние с перевернутым спином является возбужденным. Если соседние спины связаны взаимодействием вида (10.45), то поворот в обратную сторону одного спина требует затрат дополнительной энергии Другими словами, из-за обменного взаимодействия состояние с перевернутым магнитным моментом в одном из узлов решетки является энергетически невыгодным. Соседн ]е спины стремятся возвратить перевернутый спин в исходное положение. Обменное взаимодействие приводит при этом к тому, что соседний спин переворачивается сам. По кристаллу пробегает волна переворотов спинов. Существование таких волн было установлено в 1930 г. Ф. Блохом. Сами волны получили название спиновых. [c.340]

ВОЛНА бегущая—распространение возмущения в среде ВОЛНА (световая — электромагнитное излучение, содержащее в своем составе синусоидальные электромагнитные волны с длинами волн в диапазоне 0,4...0,76 мкм синусоидальная—распространение в среде гармонических колебаний какой-либо физической величины, происходящих со строго определенной частотой спиновая — волна нарушений спинового порядка в магнитоупорядоченной среде (ферромагнетике, ферримагнетике и антиферромагнетике) ударная — распространение в среде области, внутри которой давление резко повышено по сравнению с давлением в соседних областях уединенная — волна с устойчивым профилем в нелинейной диспергирующей среде, ведущая себя подобно частице цилиндрическая— волна, имеющая цилиндрический волновой фронт) ВОЛНЫ [вторичные — волны электромагнитные, излучаемые молекулами в процессе вынужденных колебаний той же частоты, что и падающий свет гравитационные — поверхностные волны, в которых основную роль играет сила тяжести или свободное гравитационное поле, излучаемое ускоренно движущимися массами де Бройля — волны, связанные с любой движущейся частицей и отражающие ее квантовую природу инфразнуковые — волны звуковые с частотой у<16Гц] [c.227]

С электронной подсистемой связано поглощение при внутризонвых переходах в полупроводниках, проявляющихся в виде широких слабоструктуриров. полос в ИН-области спектра. Поглощение и рассеяние света в кристаллах, обладающих упорядоченной спиновой подрешёткой (напр., ферромагнетиках), могут проявляться в возбуждении магн. дипольного момента магноны, спиновые волны). [c.627]

Ниже критич. темп-ры Т , (наир., Кюри точка для ферромагнетика или Нееля точки для антиферромагнетика) динамика намагниченности носит преимущественно не диффузионный, а волновой характер (см. Спиновые волны). Однако в условиях сильного затухания и малого времени жизни магпонов (Т близко к Т ) волновая динамика намагниченности сменяется диффузионной, что проявляется, в частности, в виде т. н. центрального (квазиупругого) пика в сечении критнч, магн, рассеяния нейтронов. Выше критич. темп-ры С. д. становится основным механизмом пространственного выравнивания неоднородной намагниченности. Особенности С. д. в парамагнитной области (Т > Г ) магнитоупорядоченных веществ по сравнению со С. д. в обычных парамагнетиках проявляется в критическом замедлении (аномальное возрастание вблизи времён магнитной релаксации). Аналогичными свойствами обладают н др. кинетич. и резонансные характеристики (напр., затухание ультразвука в магнетиках, ширина линии ЭПР и др.). [c.632]

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 анергии происходит в результате взаимодействия перем. поля с суммарными магн. моментами макроскопич. объё.мов 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. Ферримагпитиый резонанс). Однородные колебания намагниченности, происходящие при Ф. р., могут рассматриваться как предельный случай элементарных возбуждений магн. системы ферромагнети-К 1—спиновых волн при волновом числе /f O. [c.306]

Процессы релаксации при ферромагнитном резонансе, к-рые феноменологически учитываются параметрами диссипации а или со, и определяют величины Д// и (Xpej", могут быть подразделены на спин-спиновые и спин-решё-точные. Первые осуществляют передачу энергии от непосредственно возбуждаемого при Ф. р. однородного типа колебаний другим, неоднородным колебаниям матн. (спиновой) системы ферромагнетика—спиновым волнам. Вторые приводят к передаче энергии от магн. системы кри-сталлич. решётке, причем 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). [c.308]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...