Cтраница 3
Автором) были предложены некоторые другие методы отбора магнитной энергии от импульсного поля, основанные на передаче спиновой системе энергии импульсного радиочастотного поля до установления спектра спиновых волн. Это радиочастотное поле может иметь более низкую частоту, чем требуемая частота излучения. [31]
Наибрлынее значение постоянного магнитного поля Н0с, выше которого рассматриваемый процесс невозможен, получается из условия, что частота он / 2 лежит на верхней границе спектра спиновых волн. [32]
Это накладывает определенные ограничения на магнитные поля и частоты, при которых могут возникать данные нелинейные явления. Необходимые условия устанавливаются из сопоставления спектра спиновых волн с частотами резонанса. [33]
При изучении ЯМР на ядрах 56Мп обнаружено, что в АФМ наряду со статич. АФМ с малой щолыо в спектре спиновых волн ( легкоплоскостные, кубические, с низкой Т и наблюдается только при низких темп-рах. [34]
В заключение заметим, что при k - 1 спектры спиновых волн для ДС кацеровского и широбоковского вида совпадают. Если дополнительно еще считать d / D 1, то спектры внутриграничных и внутридоменных спиновых волн в ферромагнетике с кацеровской ДС переходят соответственно в спектры (5.23) и (5.25) спиновых волн при наличии изолированной ДГ. [35]
Рассмотрим антиферромагнетик с анизотропией типа легкая плоскость. В этом случае даже при отсутствии внешнего поля две ветви спектра спиновых волн оказываются невырожденными. Иначе говоря, эта ветвь обладает участком запрещенных энергий - щелью. [36]
Интересно было бы также рассмотреть форму кривой, которую можно ожидать при механизме рассеяния на неоднородностях решетки. На высокочастотной стороне поглощение должно быть больше ожидаемого вследствие увеличения плотности состояний в спектре спиновых волн при х, лежащих выше порога вырождения. [37]
В выполненных ранее расчетах, в которых учитывалось влияние этих случайных неоднородностей, была получена конечная, но очень малая ширина резонансной кривой при абсолютном нуле. В этих расчетах был использован полученный Голылтейном и Примаковым [10], а также Киттелем и Херрингом [ И ] спектр спиновых волн для безграничной ферромагнитной среды. [38]
До сих пор мы стремились изложить методы расчета спектра спиновых волн для всего диапазона значений квазиимпульсов в пределах зоны Бриллюэна - от ее центра до границы. Часто, однако, необходимы расчеты спектра спиновых волн для более сложных магнитоупорядоченных структур и без каких-либо модельных ограничений. Такие расчеты возможны для области малых квазиимпульсов, где длины спиновых волн существенно больше периода кристаллической структуры. Как отмечалось в предыдущей главе, феноменологическая теория рассматривает кристалл как непрерывную среду. Магнитоупорядоченное состояние описывается заданием в каждой точке кристалла вектора Mj ( r t) плотности магнитных моментов подрешеток. [39]
В последнем обнаружено заметное магнита упругое взаимодействие. В этом соединении впервые обнаружена большая щель в спектре спиновых волн, обусловленная эффективным полем магнитоупругой анизотропии. [40]
При дальнейшем уменьшении частоты 6 и k возрастают. Дополнительный резонанс при этом может совпадать с основным. При частоте 1610 мггц ( Зо) я соЛ1) спектр спиновых волн вырождается в линию 2) и k оказывается большим. При частотах, меньших приблизительно 1610 мггц, постоянное магнитное поле, необходимое для резонанса, уже недостаточно для того, чтобы намагнитить сферу до насыщения, и появляется доменная структура. [41]
Как только температура, увеличиваясь, приближается к значению Ткр. Вследствие этого происходит увеличение ширины резонансной кривой. При дальнейшем увеличении температуры 4пМ становится много меньше 3 / 2 / / о, и температурная зависимость может быть описана теорией, справедливой для поликристаллических материалов. В этом интервале температур ширина резонансной кривой уменьшается значительно быстрее, чем при тех температурах, при которых частота однородной прецессии находилась вне спектра спиновых волн. [42]