WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     || 2 | 3 |
Физика твердого тела, 1997, том 39, № 10 Новые типы неоднородного ядерного спин-спинового резонанса в тонких антиферромагнитных пленках © Е.П. Стефановский, С.В. Тарасенко Донецкий физико-технический институт Академии наук Украины, 340114 Донецк, Украина (Поступила в Редакцию 21 апреля 1997 г.) Теоретически исследован ряд новых размерных резонансных эффектов в объемной ядерной спиновой динамике тонкой магнитной пленки. Физическим механизмом, ответственным за их формирование в ограниченном магнетике, является косвенный обмен ядерных спинов через поле виртуальных фононов ”лэмбовского” типа.

Хорошо известно [1], что при низких и сверхнизких При этом, естественно, особое значение приобретает температурах основной вклад в формирование как кине- задача последовательного учета влияния конечных разтических, так и термодинамических свойств магнетиков меров реального магнитного образца на его ядерную спис сильным сверхтонким взаимодействием могут вносить новую динамику. Если оставаться в рамках предложенноядерные спиновые волны (ЯСВ) — особый тип кол- го в [2] обменного механизма формирования дисперсии лективных одночастичных спин-волновых возбуждений ЯСВ, то по сравнению со случаем неограниченного крив парамагнитной ядерной спин-системе магнитоупорядо- сталла в случае тонкой магнитной пленки (ТМП) единченного кристалла. ственным новым моментом в дисперсионных свойствах Идея о возможности их существования вблизи часто- объемных ядерных спиновых колебаний (рассмотрением ты однородного ЯМР была впервые сформулирована в только объемных ЯСВ мы в данной работе и ограниработе [2]. Физическим механизмом, ответственным за чимся) является возможность спин-волнового резонанса существование подобного типа магнитных возбуждений, ЯСВ в тонкой антиферромагнитной пленке [3]. Вместе является, согласно [2], сул-накамуровский обмен ядер- с тем обменный механизм формирования дисперсии ных спинов посредством обмена виртуальными элек- ЯСВ для ТМП не является единственным. Возможность тронными спиновыми волнами. В результате простран- формирования в ТМП дисперсии объемных бегущих ственная дисперсия таких ЯСВ определяется исклю- ”безобменных” ЯСВ за счет косвенного спин-спинового чительно неоднородным обменным взаимодействием в взаимодействия через дальнодействующие магнитостатиподсистеме электронных спинов магнетика. Именно этот ческие поля была теоретически предсказана и практичекласс ЯСВ и был на протяжении тридцати лет тщательно ски подтверждена в работах [6,7]. Однако, как известно, изучен в большом числе экспериментальных и теоре- в спектре спиновых волн АФМ одновременно имеют тических работ, итоги которых затем были обобщены место обменное ослабление магнитодипольных и обменв работах [3–5]. При этом в качестве объекта экспе- ное усиление магнитоупругих и сверхтонких эффектов, риментального исследования выбирались, как правило, а именно этот класс магнетиков и исследовался эксперислабо анизотропные антиферромагнетики (АФМ) с маг- ментально при изучении ЯСВ. Однако до последнего нитной анизотропией типа ”легкая плоскость” (MnCO3, времени влияние фононов на спектр объемных ЯСВ CsMnF3, CsMnCl3), ”легкая ось” (MnF2) или кубические вне условий ядерного магнитоакустического резонанса антиферромагнетики (RMnF3, KMnF3). Вместе с тем в основном сводилось в двум эффектам: изменению практически все до сих пор выполненные в этом на- области устойчивости данного магнитного состояния и правлении теоретические работы обладали одним суще- формированию магнитоупругой щели в спектре элекственным для реальных магнитных образцов ограниче- тронных спиновых волн, т. е. к уменьшению величины нием: при расчетах использовалась модель бесконечного динамического сдвига частоты однородного ЯМР.

кристалла. Таким образом, результаты расчетов даже Недавно в работах [8–11] на примере двухподрешеспектра ЯСВ, выполненные в такой модели, являются точной модели низкотемпературного АФМ (TN < TD, корректными, только если между волновым вектором где TN(TD) — температура Нееля (Дебая)) с сильным ЯСВ k и характерными размерами магнитного образца сверхтонким взаимодействием было показано, что если d выполнено соотношение толщина ТМП d, частота несмещенного ЯМР n и минимальная фазовая скорость распространения упругих волн kd 1. (1) в неограниченном магнитном кристалле s удовлетворяют эластостатическому критерию [12] Современные технологические успехи в изготовлении высококачественных тонких магнитных пленок и поиск n sd-1, (2) их возможного применения в области низких и сверхнизких температур требуют от физики ЯСВ дальнейшего то в таком магнетике возможно формирование новоразвития существенных теоретических представлений. го класса распространяющихся объемных ядерных спи1818 Е.П. Стефановский, С.В. Тарасенко новых возбуждений, дисперсионные свойства которых АФМ вектора антиферромагнетизма L). Что же касается полностью определяются магнитоупругим и упругим ОЯСВ [3–5], то она всегда является волной прямого типа.

взаимодействием в магнетике. Данный класс ЯСВ не Одновременный учет наличия в подсистеме электронных только не реализуется в неограниченном магнетике, но спиновых волн ограниченного магнетика как неоднои может не иметь своего аналога в спектре электронных родного обменного взаимодействия, так и указанного спиновых волн даже в случае ТМП [13] в отличие от выше фононного механизма негейзенберговского обмена традиционного исследуемого ЯСВ [2–5].

Поскольку приводит к формированию нового типа неоднородного дисперсионные свойства последних определяются неод- ядерного спин-спинового резонанса для ЭЯСВ-I прямонородным обменным взаимодействием в электронной го типа и формированию минимума на дисперсионной спиновой подсистеме магнитоупорядоченного кристал- кривой для ЭЯСВ-I обратного типа. Как в том, так и ла [2–5], в дальнейшем мы их будем называть ЯСВ в другом случае указанные особенности формирования обменного типа (ОЯСВ). Физической причиной форми- спектра результирующей эластообменной ЯСВ являются рования дисперсии спектра ЯСВ, исследованных в рабо- следствием интерференции ОЯСВ и ЭЯСВ прямого или тах [8–11], является косвенное спин-спиновое взаимодей- обратного типа. Вместе с тем из кристаллоакустики ствие через дальнодействующее поле квазистатических также известно [14], что при заданных величине и напрамагнитоупругих деформаций в подсистеме электронных влении волнового вектора акустических колебаний k спинов магнитоупорядоченного кристалла. В результате спектр объемных упругих волн, распространяющихся такой тип негейзенберговского обменного взаимодей- вдоль изолированной тонкой пленки, образуют не только ствия вследствие сильного сверхтонкого взаимодействия волны SH-типа, но и волны Лэмба, вектор поляризаций уже сам по себе приводит к пространственной диспе- которых (вектор смещений решетки u) лежит в плоскорсии одночастичных возбуждений в ядерной спиновой сти распространения волны подсистеме ограниченного магнетика и как следствие к формированию в условиях (2) нового класса ОЯСВ. uk = 0. (4) Эти магнитные возбуждения представляют собой часть общего спектра связанных магнитоупругих колебаний Однако вопрос о формировании в тонкой антиферротонкой антиферромагнитной пленки, так же как в [6,7] магнитной пленке безобменных ядерных спин-волновых магнитостатические волны представляют собой часть возбуждений эластостатического типа за счет косвенного общего спектра связанных спиново-электромагнитных обмена фононами ”лэмбовского” типа (ЭЯСВ-II) и ликолебаний ограниченного магнетика. В связи с этим нейном взаимодействии этого вида ЭЯСВ с распрострав дальнейшем по аналогии с магнитостатикой класс няющимися в том же направлении как ЯСВ обменного распространяющихся ЯСВ, изученный в [8–11], будем типа, так и ЭЯСВ-I до сих пор не рассматривался.

называть эластостатическими ядерными спиновыми вол- В связи с этим цель работы состоит в исследовании нами (ЭЯСВ). Однако в [8–10] был исследован только в условиях (2) для ТМП АФМ необходимых услотот частный случай, при котором в условиях (2) по- вий формирования и дисперсионных свойств объемных ляризация ”эластостатических” фононов (вектор смеще- ЭЯСВ второго типа (ЭЯСВ-II) с учетом неоднородного ний решетки u), реализующих косвенный спин-спиновой обменного взаимодействия в подсистеме электронных обмен через дальнодействующее поле квазистатических спиновых волн при произвольной ориентации волнового магнитоупругих деформаций имеет только одну ненуле- вектора k в плоскости пленки. Дальнейшая структура вую компоненту — вдоль нормали к плоскости распро- работы включает в себя постановку задачи, состоящую странения ЯСВ (k — проекция волнового вектора на из описания вида лагранжиана рассматриваемой модели плоскость пленки) на основе одновременного учета взаимодействия трех подсистем реального магнетика (электронной спиновой, u k. (3) ядерной спиновой и решетки), определение замкнутой Соответствующий тип ЭЯСВ в дальнейшем будем на- системы динамических уравнений и формулировку созывать эластостатическими ЯСВ первого типа (ЭЯСВ- ответствующих граничных условий. Поскольку хорошо I). Как известно из кристаллоакустики [14], в случае известно, что спектр объемных колебаний, неоднородных (3) в тонкой пленке имеет место распространение упру- по толщине пленки, является малочувствительным к гих объемных волн сдвигового типа (SH-волны). Та- выбору типа граничных условий, из трех широко распроким образом, изученный в [8–11] тип ЭЯСВ-I является страненных в акустике типов упругих граничных условий результатом косвенного спин-спинового обмена через для изолированной твердотельной пленки в качестве поле виртуальных SH-фононов. В [8–11] было показано, основного выбрано то, которое при интересующих нас что без учета неоднородного обменного взаимодействия киттелевских граничных условиях для магнитных мотакая распространяющаяся ”безобменна” ЭЯСВ-I может ментов допускает точное вычисление спектра объемных быть волной прямого (/k > 0) или обратного ЭЯСВ как в безобменном приближении, так и с уче(/k < 0) типа в зависимости от относительной том неоднородного обменного взаимодействия в элекориентации волнового вектораk, нормали к поверх- тронной спиновой подсистеме рассматриваемой модели ности пленки n и равновесного параметра порядка (в АФМ.

Параллельно изучен вопрос о взаимодействии Физика твердого тела, 1997, том 39, № Новые типы неоднородного ядерного спин-спинового резонанса... ЭЯСВ-I и ЭЯСВ-II. Затем приведены результаты при- связаны с векторами намагниченностей электронной и ближенных аналитических расчетов для спектров ЭЯСВ- ядерной спиновых подрешеток соотношениями I и ЭЯСВ-II для двух других типов упругих гранич2M0M = M1 + M2, 2m0m = m1 + m2, ных условий. Проанализированы основные особенности объемных ЯСВ, индуцированные обсуждаемым фонон2M0L = M1 - M2, 2m0l = m1 - m2, (6) ным механизмом спин-спинового обмена в случае ТМП АФМ, помещенной во внешнее магнитное поле, а также и для достаточно слабого по сравнению с обменным сформулированы как основные физически интересные полем внешнего магнитного поля H естественно считать особенности спектра объемных эластообменных ЯСВ, выполненными неравенства так и необходимые условия формирования новых типов |M| |L|, |m| |l|. (7) неоднородного ядерного спин-спинового резонанса в изолированной ТМП.

Магнитоупругая динамика в рассматриваемой модели может быть описана с помощью системы связанных динамических уравнений, состоящей из эффективных 1. Основные уравнения уравнений Лагранжа для векторов антиферромагнетизма В качестве примера рассмотрим тонкую пленку (d — электронной (L) и ядерной (l) спин-систем и основного толщина, n — нормаль к поверхности) двухподрешеточ- уравнения теории упругости для вектора смещений реного (M1,2 (m1,2) — намагниченности подрешеток элек- шетки u. При этом последнее в условиях (2) переходит тронной (ядерной) спин-систем) легкоосного (ось OZ) в уравнение эластостатики [12] АФМ (ЛО АФМ), магнитоупругие и упругие свойства 2W которого, а также сверхтонкое обменное взаимодействие = 0. (8) uikxk в дальнейшем для простоты и наглядности расчетов предполагаем изотропными. В результате можно поПоскольку мы рассматриваем ТМП (точнее, тонкую прежнему воспользоваться приведенным в работе [8] вымагнитную полосу), необходимо указанную систему диражением для термодинамического потенциала W, однонамических уравнений дополнить соответстсвующими временно учитывающим взаимодействие трех подсистем граничными условиями как для магнитной, так и для реального магнитоупорядоченного кристалла: 1) элекупругой подсистем кристалла. В случае пиннинга магтронный спиновой, 2) ядерной спиновой и 3) решетки.

нитных моментов на обеих поверхностях магнитной Следуя методике расчета, развитой в [8], для исследовапленки система граничных условий для вектора антиферния спектров взаимодействующих электронной, ядерной ромагнетизма электронной спиновой подсистемы может и упругой подсистем ограниченного двухподрешеточнобыть представлена в виде [15] ( — координата вдоль го АФМ удобно от W перейти к плотности функции Ланормали к поверхности пленки) гранжа, определяющей взаимодействие трех указанных подсистем [8] (R/t Rt), Li = 0, = 0, d. (9) L = Lm + Lme + Le, Что же касается упругих граничных условий, то, как известно (С. 196 в [14]), в акустике в качестве упругих 1 a граничных условий на обеих поверхностях изолироLm = 2M0 (Lt)2 + (lt)2 - Lz 2c2 2g2AM0 n ванной пленки твердого тела используются граничные условия одного из трех нижеперечисленных типов (ik — L 4 тензор упругих напряжений) - ALl - - h(LLt) - (Lh)2, 2 xi geMiknk = 0, (10) Lme = -M0LiLkuik, u = 0, (11) ut Le = - u2 - µu2, (5) ii ik [sn] =0, (un) =0, si =iknk. (12) 2 где c2 = (geM0)2, a,,, A — соответственно кон- Условия (10) и (11) отвечают соответственно случаям станты одноосной магнитной анизотропии, однородного границы, свободной от упругих напряжений и жестко и неоднородного обмена и изотропного сверхтонкого закрепленной, и достаточно часто используются в магвзаимодействия, H = hM0 — внешнее магнитное поле, нитоакустике. Что же касается условия (12), то оно, µ — коэффициенты Ламэ, — плотность кристалла, отвечает границе с проскальзыванием и широко приме — константа магнитострикции, uik — тензор упругих няется при расчетах в акустике, однако до сих пор не деформаций, M0 — намагниченность насыщения элек- использовалось при решении динамически магнитоупрутронной подрешетки, ge(gn) — гиромагнитное отноше- гих задач. Практически оно может быть реализовано, ние для электронной (ядерной) спин-системы. Векторы если поверхность пленки связана с ”абсолютно” тверферромагнетизма M1,2, m1,2 и антиферромагнетизма L, l дым материалом через жидкую прослойку (смазку). Это Физика твердого тела, 1997, том 39, № 1820 Е.П. Стефановский, С.В. Тарасенко условие, как будет показано далее, и позволяет точно где ct(ct/cl) — скорость распространения поперечной решить задачу о спектре объемных ЭЯСВ-II, бегущих в (продольной) упругой волны в неограниченном магнеТМП при произвольной величине волнового вектора k тике.

Pages:     || 2 | 3 |



© 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.