Спиновая система в ферромагнетике

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]

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]

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]

Для решеток Браве дисперсионное соотношение (38.24) дает зависимость энергии магнонов от к. Эта зависимость, так же как у акустической ветви фононного спектра, начинается с энергии, равной нулю при А = 0, и возрастает до поверхности зоны Бриллюэна. Для решеток с базисом можно ожидать еще других ветвей магнонного спектра, которые соответствуют оптическим фононам. Для таких решеток ограничение оператора Гейзенберга обменным взаимодействием между ближайшими соседями окажется невозможным. Разные базисные атомы образуют подре-шетки, и, наряду с взаимодействием внутри подрешетки, важную роль играет взаимодействие между подрешетками. Расширение нашей модели необходимо еще и из других соображений. Ионы отдельных подрешеток в большинстве случаев будут различными. Они будут тогда обладать разным полным спином и часто также разным направлением спиновой системы подрешетки (расположенные внутри подрешеток спины параллельны). В основном состоянии тогда проявится магнитный момент. Однако это будет векторная сумма спинов двух подрешеток с противоположно направленными спинами, следовательно, разность спинов. Такой ферримагнетик отличается от настоящего ферромагнетика. Настоящие ферромагнитные изоляторы с решеткой Браве, к которым применима развитая нами модель, встречаются редко. [c.166]

В ферромагнетике возбуждения с низкой энергией соответствуют колебаниям плотности электронных спинов и носят название спиновых волн. Кванты спиновых волн называются магнонами [4]. Они подчиняются статистике Бозе и могут использоваться при рассмотрении термодинамических свойств ферромагнитной системы. [c.26]

Дисперсионные кривые для всех типов волн, распространяющихся вдоль оси анизотропии ферромагнетика в магнитостатическом приближении изображены на рис. 14.4. Видно, что в данном случае имеется четыре дисперсионные ветви, что и следовало ожидать в соответствии с общими представлениями о связанных волнах. Ветвь I отвечает невзаимодействующей со спиновой системой продольной звуковой волне, а ветвь 3 — поперечной магнитоупругой волне с правой круговой поляризацией, слабо взаимодействующей со спиновой волной. Кривые 2 и 4 при к>кд отвечают взаимодействующим поперечной магнитоупругой волне с левой круговой поляризацией и спиновой волне. При как ситуация меняется на обратную — ветвь 2 соответствует спиновой волне, а ветвь 4 — звуковой. Волны 2 и часто называют связанными магнитоупругими волнами. Подчеркнем еще раз, что каждая из распространяющихся волн характеризуется при этом как упругими смещениями, так и магнитными моментами, причем, как следует из (3.2), доля магнитной части в упругой волне и доля механической части в спиновой особенно значительны (одного порядка) при со , (й)-- сО( (й), т. е. в области магнитоакустического резонанса. Таким образом, возбуждение звука с помощью магнитных колебаний и, наоборот, спиновых волн посредством механических колебаний наиболее эффективно при со (й) со, (й). Частот магнитоакустического резонанса, очевидно, две. Одна из них, низшая, практически совпадает с со(0) и для типичных параметров, используемых в эксперименте, составляет - 10 ГГц. Вторая частота лежит в области частот, близких к предельным частотам колебаний кристаллической решетки. Таким образом, явление магнитоакустического резонанса может быть использовано для генерации гиперзвука. [c.377]

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

При рассмотрении любой такой системы важно проводить четкое различие между беспорядком в состояниях спинов и в размещении их в решетке, а также во взаимодействии между ними. В общем случае мы будем считать, что беспорядок второго типа в системе заморожен и его нельзя изменить. Так, например, в разбавленном ферромагнетике магнитные и немагнитные атомы считаются размещенными по узлам решетки случайным образом и без корреляции так, как если бы сплав, находившийся в совершенно неупорядоченном состоянии при высокой температуре, был в результате быстрого охлаждения переведен в состояние (возможно, метастабильное), в котором все его атомы неподвижны. Иначе говоря, в дальнейшем мы будем считать, что вероятность заполнения спином данного узла остается постоянной, не завися ни от температуры спиновой системы, ни от заполнения других узлов. С другой стороны, функция распределения различных компонент спина по магнитным узлам определяется законами статистической механики и изменяется в зависимости от темпера- [c.540]

Вдали от порога протекания, где свойства системы уже более не определяются связностью очень больших кластеров, спектр спиновых волн можно приближенно найти с помощью общих методов гл. 9. Поскольку магнонные возбуждения в ферромагнетиках и антиферромагнетиках с математической точки зрения аналогичны фононам и электронным возбуждениям ( 8.1), мы можем воспользоваться с соответствующими видоизменениями и усложнениями [19—24] теорией энергетического спектра модели сильной связи для сплавов, приводящей к методу когерентного потенциала ( 9.4). Попытки усовершенствовать это приближение с целью учесть влияние локального окружения [25—28] приводят к тем же математическим проблемам, что и в задачах о колебаниях решетки и об электронных состояниях в сплавах замещения < 9.5-9.7). [c.548]

Таким образом, возникновение самопроизвольной намагниченности в ферромагнетика есть естественный результат, вытекающий из квантовомеханической природы взаимодействия спиновых моментов электронов. Впервые эта идея была высказана в Советском Союзе Френкелем [4] в 1928 г. Она послужила отправным пунктом для всех последующих теорий самопроизвольной намагниченности. Для определения величины энергии, приводящей к самопроизвольной ориентации спиновых магнитных моментов электронов, обычно рассматривается система квантовомеханических уравнений, описывающих с известным приближением взаимодействие между электронами и ядрами соседних атомов в ферромагнетике. При решении этих уравнений применяется обычно упрощенный прием, допускаемый квантовой механикой, а именно, предполагается, что электрон данного атома может оказаться вблизи ядра соседнего атома и, наоборот, электрон соседнего атома может оказаться вблизи ядра данного атома. Здесь как бы происходит обмен электронами между атомами. Вследствие этого обстоятельства указанная энергия получила название обменной, а силы взаимодействия—.обменных. [c.21]

Двузначные числа перед символами элементов - их номера в периодической системе Д.И. Менделеева. В ряду железо-кобальт-никель уменьшается число нескомпенсированных параллельных спиновых магнитных моментов (четыре, три и два на каждый атом соответственно) и ослабевает ферромагнетизм. Результирующие атомные магнитные моменты самопроизвольно устанавливаются параллельно в пределах каждого домена. При нагревании ферромагнетика тепловое движение разрушает самопроизвольную параллельную ориентацию атомных магнитных моментов и выше некоторой температуры, называемой температурой, или точкой Кюри ( ), тело утрачивает ферромагнитные свойства и становится парамагнетиком (см. раздел 6.7.1). [c.84]

Топологический беспорядок сам по себе едва ли может как-либо повлиять на магнитный фазовый переход. Пусть, например, мы имеем тетраэдрическое стекло ( 2.8 и 11.3), в каждом узле которого находится магнитный ион, ферромагнитно взаимодействующий со своими четырьмя соседями. Почти несомненно, что такой материал будет вести себя практически во всех отношениях как типичный упорядоченный ферромагнетик. Сравнение с теорией электронных состояний в подобных системах ( 11.3) дает основания полагать, что единственное следствие отсутствия дальнего кристаллического порядка будет состоять здесь в размытии пиков и замазывании провалов в плотности состояний для спиновых волн практически без изменения температуры перехода Т . [c.548]

Как уже отмечалось в томе 1, гл. 1, 6, п. к) в разделе, посвященном термодинамическому описанию критических явлений, основой всего подхода является интуитивно улавливаемая общность критических явлений (мы здесь включаем в них и Л-переходы), происходящих в системах, внешне совершенно не похожих друг на друга. С одной стороны, это неупорядоченные системы (критические явления в системах жидкость-газ, А-переход в жидком Не , фазовые переходы в моделях с пространственно размазанным спиновым моментом и т.д.), с другой — дискретные системы, моделирующие явления в твердых телах (магнетики различных типов, сплавы, модели решетчатых газов, рассматривающиеся как мостик для перехода к более реалистичным газ-жидкостным системам, и т. п.). Доверяя этой интуиции, мы рассматриваем, если это по каким-либо причинам оказывается удобным, одни вопросы с точки зрения непрерывных систем, другие — с точки зрения дискретных, полагая, что результаты такого рассмотрения относятся к тем и другим. Но эта универсальность подхода не есть символ веры, ей находятся и физические основания в области 9 вс радиус корреляции, являющийся характерной масштабной единицей длины в рассматриваемых условиях, значительно превышает по величине как среднее расстояние между частицами (в твердых телах — постоянную решетки) Л, > о = /vJn, так и радиус взаимодействия R Ro, поэтому общий характер поведения систем в этой области нечувствителен к деталям потенциалов взаимодействия частиц друг с другом Ф(г,у) или /(гу) = I i, j) (напомним, что сами значения критических параметров непосредственно определяются через это взаимодействие, как это мы видели на примере газа Ван дер Ваальса и ферромагнетика Изинга). [c.360]

Явление спинового резонанса в ферромагнетиках в области микроволновых частот ) в принципе аналогично ядерному спиновому резонансу. Полный магнитный момент образца прецес-сирует вокруг направления постоянного магнитного поля, и энергия внещнего переменного электромагнитного поля, прилол ен-ного в поперечном направлении, будет сильно поглощаться, когда его частота окажется равной частоте прецессии. Это явление столь же хорошо можно описывать при помощи представ- лепия о квантован1П1 макроскопического вектора полного спина ферромагнетика в постоянном магнитном поле, считая, что расстояния между энергетическими уровнями такой системы отвечают обычным зеемановским частотам правило отбора Ams = = 1 в этом случае разрешает переходы только между соседними уровнями. [c.615]

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]

В системе спиновых магн. моментов ферромагнетика квазичастицами являются магноны, Р. намагниченности (сы. Релаксация магнитная) можно описывать кн-нетич. ур-ниями для них. [c.328]

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]

Микроскопической характеристикой фазы обычно считают параметр упорядочения (параметр порядка) т). В кристаллах он является мерой отклонения от состояния с более высокой симметрией [3]. В зависимости от того, какие микроскопические взаимодействия приводят к ФП и какие при этом происходят изменения структуры, параметр г] имеет различный физический смысл. В сег-нетоэлектриках параметр порядка соответствует степени упорядочения в системе электрических диполей, в ферромагнетиках т] может описывать упорядочение в системе магнитных спиновых моментов и т. п. Параметру порядка можно придать и более широкий смысл — например, при ФП с изменением агрегатного состояния Г] характеризует степень регулярности во взаимном расположении атомов или молекул. [c.95]

Действительно, если мы рассмотрим взаимодействия магнитных диполей на этом уровне, то увидим, что они складываются из (1) чисто магнитодипольных взаимодействий между магнитными моментами и (2) взаимодействий между магнитными моментами и электрическим полем кристаллической решетки (спин-орбитальные взаимодействия). Эти взаимодействия по сравнению с описанными выше обменными взаимодействиями имеют относительно малую величину порядка 1 (Уе/с)2. По этой причине часто говорят, что они имеют релятивистское происхождение. Однако, несмотря на их относительную малость по сравнению с обменными взаимодействиями, они действительно играют важную роль в ферромагнитных материалах. Причина этого двойная. Во-первых, эти взаимодействия создают в кристалле предпочтительное направление намагничивания, отвечающее минимуму энергии ферромагнетика. Они, таким образом, приводят к появлению упомянутой выше энергии анизотропии, т. е. к зависимости энергии ферромагнетика от направления вектора намагниченности— факт, не учитываемый обменной энергией. Во-вторых, именно через эти взаимодействия устанавливается связь между внешними источниками тепла и спиновой системой ферромагнетика. Если бы этих взаимодействий между спинами и колебаниями решетки не существовало, то невозможно было бы [c.46]

Магнитострикция и пьезомагнетизм — магнитные аналоги электрострикции и пьезоэлектричества. Первый эффект соответствует появлению деформации, не зависящей от знака приложенного магнитного поля (следовательно, это — квадратичный эффект по полю), второй — появлению в некоторых нецентросимметричных кристаллах намагниченности при их деформации.. Естественный пьезомагнетизм редко наблюдается для него необходимо редко встречающееся сочетание подходящих кристаллографической и магнитной симметрий. Магнитострикция, которую имеют многие ферромагнетики (например, никель, иттрий-железные гранаты), находит применение в магнитострикционных преобразователях. Магнитострикция является причиной многих интересных взаимодействий одним из них является влияние-внутренних деформаций вследствие структурных дефектов на кривую намагничивания ферромагнетика. Другое важное явление в магнитоупорядоченных кристаллах (ферромагнетиках,, ферримагнетиках), которое будет далее рассматриваться в гл. 6,. состоит в появлении связи между колебаниями в поле деформации кристалла и в спиновой системе. Этот эффект взаимодействия между упругими и спиновыми волнами называется магнон-фононным взаимодействием, так как на языке физики твердого тела фононы — это воображаемые частицы, связанные с акустическими или упругими волнами соотношением де Бройля волновой механики. Возможность такого взаимодействия следует из того, что, как показывается в квантовой статистической физике, как фононы, так и магноны подчиняются статистике Бозе — Эйнштейна. Вероятность встретить такое взаимодействие-увеличилась после открытия в 1956 г. нового типа ферромагнитных материалов — редкоземельных железных гранатов, среди. которых иттрий-железный гранат — наиболее хорошо известный представитель. [c.55]

СПЙНОВЫЕ ВОЛНЫ, 1) волны нарушений спинового порядка в магнитоупорядоченных средах. В ферромагнетиках, антиферромагнетиках и ферримагнетиках спины атомов и связанные с ними магн. моменты при отсутствии возбуждения строго упорядочены. Состояние возбуждения магн. системы связано с отклонением спина от положения равновесия. Из-за вз-ствия между атомами такое отклонение не локализовано, а в виде волны распространяется в среде. С. в. явл. элементарными (простейшими) возбуждениями системы магн. моментов в магнитоупорядоченных средах. Соответствующие квазичастицы наз. магнонами. Существование С. в. было предсказано амер. физиком Ф. Блохом в 1930. С. в., как всякая волна, характеризуется зависимостью частоты 0) от волнового вектора к дисперсии закон). В кристаллах с неск. магнитными подрешётками могут существовать неск. типов С. в. с разными законами дисперсии. [c.714]

Для Ф. п. II рода характерно отсутствие скачков плотности в-ва, концентрации компонентов, теплоты перехода. Но точно такая же картина наблюдается и в критич. точке на кривой Ф. п. I рода (см. Критические явления). Сходство оказывается очень глубоким. Ок. критич. точки состояние в-ва можно характеризовать величиной, играющей роль параметра порядка. Напр., в случае критич. точки на кривой равновесия жидкость—пар — это отклонение плотности от ср. значения. При движении по критич. изохоре со стороны высоких темп-р газ однороден, и отклонение плотности от среднего значения равно нулю. Ниже критической температуры в-во расслаивается на две фазы, в каждой из к-рых отклонение плотности от критической не равно нулю. Поскольку вблизи точки Ф. п. II рода фазы мало отличаются друг от друга, возмояшо образование зародышей большого размера одной фазы в другой фазе [флуктуация), точно так же, как вблизи критич. точки. С этим связаны многие критич. явления при Ф. п. II рода бесконечный рост магнитной восприимчивости ферромагнетиков и диэлектрической во с приимчивос ти сегнетоэлектриков (аналогом явл. рост сжимаемости вблизи критич. точки жидкость—пар), бесконечный рост теплоёмкости, аномальное рассеяние эл.-магн. волн [световых в системе жидкость—пар (см. Опалесценция критическая), рентгеновских в ТВ. телах], нейтронов в ферромагнетиках. Существенно меняются и динамич. явления, что связано с очень медленным рассасыванием образовавшихся флуктуаций. Напр., вблизи критич. точки жидкость—пар сужается линия рэлеевского рассеяния света, вблизи Кюри точки ферромагнетиков и Нееля точки антиферромагнетиков замедляется спиновая диффузия (происходящее по законам диффузии распространение избыточной намагниченности) и т. д. Ср. размер флуктуаций (радиус корреляций) Я растёт по мере приближения к точке Ф. п. II рода и становится в этой точке бесконечно большим. [c.801]

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]

Шум 1 jf свя зывают с наличием в реальных твёрдых телах той или иной неупорядоченности и связанного с ней чрезвычайно широкого спектра (иерархии) времён релаксации т. Такой широкий спектр т и требуемая для получения закона S (/) с/О 1 // ф-цня распределения т возникают, если т экспоненциально зависит от параметра (энергии активации в случае активац. переходов между состояниями системы, туннельного показателя в случае туннельных переходов), ф-ция распределения к-рого более или менее постоянна в широких пределах изменения этого параметра. То, что шум 1 if обусловлен суперпозицией процессов с разл. временами релаксации, продемонстрировано на опыте в субмикронных МДП-транзисторах (см. Полевой транзистор), в к-рых имеется одна активная ловушка для носителей тока (или две ловушки), спектральная плотность флуктуаций сопротивления канала имеет лоренцевский профиль с одним т (или соответственно два таких профиля с двумя различными т), но при увеличении размеров транзистора и числа ловушек спектральная Ллотность приближается к I //. Магн. шум (флуктуации намагниченности) со спектральной плотностью I //, наблюдаемый в спиновых стёклах и аморфных ферромагнетиках (см. Аморфные магнетики), соответствует наличию в них (и известной из др. опытов) обширной иерархии высот барьеров (энергий активации), разделяющих метастабильные состояния, между к-рыми каждая такая система соверииет переходы в процессе релаксации и теплового движения. В тех случаях, когда механизм шума 1 // понятен (как в спиновых стёклах и неупорядоченных средах с двухуровневыми туннельными системами), мин. его частота (обратное наибольшее х) столь мала (напр., меньше обратного времени существования Вселенной), что попытки её измерения не имеют смысла. Механизмы шума 1 // в объёме полупроводников пока достоверно не установлены, хотя в литературе предложен ряд теорий. [c.325]

Интересно отметить, что отношение магнитного и механических моментов, соответствующее (2.4), было получено еще в 1915 г. в опыте А. Эйнштейна и В.де Гааза, которые наблюдали закручивание свободно подвешенного ферромагнитного стержня нри его намагничивании. После открытия снина электрона результат этого опыта стал понятным при намагничивании ферромагнетика в соответствии с внешним магнитным нолем ориентируются не орбитальные, а спиновые магнитные моменты — а значит, и снины. При этом возникает макроскопический вращательный момент всей совокупности снинов ферромагнетика. Поскольку общий момент количества движения системы должен сохраниться, стержень закручивается так, чтобы компенсировать вращательный момент, созданный поворотом спинов. [c.21]

Квантование спиновых волн. Значения полного спинового квантового числа системы N спинов величиной 8 равны N8, N8—1, N8 — 2,. .. Это следует нз квантовомеханической теории момента количества движения. В основном состоянии ферромагнетика полное спиновое число имеет величину N8 в основном состоянии все спины параллельны. Возбуждение спиновой волны уменьшает величину полного спина, поскольку спины становятся ненараллельными. Будем искать соотношение между амплитудой спиновой волны и величиной уменьшения г-компоненты полного спинового квантового числа. [c.557]

Можно показать непосредственно, без перехода к волновым функциям, что гамильтониан цепочки спинов после подходящего изменения масштаба эквивалентен бозонному гамильтониану Нв. В гл. 1 уже отмечалась эквивалентность системе фермионов с нулевым спином после преобразования Йордана — Вигнера. Эквивалентность системе бозонов основана на преобразовании,, которое использовал Дайсон (1956) при исследовании ферромагнетиков, ассоциируя с системой спиновых волн некоторый неэрмитов бозонный гамильтониан. [c.108]

С другой стороны, прихменение метода Бете пе ограничено моделями Изинга. Если в формулах (5.31) — (5.34) интерпретировать 8 как квантовомеханнческий оператор спина, то оказывается возможным исследовать свойства перехода порядок — беспорядок в гейзенберговском ферромагнетике с гамильтонианом (1.16). Численный расчет различных матричных выражений, казалось бы, вселял надежды на известный успех в описании критического поведения системы [12], пока не было показано [13], "ЧТО рассматриваемые уравнения приводят к антиточке Кюри (в простой кубической решетке — при кТ = 0,269 /). Ниже этой точки ферромагнитное упорядочение исчезает. Основные недостатки, присущие этому и нескольким аналогичным методам, обсуждались в работе [14]. Создается впечатление, что попытки замкнутого , компактного описания поведения гейзенберговского ферромагнетика более чем одного измерения не выходят за рамки простой формулы приближения среднего поля последняя совершенно не учитывает такие важные явления, как возбуждение спиновых волн при низких температурах ( 1.8). [c.186]

Тем не менее можно предположить [34], что основное состояние этой системы магнитное в нем каждый спиновый вектор 8 направлен параллельно эффективному полю Н , создаваемому другими спинами, находящимися в своих предпочтительных ориентациях. Однако, поскольку параметры взаимодействия Iц, по-видимому, случайны — с нулевым средним значением, это основное состояние не соответствует ни ферромагнетику (с поляризацией всех спинов в одинаковом направлении), ни антиферромагнетику (где одинаковые числа спинов отвечают двум противоположным направлениям поляризации). Иначе говоря, при Г = О спиновое стекло представляет собой миктомагнетик или сперимагнетик [35], в котором нет ни результирующей намагниченности, ни какой-либо правильной картины локального упорядочения спинов (рис. 12.3). [c.549]

В последние годы развитие микроскопического подхода в критической динамике ферромагнетика идет по линии учета анизотропии [51], диполь-дипольного взаимодействия, нарушаюгцего закон сохранения полного спина [50, 68], и учета внешнего магнитного поля [43]. Приведем в заключение представления для спиновых функций Грина, являющиеся обобщением представления (6.21), когда система находится в магнитном поле. В этом случае следует различать продольную и поперечную функции Грина [43] [c.73]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...