Файл: Физика магнитных диэлектриков..pdf

Интенсивность наблюдаемого сигнала эха в соответст-

интенсивности эха в общем случае может быть связано с из­ менением Та под действием параметрических спиновых волн. В экспериментах уменьшение интенсивности эха происходит в е раз при мощности СВЧ импульса в 10-^— -ЧІ5 дб выше порога нестабильности параметрических волн (рис. 3.24). Если учесть, что влияние параметрической накачки длится всего 1 мксек., то это значит, что время поперечной ядерной релаксации, из-за параметрических спиновых волн Е2(спв) = 1 мксек. Заметим, что без пара­ метрической накачки Г2«П03 'мксек., таким образом,

Теоретическое рассмотрение проведено на основе двухмагнонного процесса рассеяния, т. е. процесса, при котором спиновая волна с волновым вектором кх, рассеива­ ется на ядерном моменте и превращается в другую спино­ вую волну с той же самой энергией, но с волновым векто­ ром к2.

Используя определение 1 /Т2 [5, 104] для двухмагнон­ ного рассеяния спиновых волн на ядерных моментах

7^ = ( т ) д4> 2 ”a-,('1a-3 + 1) &(“a-1— “*.) (3.86)

(где N — нормировочная константа порядка числа маг­ нитных атомов в образце, 8 ( шк — ш;,„) — дельта-функция, пкі и пк„— количество спиновых волн с волновым векто­ ром кх и к2), можно найти, что

Здесь А шк — параметр затухания спиновых волн; со0 — частота ЯМР; п — общее число возбужденных парамет­ рических волн (предполагается, что параметрические волны распределены изотропно).

Используя следующие значения величин, входящих в выражение (3. 87):

244

энергии спиновой волны, т. е. шЛ;і= сод.„, но без сохранения импульса kj=7^k2.

Этот процесс хорошо изучен (по крайней мере теорети­ чески) для тепловых магионов [5, 104]. Результат приве­ ден выше (формула (3. 71)). Для параметрических волн ранее процесс не рассматривался. Как видно из сравнения формул (3. 71) и (3. 81), эффективность рассеяния парамет­ рических волн оказывается на несколько порядков больше, чем тепловых магионов. Экспериментально наблюдается такое же соотношение. Причина заключается в следующем. Вероятность процесса пропорциональна квадрату плотности числа спиновых волн внутри энергетического интервала. Поскольку тепловые магноны «размазаны» в интервале энер­ гий ~ квТ, а все параметрические волны сконцентированы в узком интервале /гА соЛ, то их эффективность, грубо го­ воря, в квТ/ГгА(ок раз больше.

Конечно, это грубая оценка не претендует на точность, по позволяет нагляднее представить результат более точ­ ного расчета.

Важно отметить, что полученный результат слабо чув­ ствителен к другим характеристикам параметрических волн, например, к угловому распределению волновых векторов. Не влияет на результат также способ возбужде­ ния параметрических волн.

Интересно отметить, что столь эффективное рассеяние спиновых волн-на ядрах характерно именно для спиновых волн и практически отсутствует для однородной прецессии.

Кроме рассмотренного выше механизма ядерной попе­ речной релаксации за счет рассеяния параметрических спиновых воли в установившемся стационарном режиме, возможно проявление и переходных процессов. Если про­ исходит нарастание или затухание амплитуды параметри­ ческих волн, то это приводит к неопределенности в зна­ чении локального поля на ядре и, естественно, к необра­ тимой расфазировке поперечных компонент ядерной намаг­ ниченности, т. е. к поперечной релаксации. Можно ожидать также влияния неоднородного распределения амплитуды параметрических волн на интенсивность сигнала эха. В то

245

же время, как показывают расчеты 111GJ, наличие пара­ метрических волн практически не влияет на продольную ядерную релаксацию. Дело в том, что продольная релак­ сация ядер происходит с обменом энергией между ядерной системой и спиновыми волнами. При этом (по край­ ней мере для тех случаев, когда рассматриваются процессы с участием двух или более магноиов) в каждом акте ядерыого перехода должны участвовать, кроме параметричес­ ких волн, также и тепловые магионы, чтобы удовлетво­ рить закону сохранения энергии. В результате оказы­ вается, что, за исключением области очень низких темпе­ ратур, продольная ядериая релаксация с участием пара­ метрических спиновых воли менее эффективна, чем за счет одних тепловых магноиов.

Заканчивая обсуждение полученных результатов за­ метим, что если спиновые волны будут иметь некоторое распределение в частотном интервале ( — ш2), большем чем А шк, то расчет более сложен, однако для оценки можно использовать по-прежнему формулу (3. 87); заменив А на разность ( — ш2).

§ 9. ЯМР НА ЯДРАХ В ДОМЕННЫХ ГРАНИЦАХ

Значительное число исследований ЯМР в фер­ ромагнетиках проводится на многодоменных образцах. Оказывается, что в таких образцах величина сигнала ЯМР может быть на несколько порядков больше, чем в одно­ доменных. Причина этого заключается в значительно боль­ шей величине коэффициента усиления для ядер, распо­ ложенных в доменной стенке, благодаря тому, что в образце с доменной структурой намагничивание РЧ полем проис­ ходит не из-за вращения намагниченности всего образца, а за счет процессов смещения границ между доменами. При этом локальная намагниченность внутри доменной стенки испытывает повороты на особенно большие углы, давая большие локальные коэффициенты усиления для ядер внутри стенки.

Строгая теория ЯМР в границах достаточно сложна. Поэтому мы здесь ограничимся лишь перечислением основ­ ных особенностей явления, а для подробного рассмотрения отсылаем читателя к оригинальным работам [119—121].

При смещении границы под действием РЧ поля про­ исходит поворот намагниченности ионов. Углы поворота

246

пропорциональны восприимчивости смещения усм образца, а не восприимчивости вращения хвр, как это имеет место для однодоменных образцов. Поскольку ^ом обычно много больше то естественно, что коэффициент усиления і} и интенсивности сигналов ЯМР на границах больше, чем в доменах. Особенно большие сигналы ЯМР могут возник­ нуть, если собственные частоты колебаний границы ( шр)

близки к частоте ЯМР. Хотя экспериментально такая си­ туация до настоящего времени детально не исследовалась, тем не меиее ясно, что реализовать случай, когда ш = шлмр,

по-видимому, значительно проще, чем совместить частоты ЯМР и ферромагнитного резонанса в домене. В последнем случае, вообще говоря, тоже должно наблюдаться резкое усиление сигнала [122].

Кроме большой интенсивности сигналов ЯМР, другой отличительной особенностью является сложная форма ли­ нии. Поскольку намагниченность внутри границы неодно­ родна, то появляются неоднородности локальных полей на ядрах и коэффициента усиления. Вследствие этого форма линии становится весьма сложной. В частности, могут появиться характерные пики [120, 121] на частотах ЯМР как внутри границы, так и внутри домена, несмотря на то что все рассматриваемые ядра принадлежат границе. Подобное усложнение формы линии весьма затрудняет интерпретацию экспериментов. Частота ЯМР в границе может заметно отличаться от частоты ЯМР в домене, по­ скольку спектр колебаний намагниченности в домене и границе существенно отличается. Намагниченность ионов в границе убывает с ростом температуры быстрее, чем в до­ менах, так как имеется еще одна степень свободы колеба­ ний границы, возбуждаемая тепловой энергией.

Наличие стеночных колебаний делает существенным такой механизм ядерной релаксации, как например одномагнонный процесс, причем важно, что скорость ядерной релаксации оказывается существенно неоднородной [99].

§10. СПИН-ФОНОННОЕ ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ

ИЯДЕРНЫИ АКУСТИЧЕСКИЙ РЕЗОНАНС

В процессах ядерной спин-решеточной релак­ сации могут принимать участие колебания кристалли­ ческой решетки (фононы). Имеются различные ме­ ханизмы взаимодействий, благодаря которым ядерные

247

спины «видят» фононы. Один из них — это «прямой» одпофононный процесс. Вследствие магнито упругого взаимодействия возникает связь между фононами и магноиами и образуется спектр колебаний, в котором от­ сутствует энергетическая щель. Тогда ишкияя «квазифононная» ветвь содержит частоты, которые могут погло­ щаться и излучаться ядерными спинами. В этом механизме скорость ядериой спин-решеточиой релаксации определя­ ется магнитоупругимп параметрами и сверхтонким взаи­ модействием, так как фононы взаимодействуют с магнонами через магнитоупругое взаимодействие и после этого через сверхтонкое взаимодействие с ядрами. Этот меха­ низм является важным для изотропного сверхтонкого вза­ имодействия. Когда сверхтонкое взаимодействие анизо­ тропно, то происходит прямое взаимодействие между поперечными компонентами ядерпых спинов и фоиоиов. По­ скольку тензор сверхтонкого взаимодействия Ä зависит от расстояния между атомами и симметрии окружения, то колебания атомов и их повороты могут модулировать Ä и тем самым вызывать ядерпые переходы. Точно таким же образом переходы ядерных спинов происходят придипольдипольпых взаимодействиях электронов и ядерных спииов. Но одпофоноппые процессы, вообще говоря, пе являются достаточно существенными вследствие малой плотности со­ стояния фононов с частотой, равной частоте ЯМР. Поэтому интересно рассмотреть релаксационные процессы с уча­ стием двух фононов пли магиоиа и фонона одновременно. Это было проделано, в частности, в работах [123—126]. Но, к сожалению, удовлетворительное сравнение теории с экспериментом отсутствует.

Взаимодействие ядерного спииа с колебаниями ядер в решетке может приводить к поглощению ультразвуковых волн [127]. Денисон и др. [128] насыщали обычный ЯМР резонанс • фтора с помощью возбуждения в образце ICMnFg (слабый ферромагнетик) ультразвуковых коле­ баний на частоте ядериой прецессии. Поскольку 19F обладает спином 1/2, и, следовательно, не имеет, квадрупольного момента, то результаты упомянутых авторов по насыщению ЯМР линии доказывают существование связи ядер с акустическими колебаниями через модуляцию сверх­ тонкого взаимодействия ядер 19F и ионов Мп2+. После этого Мелчер и другие [129] осуществили прямое наблю­ дение акустического резонанса ядер 19F в антиферромаг­

248

нитном RbMnFg. Этот кристалл имеет кубическую струк­ туру перовскита и удобную температуру Нееля (83° К). Мелчер с сотрудниками измерили непосредственно уве­ личение затухания ультразвука при прохождении внеш­ него магнитного поля через резонансное значение при фик­ сированной частоте ультразвуковых волн. Одна из наи­ более характерных особенностей экспериментальных ре­ зультатов — резкое уменьшение интенсивности сигнала и полное исчезновение сигнала выше 7'N. Кроме того, наблю­ далось уменьшение интенсивности сигнала вследствие на­ сыщения ядерной спиновой системы при понижении тем­ пературы ниже 80° К.

Эти данные свидетельствуют о том, что существует очень сильное взаимодействие между ядрами фтора и про­ дольными когерентными ультразвуковыми волнами при температурах ниже ТN. Как отмечают Мелчер и другие, возможно использовать это взаимодействие для изучения динамики ядерной спин-решеточной релаксации в магнит­ ных материалах, а так же для определения температур­ ной зависимости отношения магнитоупругих констант к константам анизотропии в районе ниже температуры Нееля.

§ 11. ЭФФЕКТ ПЕРЕНОСА СПИНОВОЙ ПЛОТНОСТИ

Вэтой части мы рассмотрим ЯМР ядер лигандов

иэффект переноса спиновой плотности на ядра немагнит­ ных ионов.

Вработах [130] большой сдвиг линии ЯМР 19F был обнаружен в MnFz. Этот сдвиг АИ/Л0~1СГ2 пропорциона­ лен парамагнитной намагниченности образца, но его ве­ личина и угловая зависимость не могут быть объяснены дипольными полями. Поэтому необходимо предположить существование сверхтонкого взаимодействия между яд­ рами фтора и нескомпенсированными спинами ионов мар­ ганца [131]. Формально это сверхтонкое взаимодействие (СТВ) можно описывать точно так же, как и для магнит­ ных ионов. Например, гамильтониан СТВ для ядра фтора

сэлектронной оболочкой соседнего магнитного иона можно записать в виде

249