Файл: Физика магнитных диэлектриков..pdf

щее на подрешетку а, изменяет свой знак и направлено навстречу Н0.

Естественно, что и намагниченность ра направлена противоположно Н0, но fiy. параллельна Іі0 при тех же

самых условиях. Если ограничиться сделанным выше до­ пущением, что обменное поле на одной подрешетке про­ порционально намагниченности только другой подре­ шетки, то из выражений (3. 34) и (3. 35) следует

1 _

ванная температура Кюри.

Из этих формул видно, что одна из подрешеток меняет

свой знак при Т = Т 0=\!2Ѳ. Таким образом, оказывается, что в парамагнитной области под действием внешнего магнитного поля в феррпмагиетиках образуется сложная двухподрешеточная структура с противоположным на­ правлением подрешеток в весьма широком интервале температур. Этот эффект получил название индуцирован­ ного ферримагнетизма. Он был предсказан еще в 1954— 1956 гг. [63, 64], однако обнаружить его удалось сравни­ тельно недавно благодаря развитию метода ЯМР. Инте­ ресно отметить, что температура, при которой одна из подрешеток меняет знак, является весьма характерной для ферримагыетика. Она не зависит от внешнего магнит­ ного поля, а определяется только обменными взаимодей­ ствиями между подрешеткамн. Существенно, что при этой температуре меняется магнитная структура образца — подрешетки из параллельных становятся аитипараллельными.

Измерения ЯМР позволили получить эксперименталь­ ные зависимости намагниченности подрешеток в ферримагнетике выше Т0. Эти экспериментальные результаты дают возможность оценить справедливость различных теоретических методов расчета намагниченностей, напри­ мер теории молекулярного поля, метода Огучи, метода постоянной связи и т. д. Важно, что при этом имеется возможность сопоставить результаты расчета с экспери­

210

ментальными температурными зависимостями каждой под­ решетки в отдельности, а не суммарной намагниченности, как это имеет место при анализе магнитных измерений.

Детальное сопоставление упомянутых расчетов для RbNiFg было проведено в работе [62]. В результате оказалось, что обычная теория молекулярного поля удовлетворительна в области температур выше 2-^3 Тс- В принципе можно согласовать расчеты по теории моле­ кулярного поля с экспериментальными данными при тем­ пературах вблизи 2’с, но это требует введения дополнитель­ ных обменных параметров, учитывающих взаимодействие внутри подрешеток, причем величины этих параметров оказываются нереалистическими. Хорошее согласие с экс­ периментами получается при расчетах по методу постоян­ ной связи. Оказывается, что виутриподрешеточными вза­ имодействиями можно пренебречь. Из расчетов по методу постоянной связи выясняется важная роль эффектов

и требует включения дополнительных обменных параме­ тров для подгонки под экспериментальные результаты. Естественно, что полученные таким путем значения обмен­ ных параметров для внутриподрешеточных взаимодей­ ствий оказываются далекими от реальных. Таким обра­ зом, выясняется, что теория молекулярного поля недоста­ точно точна для определения взаимодействий следующего порядка малости по сравнению с основным обменным взаимодействием,

§ 5. ДВОЙНОЙ РЕЗОНАНС

До сих пор мы рассматривали сверхтонкое взаимодействие только как причину появления статиче­ ского локального поля на ядрах. Но это взаимодействие может обусловливать также и некоторые особенности ди­ намических свойств взаимодействующих электронно-ядер­ ных систем. Одна из особенностей заключается в том, что при низких температурах ядерные моменты благодаря сверхтонкому взаимодействию создают на электронах не-

14* 2Н

которое среднее статическое мапигпше иоле, величина

ких температурах этот сдвиг в некоторых случаях оказы­ вается сравним по величине со сдвигом, обусловленным полями магнитокристаллографической анизотропии. Вто­ рая особенность состоит в том, что появляется косвенное взаимодействие ядериых спинов через спиновые волны в электронной системе (взаимодействие Сула и Нака­ муры). Оно приводит к уширеншо линии ЯМР и к допол­ нительному сдвигу (второго порядка малости по кон­ станте сверхтонкого взаимодействия) частоты ЯМР. Оба указанных эффекта могут быть получены, если рас­ смотреть спектр связанных собственных колебаний элек­ тронных и ядериых моментов.

Рассмотрим феноменологически простейший случай намагниченного до насыщения ферромагнетика, имеющего одну электронную подрешетку с намагниченностью М=

и ядерыых спинов в подрешетке соответственно. Вначале рассмотрим только однородные моды прецессии спинов. Кроме того, здесь будем учитывать только изотропное сверхтонкое взаимодействие [6].

Тогда полная энергия единицы объема ферромагне­ тика при сферической форме образца и при наличии при­ ложенного магнитного поля есть

нитной анизотропии, А 0 — перенормированная константа СТВ. Если же образец имеет форму эллипсоида вращения (с осью z в качестве оси вращения), то поле На должно включать в себя также анизотропию формы, так что

212

зованы обычный методы. Уравнения движения магнитных моментов имеют вид

линейным приближением, в котором продольные компоненты

Таким образом, А 0?п =На » играет роль добавочного эффективного поля анизотропии, обусловленного ядерной намагниченностью. Ядерная намагниченность тп — это на­ магниченность парамагнитной системы, обратно пропор­ циональная температуре, т. е. тп — ЦТ. Таким образом, при низких температурах имеются сдвиги (S ш) резонанс­ ных частот для ЯМР и ферромагнитного резонанса (£2И и Qs), зависящие от температуры:

213