WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     || 2 |
Физика твердого тела, 1998, том 40, № 8 Поверхностная спиновая динамика магнетиков в окрестности спин-ориентационных фазовых переходов © С.В. Тарасенко Донецкий физико-технический институт Академии наук Украины, 340114 Донецк, Украина (Поступила в Редакцию 23 февраля 1998 г.) Для определенного вида тензора высокочастотной магнитной восприимчивости найдены достаточные условия формирования на границе раздела магнитной и немагнитной сред дипольно-обменной обобщенной поверхностной спиновой волны, смягчающейся в окрестности объемного спин-ориентационного фазового перехода.

Создание высококачественных источников когерентно- распространяющаяся ПАВ не будет смягчаться в окрестго электромагнитного излучения в оптическом диапа- ности исследуемого СОФП. В-третьих, как показано зоне частот сделало оптическую спектроскопию одним в [4], часть из СОФП вообще не является собственными из наиболее перспективных методов изучения крити- ферроэластическими, и, следовательно, в них не будут ческой динамики конденсированных сред вблизи гра- иметь место найденные в [2] аномалии в динамике ницы устойчивости исследуемого термодинамического поверхностных фононов ни при каких относительных состояния [1], в том числе и при спин-ориентационных ориентациях векторов равновесного параметра порядка, фазовых переходах (СОФП). Однако в случае оптически нормали к поверхности образца и направления раснепрозрачных материалов особое значение приобретает пространения любого из выше указанных типов ПАВ.

изучение рассеяния света на тех поверхностных возбу- Наконец, упругие граничные условия могут настолько ждениях кристалла, динамические характеристики кото- отличаться от условий на механически свободной гранирых существенно изменяются в окрестности исследуе- це кристалла (например, жесткое закрепление поверхмого фазового перехода. Это касается в первую очередь ности), что распространение всех вышеперечисленных поверхностных акустических волн (ПАВ), к которым типов ПАВ станет в принципе невозможным [5]. С прежде всего относятся ПАВ релеевского типа, волна учетом этих обстоятельств особый интерес представляет Лява и волна Гуляева–Блюштейна. В работе [2] показано, исследование поверхностных спиновых волн (ПСВ), кочто и в случае магнитных фазовых переходов анализ торые смягчаются в окрестности СОФП второго рода. В условий распространения волны Релея также может быть случае магнитодипольно-активных спиновых колебаний эффективным инструментом изучения критической спи- такими возбуждениями могут быть поверхностные магновой динамики при СОФП. В частности, в [2] были най- нитные поляритоны H-типа, коротковолновым пределом дены условия, при выполнении которых на механически которых являются поверхностные магнитостатические свободной границе магнетика в окрестности собственно спиновые волны (МСВ) [6]. В настоящее время число ферроэластического СОФП имеют место резкое умень- работ, посвященных исследованию этих возбуждений шение скорости (вплоть до нуля на самой линии СОФП в различных многоподрешеточных магнитных структувторого рода) и увеличение затухания поверхностной рах (и прежде всего антиферромагнетиках), непрерывно акустической волны (ПАВ) релеевского типа. Для этого растет [7–10]. Интерес к этим магнитным объектам необходимо, чтобы направление распространения ПАВ обусловлен не только технологическими достижениями в в плоскости границы кристалла совпадало с теми на- изготовлении высококачественных антиферромагнитных правлениями в k-пространстве, которые для исследуе- кристаллов, но и тем, что интенсивно исследуемые в мого СОФП в неограниченном магнетике соответствуют настоящее время магнитные сверхрешетки типа ферроаномально расходящимся критическим флуктуациям. Не- магнетик — немагнитный металл в случае антиферросложно показать, что аналогичными аномалиями динами- магнитной связи между слоями в приближении эффекческих характеристик в окрестности СОФП второго рода тивной среды также описываются указанной моделью анбудут обладать и другие вышеперечисленные типы ПАВ. тиферромагнетика [11,12]. Теория поверхностных МСВ Однако практическое использование указанных в [2] ано- в модели полуограниченного антиферромагнетика была малий динамических характеристик ПАВ в окрестности первоначально развита в работах [13–15]. Из нее, в СОФП в целом ряде случаев обладает рядом существен- частности, следует, что если антиферромагнитный криных ограничений. Во-первых, подавляющее большинство сталл с пространственно однородным магнитным упоряСОФП является дипольно-активными [3], и, следова- дочением находится во внешнем магнитом поле H, то тельно, перечисленные эффекты в спектре ПАВ могут поверхностные МСВ не реализуются ни в полярной магэффективно подавляться магнитодипольным (или маг- нитооптической конфигурации (H n k), ни в пронитоэлектрическим) взаимодействием. Во-вторых, гео- дольной магнитооптической конфигурации (n H k).

метрия конкретного образца может быть таковой, что Здесь n — нормаль к границе раздела магнитной и неПоверхностная спиновая динамика магнетиков в окрестности... магнитной сред, а k — волновой вектор поверхностной смягчается в окрестности исследуемого СОФП второго МСВ. В случае когда внешнее магнитное поле H = 0, рода. Полученные соотношения конкретизированы для необходимым условием существования поверхностной случая фазового перехода типа Морина в легкоосном МСВ является одновременное выполнение соотношений антиферромагнетике (ЛО АФМ) в магнитом поле H, (nµn) < 0 и (kµk) <0, где µ — тензор магнитной перпендикулярном легкой оси.

восприимчивости рассматриваемого антиферромагнетика. Наконец, в случае поперечной магнитооптической 1. Основные соотношения конфигурации (n H k) частота формирующейся в двухподрешоточном антиферромагнетике (АФМ) поВ качестве примера магнитной среды рассмотрим моверхностной МСВ лежит между частотами однородного дель обменно-колинеарного двухподрешеточного АФМ.

АФМР [13–15]. Таким образом, при учете неоднородноДипольно-обменная динамика такой динамической сиго обменного взаимодействия этот тип поверхностных стемы, как известно, описывается замкнутой системой возбуждений (так же как и его аналог в ферромагнетике уравнений, состоящей из уравнений Ландау–Лифшица волна Дэймона–Эшбаха) становится псевдоповерхностдля векторов ферро- и антиферромагнетизма (m и l) ной или вытекающей поверхностной спиновой волной.

и уравнений магнитостатики. Считая, что однородно Вместе с тем в [16] впервые было указано на то, намагниченная АФМ-среда занимает полупространство что в вследствие гибридизации магнитодипольного и < 0 с нормалью к поверхности раздела магнитной и обменного механизмов спин-спинового взаимодействия немагнитной сред n ( — текущая координата вдоль навблизи поверхности магнетика возможно формирование правления n), указанную систему динамических уравнедипольно-обменной ПСВ. В качестве примера в [16] ний следует дополнить соответствующими граничными рассматривался полуограниченный легкоосный ферроусловиями. В данном случае будем полагать, что спины магнетик с легкой осью OZ n. Аналогичный механизм на поверхности АФМ = 0 свободны, m, l описывают локализации магнонов был исследован в работе [17] для малые отклонения векторов ферромагнетизма и антилегкоосного АФМ в предположении, что равновесная ферромагнетизма от равновесных ориентаций ориентация вектора антиферромагнетизма перпендикулярна границе раздела магнитной и немагнитной сред.

m l = = 0, (1) Однако до сих пор оставался невыясненным актуаль ный для оптической спектроскопии СОФП в непроа кроме того, необходимо наложить стандартную сизрачных магнетиках вопрос о критерии, которому долстему электродинамических граничных условий для жен удовлетворять дипольно-обменный спектр мягкой нормальной компоненты вектора магнитной индукции магнонной моды неограниченного магнетика, чтобы на Bm(B) и тангенциальной составляющей магнитного поля границе раздела магнитной и немагнитной сред было Hm(H) магнитной (немагнитной) среды возможно формирование обощенной дипольно-обменной ПСВ, смягчающейся в окрестности исследуемого СОФП.

Bn = Bmn, [Hn] =[Hmn], = 0. (2) Определение этого критерия и является целью данной работы.

Поскольку целью данной работы является анализ услоСтруктурно работа состоит из нескольких разделов, вий формирования поверхностных дипольно-обменных в первом из которых дана общая постановка дипольно- магнонов, в дальнейшем будем полагать, что наряду с обменной краевой задачи для двухподрешоточной мо- соотношениями (1), (2) выполнены также и условия дели ромбического АФМ, занимающего полупростран- (m() — магнитостатический потенциал в магнитной ство, на поверхности которого спины полностью неза- (немагнитной) среде) креплены. Анализ проводится для достаточно общего l |m|, m, || 0, -, вида тензора магнитной восприимчивости ромбического АФМ, характерного, в частности, для всех одноосных 0,. (3) магнитных структур, как четных, так и нечетных относительно главной оси. На этой основе во втором разделе В качестве примера в данной работе проанализируем получены условия, определяющие характер локализации дипольно-обменную спиновую динамику только таких дипольно-обменных спиновых колебаний вблизи грани- двухподрешеточных АФМ, ветви спектра которых в цы раздела магнитной и немагнитной сред. В этом же модели неограниченного магнетика моут быть разделены разделе найдено и исследовано дисперсионное соотно- по типу их возбуждения СВЧ-полем h на квазиферрошение для бегущей вдоль поверхности раздела сред магнитную (h H, F) и квазиантиферромагнитную обобщенной дипольно-обменной ПСВ, смягчающейся в (h H, AF) [18]. Если ограничиться в магнитной окрестности СОФП второго рода. В третьем разделе энергии учетом членов не выше второго порядка по с использованием полученных в предыдущих разделах компонентам векторов намагниченностей подрешеток работы результатов предложен критерий формирования M1,2|M1| = |M2| = M0, то, в случае когда внешнее магна границе раздела магнитной и немагнитной сред об- нитное поле H M OX (m =(M1 +M2)/2M0), а векобщенной дипольно-обменной ПСВ, частота которой тор антиферромагнетизма l OY (l =(M1 -M2)/2M0), Физика твердого тела, 1998, том 40, № 1534 С.В. Тарасенко структура тензора высокочастотной магнитной воспри- ских вычислений в дальнейшем ограничимся анализом имчивости (, k) с учетом неоднородного обменного (5) в предположении, что между частотами квазифер взаимодействия может быть представлена в виде (c — ромагнитной F и квазиантиферромагнитной AF мод фазовая скорость спиновых волн, 0 — статическая АФМР неограниченного АФМ имеет место сильное немагнитная восприимчивость) равенство. На основании этого пренебрежем косвенной связью через магнитодипольное поле между высокочаAF + c2kстотной и низкочастотной модами спектра спиновых xx = 0 2, AF + c2k2 - волн рассматриваемого АФМ. Такое приближение позволит изучить обобщенные ПСВ, являющиеся результаi yz = -zy = 0 2, том дипольно-обменного механизма связывания вблизи F + c2k2 - поверхности кристалла только того из типов нормальных спиновых колебаний неограниченного магнетика, котоyy = 0 2, F + c2k2 - рый отвечает мягкой магнонной моде (квазиферромагнитной или квазиантиферромагнитной).

F + c2kzz = 0 2, В результате следующее из (5) характеристическое F + c2k2 - уравнение для решения краевой задачи (1), (2) будет xy = xz = yx = zx = 0. (4) квадратичным относительно q2 = -(kn)2. В этом случае Как показано в [18,19], таким магнетиком является ром- структура, например, амплитуды магнитостатического бический слабый ферромагнетик, различными частными потенциала в магнетике m вдоль нормали к границе случаями которого являются все одноосные структуры, раздела сред может быть представлена в виде (A1,2 — как четные, так и нечетные относительно главной оси. В независимые константы) частности, аналогичная структура (, k) имеет место m = A1 exp(it - q1) +A2 exp(it - q2). (6) в spin-flop-фазе ЛО АФМ в магнитном поле H, направленном вдоль легкой оси, в ЛП АФМ в случае H, Из (5) следует, что для k XZ как в случае F AF, коллинеарного или перпендикулярного трудной оси, при так и при F AF вид уравнения, определяющего фазовом переходе типа Морина и т. д. Для неограниченформу сечения изочастотной поверхности для нормальной модели АФМ соответствующее (4) выражение для ной дипольно-обменной спиновой волны, смягчающейся спектра нормальных дипольно-обменных спиновых волн в окрестности СОФП, независимо от того, каков ее тип может быть представлено в виде возбуждения СВЧ-полем (ферромагнитный или антиферромагнитный), может быть представлен в виде (в точке k4 + Ak2 + B = 0, (5) СОФП второго рода 0 = 0) 2 A =(F +AF - 22 + F + BAF)c-2, 2 2 k2 = 2(1 + 40 sin2 ) - 0, k2 = kx + kz. (7) 2 2 B = (F - 2)(AF - 2) + F(AF - 2) В случае мягкой квазиантиферромагнитной моды + BAF(F - 2) c-4, 0 = AF, sin2 kz /k2, тогда как для мягкой 2 2 квазиферромагнитной моды 0 = F, sin2 kx/k2.

kx kz kx C = 1 + 40 +, BAF = 42 C-1, Из (5) также следует, что в случае |H| = k2 k2 kсечение изочастотной кривой для мягкой 2 ky ky 2 квазиферромагнитной моды имеет место и при F = 4 + C-1.

k2 kk YZ : k2 = 2(1 + 40(kz /k2))-1. С помощью (6), (7) можно определить необходимые условия, Таким образом, для исследуемой модели АФМ (4) при которых для заданной частоты возбуждения без учета граничных условий изочастотная поверхность спиновых колебаний и волнового числа k вблизи нормальных дипольно-обменных спиновых колебаний границы раздела магнитной и немагнитной сред (5) в зависимости от частоты состоит из одной возможна локализация мягкой дипольно-обменной (AF > >F или F > >AF) или двух полостей спиновой волны с законом дисперсии (7). Анализ (>F, AF).

Pages:     || 2 |



© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.