Содержание к диссертации
Введение
ГЛАВА I. Физические основы ямр спектроскопии доменных границ в ферромагнетиках 16
1.1. Особенности внутриграничных спектров ЯМР, связанные с динамикой доменных границ. Механизмы усиления 16
1.2. Спиновые волны и ядерная релаксация в доменных границах 27
1.3. Теория формы линии "стационарных" спектров ЯМР для ядер в доменных границах одноосных ферромагнетиков . . 32
1.3.1. Форма линии без учета изменения локальной ширины . 32
1.3.2. Форма линии с учетом изменения локальной ширины. Теория Турова, Танкеева, Куркина 38
1.4. Внутриграничное спиновое эхо (теория) 43
1.5. Основные экспериментальные данные по внутриграничным спектрам ЯМР 47
1.6. Принципы разделения вкладов ядер от
доменов и доменных границ 56
ГЛАВА 2. Техника эксперимента 59
2.1. Спектрометры ЯМР 59
2.1.1. Стационарные методы наблюдения ЯМР 59
2.1.2. Спектрометр спинового эха 73
2.1.3. Измерение времен релаксации 77
2.1.4. Измерение коэффициента усиления 79
2.2. Вспомогательные устройства, источники магнитных полей, температурные измерения, криостаты 80
2.3. Некоторые новшества в области методики 88
2.3.1. Применение магнитной модуляции 88
2.3.2. Прохождение резонанса по температуре 93
2.3.3. Наблюдение резонанса доменных границ в связи с возможностью оценки дефектности кристаллов . 94
ГЛАВА 3. ЯМР в слабых ферромагнетиках с анизотропией типа "легкая плоскость" 100
3.1. ЯМР и доменные границы в кристаллах гематита 102
3.2. ЯМР на ядрах 57Fe и в кристаллах PeFg... 118
ГЛАВА 4. Спектры ямр от ядер в доменных границах редко земельных ортоферритов (стационарная методика) 131
4.1. Симметрия ортоферритов 131
4.2. Характеристика спектров 138
4.3. Штерпретация спектров (по Звездану) 144
4.3.1. Спектры ЯМР в нулевом внешнем поле 144
4.3.2. Эволюция спектров во внешнем поле и возможность экспериментального определения типа доменных границ в ортофер-
ритах (границы ас- и аь -типа) 154
4.3.3. Сравнение эксперимента с теорией (кристаллы YPe03 и LuFeo )... 160
4.4. Обнаружение границ нового типа (ф-ДТ) и их температурной перестройки (переход Морина в доменных границах) 164
ГЛАВА 5. ЯМР и спиновая переорйентащя в доменах и доменных границах ортоферритов 172
5.1. Особенности ЯМР при спиновой переориентации в доменах: интенсивность и частоты ШР 172
5.2. Взаимосвязь спиновой переориентации в доменах и в доменных границах 180
5.4. Анизотропия локальных полей на ядрах железа в ортоферритах по данным внутриграничянх спектров ШР .194
ГЛАВА 6. Исследование внутрйграшчного методой спинового эха 200
6.1. Спиновое эхо в доменных границах кристаллов иттриевого ортоферрита, выращенных различными способами 200
6.2. Низкотемпературные аномалии внутриграничного ШР в кристаллах 210
7.1. Основные данные о структуре М. Работы по ШР 218
7.2. Спектр ШР от ядер в доменах ж доменных границах для ваРе12о19 220
7.3. Идентификация внутриграничных линий ШР (край, центр) по их смещению в поле НХс 227
7.4. Некоторые свойства доменных границ в вытекающие из данных ШР в варено 234
7.5. Структура w Спектры ШР для Вар18о27 237
7.6. Сравнение с теорией 241
Литература
- Спиновые волны и ядерная релаксация в доменных границах
- Вспомогательные устройства, источники магнитных полей, температурные измерения, криостаты
- Штерпретация спектров (по Звездану)
- Взаимосвязь спиновой переориентации в доменах и в доменных границах
Введение к работе
Явление ядерного магнитного резонанса (ШР) было открыто на протонах Парселлом и Блохом в 1946 г. /1,2/, и лишь через 13 лет Госсарду и Портиссу /3/ удалось наблюдать ЯМР в ферромагнитном веществе. С тех пор ШР зарекомендовал себя как один из наиболее плодотворных методов исследования магнито-упорядоченных веществ. Уже в первой работе Госсарда и Портис-са, выполненной на ферромагнитном кобальте, были вскрыты физические причины значительного усиления ШР поглощения в ферромагнетиках и показано, что основной вклад в интенсивность ШР вносят ядра, расположенные в доменных границах (ДГ). Довольно долго существовало мнение, что это обстоятельство лишь затрудняет изучение спектров ШР в ферромагнетиках. Так, например, в известном обзоре Нарата "Ящерный магнитный резонанс в магнетиках и металлах" о внутриграничном ЩР сказано следующее: "К сожалению, непрерывное изменение намагниченности в доменных стенках усложняет интерпретацию экспериментальных данных. Например, возникают трудности с точным определением сверхтонких констант, поскольку в этом случае не существует надежной оценки вклада дальнодействующего дипольного взаимодействия в измеряемые резонансные частоты. По той же причине ШР на ядрах, расположенных внутри доменной стенки, дает мало количественной информации об анизотропии сверхтонкого взаимодействия" (стр. 185 в /4/). О трудностях в интерпретации внутриграничных спектров ШР говорится также в обзоре Кальвиуса /5/ и в книге Турова и Петрова /6/.
Однако, по мере роста числа экспериментальных и теоретических работ по ШР в магнетиках становилось все более ясным, что изучение ШР в ДТ представляет специальный интерес. В упоминавшейся книге Турова и Петрова в связи с этим говорится:
"... ЯМР в многодоменном состоянии ферро- и антиферромагнетиков представляє* значительный самостоятельный интерес, как один из наиболее мощных методов исследования самой доменной структуры". Действительно, ядра в ДГ - это своеобразные зонды, с помощью которых можно пытаться "проникнуть" вглубь ДГ - возможность, которая недоступна никаким другим методам исследования*
Актуальность и важность привлечения метода ШР для исследования доменной структуры и ДГ станут ясными, если хотя бы кратко обриеовать совокупность проблем, связанных с существованием в ферромагнетиках ДГ. Исследование ДГ необходимо прежде всего рассматривать, как составную часть изучения реальной структуры кристалла. С позиций кристаллофизики ДГ - это протяженный магнитный дефект, который в силу энергетических причин должен существовать даже в идеальном кристалле конечного размера. Этот дефект, обычно шириной в несколько сотен постоянных решетки, определяет совокупность многих основных и практически важных характеристик ферромагнетиков. В реальном кристалле ДГ взаимодействуют с другими (немагнитными) дефектами: пустотами, включениями, напряжениями, дислокациями, примесными атомами. Изучение ДГ в последнее время играет особую роль в связи с изготовлением запоминающих устройств с цилиндрическими магнитными доменами (ІЩ) Особенно важно для управлениями свойствами ВДД знать внутреннюю структуру ДГ, т.е. закон поворота магнитных моментов в ДГ. По типу поворота ДГ могут быть елоховскими, неелевскими или иметь более сложную внутреннюю структуру. ДГ обладают субструктурой, могут "намагничиваться" путем смещения так называемых блоховских линий, которые разделяют участки с противоположной поляризацией. Динамика ДГ характеризуется наличием у них эффективной массы и резонансной частоты. ДГ сущест-
венно изменяют спектр спиновых волн. В многодоменном кристалле появляются специфические спиновые волны, или так называемые внутриграничные (винтеровские) магноны. Отметим еще, что ДГ можно трактовать как переораентационный "переход", происходящий не по температуре, а по координате в малом объеме кристалла. В связи с этим ДГ играют роль зародышей новой фазы при спин-переориентационных переходах.
Все перечисленные свойства ДГ в той или иной степени влияют на параметры, характеризующие спектры ШР от ядер в ДГ. Задача состоит в том, чтобы исследовать эти взаимосвязи и, несмотря на отмечавшиеся трудности, научиться извлекать необходимую полезную информацию из наблюдения внутриграничных сигналов ЯМР.
Необходимость изучения внутриграничного ШР связана также с практическим использованием явления спинового эха в функциональных устройствах для обработки радиосигналов. Для эффективной работы таких устройств нужны интенсивные сигналы ЯМР, что наиболее просто достичь путем возбуждения сигналов эха от ядер в ДГ, характеризующихся высокими коэффициентами усиления.
В настоящее время происходит своеобразная переоценка отношения к внутриграничному ШР, как к малоинформативной области ЯМР спектроскопии (см., например, обзор /7х/ Залесского и Желудева1^, или обзор Петрова, Чекмарева и Паугурта /8/). Эта переоценка обусловлена как новыми экспериментальными данными, так и успехами в развитии теории, позволившими более глубоко понять природу внутриграничных спектров ЖР и переосмыслить накопленный экспериментальный материал. Определенным поворот-
Работы с участием автора при цитировании отмечаются звездочкой.
ным пунктом в этом отношении послужили теоретические работы Турова, Танкеева и Куркина, опубликованные в конце 1969 и начале 1970 гг. /9,10/. В этих работах было показано, что, несмотря на непрерывное изменение локальных полей на ядрах в ДТ, внутриграничный спектр ЯМР может состоять из отдельной линии, отвечающей либо центру ДТ, либо краю ДТ, или из двух линий одновременно от ядер на краю и в центре ДГ. Таким образом, стала реальной идея о возможности "зондирования" ДТ по крайней мере в ее наиболее характерных участках: на краю и в центре.
Главным направлением и целью диссертационной работы является развитие новой области применения метода ЯМР, которую можно условно назвать "ЯМР спектроскопией доменных границ в ферромагнетиках". В нашу задачу входило систематическое исследование различными методами внутриграничных спектров ЯМР с целью изыскания возможности получения информации о внутренней магнитной структуре ДТ, характере анизотропии локальных полей на ядрах в ДТ, изучения с помощью ЯМР влияния температуры, внешних магнитных полей, дефектов и примесей на статиЩческие и динамические свойства ДТ.
Решающую роль для решения поставленных задач играет выбор объектов исследования.
Самыми подходящими в этом отношении являются одноосные ферромагнитные кристаллы, обладающие простой доменной структурой с ДТ, параллельными оси легкого намагничивания. В таких кристаллах, в отличие от кубических ферромагнетиков, легко возбудить ЯМР от ядер в ДТ "в чистом виде", прикладывая резонансное радиочастотное поле параллельно единственной "легкой" оси. Нам удалось первыми обнаружить внутриграничный спектр ЯМР в кристалле ортоферрита иттрия, который, будучи в магнитном отношении одноосным слабым ферромагнетиком, оказался идеальным
объектом для исследования особенностей внутриграничного ЯМР. В связи с этим основными объектами исследования стали кристаллы YTeO^ и другие редкоземельные ортоферриты.
Неослабевающий интерес к ортоферритам обусловлен богатством их физических свойств. Изучение этих веществ представляет не только большой научный интерес, но имеет также важное значение для прикладных задач. Техническое применение ортоферри-тов основывается главным образом на удачном сочетании особенностей их доменной структуры с прозрачностью тонких слоев в видимом свете. Высокая скорость движения ДТ и прозрачность дают возможность применять их в качестве модуляторов света ив других оптических устройствах. Кроме того, ортоферриты являются материалами, в которых впервые были обнаружены ІВД и показана перспективность их использования для запоминающих устройств. Все это делает актуальным использование новых методов исследования доменной структуры ортоферритов.
В диссертации исследовались также представители еще одного класса слабых ферромагнетиков - кристаллы oc-Fe203 (гематит) и Ш«5 анизотропией типа "легкая плоскость". Эти ромбоэдрические кристаллы также являются сильно анизотропными, хотя, строго говоря, их нельзя причислять к магнито-одноосным кристаллам, поскольку вместо выделенной "легкой" оси, они характеризуются выделенной "легкой" плоскостью. Важно отметить, что ІеРз - прозрачный магнетик, и только трудности выращивания отдельных крупных кристаллов препятствуют его практическому использованию в различных технических устройствах. В последнее время выяснилось, что кристаллы гематита весьма перспективны для применения в магнитоакуетике.
Из числа одноосных ферримагнетиков исследовались гексагональные ферриты со структурами М и W . Эти ферриты, как изве-
стно, служат основой для изготовления постоянных магнитов.
Перечислим те положения, которые отражают новизну полученных результатов.
Обнаруженные внутриграничные спектры ШР ядер Fe в ор-тоферритах отличаются по своим свойствам от ранее известных спектров ШР в ферромагнетиках. Это послужило толчком для проведения теоретических исследований анизотропии сверхтонкого взаимодействия и внутриграничннх спектров ШР в ортоферритах, которые были проведены Звездиным. Экспериментальное и теоретическое изучение спектров в магнитном поле привело к возможности разделить ДГ на два типа: с поворотом вектора антиферромагнетизма в ас или аЬ -плоскости. Особый интерес представляют ДГ ab -типа, которые нами найдены в ортоферрите диспрозия выше перехода Морина. Такие ДГ не имеют аналога в обычных ферромагнетиках и ранее обнаружены не были. В центре ДГ аЬ -типа магнитная структура чисто антиферромагнитная, что дает основание рассматривать такие ДГ как зародыши антиферромагнитной фазы. В определенной области температур обнаружена перестройка ДГ аЬ -типа в ДГ ас-типа, которая для центра ДГ может рассматриваться как локальный фазовый переход из антиферромагнитной фазы в слабоферромагнитную (переход Морина в ДГ).
Таким образом, впервые с помощью ШР удалось определить внутреннюю структуру ДГ в магнетике. Полученные результаты открывают новые возможности в использовании ШР для определения структур ДГ в магнитоупорядоченных веществах.
Из исследованных спектров удается извлечь детальную информацию об анизотропии локальных полей на ядрах в ДГ, определить теоретические параметры, характеризующие эту анизотропию, проследить за изменением анизотропии по всему ряду редкоземельных ортоферритов, установить взаимосвязь анизотропии локальных по-
- II -
полей на ядрах при спиновой переориентации в доменах и в ДТ.
Использование методики спинового эха для изучения ШР на ядрах 57Fe в ортоферрите иттрия вскрыло различия в условиях формирования пиков ШР в спектрах, полученных стационарной методикой ШР, и в спектрах спинового эха. В первом случае сигналы ШР отвечают ядрам, координаты которых во внешнем поле смещаются к центру ДТ, сигналы же спинового эха формируются в некотором неизменном "придоменном" слое. В формировании спектров спинового эха решающую роль играет изменение скорости поперечной ядерной релаксации в ДГ.
Исследованиями ШР в YVeO^ при низких температурах было установлено, что в области 4,2 < Т< 77 К на интенсивность и форму спектров ШР начинают оказывать влияние примеси и дефекты. Кристаллы YFeOg , выращенные различными способами, обнаруживают различную температурную зависимость интенсивности ШР. Эти результаты подтверждаю гипотезу, согласно которой примесные ионы Те 4* вызывают перестройку ДТ, сопровождающуюся утоньшением ДТ и появлением дискретности направлений спинов в центре ДТ.
Влияние примесных атомов и дефектов кристаллов особенно сильно проявилось при исследовании ШР в гематите с примесью олова. Соответствующей термообработкой (закалкой или отжигом) можно сильно влиять на динамические свойства ДТ, менять соотношение "свободных" и "жестких" ДГ, что приводит к изменению суммарной формы линии ШР в "стационарном" спектре ШР. Перераспределение вкладов ядер от различных типов ДТ и ядер в доменах приводит к изменению формы линии, которое было обнаружено при прохождении по петле гистерезиса. Температурные изменения формы линии в оловосодержащем гематите позволили выявить размытый фазовый переход Морина.
Исследование спектров спинового эха на ядрах I9F и 57F& в прозрачном слабом ферромагнетике Fe% дало возможность оценить вклады дипольного и наведенного сверхтонкого поля в локальные поля на ядрах I9F диамагнитного атома фтора со стороны железной подрешетки и объяснить наблюдающуюся в эксперименте форму линии спектра спинового эха от ядер I9F , а также температурную зависимость локальных полей на ядрах 7Fe и I9F Обнаружено, что направление локального поля на ядрах
ТО—
XST не совпадает с направлением магнитных моментов ионов
Fe^4". Эти результаты представляют интерес в связи с проблемой наведения локальных полей на ядрах номинально диамагнитных атомов в магнетиках,
В гексагональных ферритах со структурами М и W путем сравнения "стационарных" внутриграничных спектров и спектров спинового эха в доменах и ДГ установлена принадлежность линий ШР к краю или центру ДГ, Для структуры W установлено распределение локальных полей на ядрах в доменах по семи подре-шеткам ионов железа. Впервые для ферромагнетиков обнаружена одиночная линия ЯМР от ядер на краю ДГ. Новым здесь является то, что различные типы внутриграничных спектров (одиночная линия от края или центра, либо две линии одновременно) наблюдаются для ядер, принадлежащих различным подрешеткам ферримагне-тика. Предложен метод идентификации внутриграничных линий (край, центр) по их частотному смещению в магнитном поле, перпендикулярном оси легкого намагничивания.
С помощью ЯМР удалось установить, что при намагничивании кристалла BaFe1^Q19 перпендикулярно оси легкого намагничивания большая часть ДГ поляризуется по направлению поля уже в сравнительно слабых полях, К аналогичному выводу мы пришли для случая Н1|а в кристалле *ТеС>з
- ІЗ -
На защиту выносятся следующие основные положения и результаты.
Обнаружение и всестороннее экспериментальное исследование внутриграничных спектров ШР в кристаллах редкоземельных ортоферритов. Возможность получения из спектров информации о внутренней магнитной структуре и типе ДГ, анизотропии сверхтонкого взаимодействия, знаке поляризации ДГ» о насыщающих и коэрцитивных полях,
Обнаружение в Х>^Те03 ДГ нового типа с поворотом спинов в плоскости ab . Обнаружение температурной перестройки типа ДГ (перехода Морина в ДГ).
Положение о том, что расщепление частот ЯМР в доменах в процессе температурной спиновой переориентации в ортоферри-тах эквивалентно расщеплению внутриграничного спектра, основанное на изучении частот ЯМР в ДГ и в доменах. Результаты исследования анизотропии локальных полей на ядрах железа по всему ряду редкоземельных ортоферритов.
Вывод о том, что внутриграничное спиновое эхо в кристаллах YFeO^ формируется в некотором "придоменном" слое, полученный на основании изучения спектра спинового эха во внешнем магнитном поле.
Оценка вкладов дипольного и наведенного сверхтонкого поля на ядрах I9F в кристалле 1 . Объяснение экспериментальной формы спектра спинового эха от ядер I9F , а также вывод о несовпадении направления Нлок на ядрах I9F с направлением Нлок на ядрах 57Fe .
Результаты исследования ЯМР в кристаллах гематита по динамике "свободных" и "закрепленных" ДГ. Обнаружение гистерезиса формы линии и размытого фазового перехода Морина в оловосодержащем гематите.
7. Анализ спектров ЯМР в доменах и ДТ гексагональных ферритов со структурами М и W . идентификация внутриграничннх линий (край, центр) в этих соединениях. Распределение Нлок ж подрешеткам в структуре W .
диссертация состоит из введения, семи глав и заключения,
В первой главе на основании литературных данных изложены основные физические процессы, определяющие специфику ЯМР на ядрах в ДТ ферромагнетиков, а также экспериментальные данные по ЯМР на ядрах в ДТ. В главе уделено внимание лишь тем физическим предпосылкам, которые легли в основу наших экспериментов по ЯМР спектроскопии ДТ. Мы сочли излишним обсуждать явление ЯМР в его "классическом" варианте, так как это сделано во многих учебниках, монографиях и диссертациях. По этой же причине не затрагиваются вопросы, связанные с природой локальных полей на ядрах в магнетиках.
Во второй главе описаны применявшиеся спектрометры ЯМР и различные вопросы методики наблюдения ЯМР. К методическим вопросам мы отнесли также возможность наблюдения с помощью стационарных спектрометров резонанса доменных границ для оценки дефектности кристаллов железистых гранатов.
Третья глава посвящена результатам исследования ЯМР в слабых ферромагнетиках с анизотропией типа "легкая плоскость": гематите ( .бС-ГегОз ) и трифториде железа (FeF3 ).
В четвертой главе обсуждаются результаты исследования внутриграничннх спектров ЯМР в редкоземельных ортоферритах, проведенного с помощью стационарной методики ЯМР, дается характеристика обнаруженных спектров, а также их интерпретация на основе теории, разработанной Звездиным.
Пятая глава посвящена выяснению взаимосвязи спиновой переориентации в доменах и в ДТ. Там же приведены результаты ис-
следования методом ШР спиновой переориентации в некоторых ор-тоферритах с замещением ионов железа на ионы кобальта.
В шестой главе обсуждаются особенности внутриграничннх спектров спинового эха в кристаллах ортоферрита иттрия и аномалии ЯЙР, обнаруженные в этих кристаллах при низких температурах.
Седьмая глава посвящена изучению ЯМР в доменах и в ДГ гексагональных ферритов со структурами М и W .
В заключении сформулированы основные результаты и выводы по диссертации. В конце приведен список цитированной литература
В диссертаций применяется двойная нумерация формул: первое число обозначает номер главы, второе - номер формулы внутри главы. Нумерация рисунков сквозная по всем главам.
Спиновые волны и ядерная релаксация в доменных границах
Расчет спектра спиновых волн путем решения классического уравнения движения для локальной намагниченности ферромагнетика с учетом доменных границ впервые был проделан Винтером /28/. В отличие от однодоменного образца существование ДГ приводит к тому, что возникают две ветви спиновых волн. Колебания первого типа являются аналогом обычных спиновых волн в однородном ферромагнетике. Это плоские волны с постоянной амплитудой в домене и с переменной амплитудой в ДГ, уменьшающейся до нуля к центру ДГ.
Основную роль в ДГ играет другая ветвь колебаний. Эта ветвь, названная трансляционной, описывает колебания сшанов, сопровождающиеся упругими смещениями границы как целого вдоль оси у . Трансляционная ветвь представляет собой специфические возбуждения, характерные только для ДГ. На языке квазичастиц такой тип волн можно называть vr -магнонами. Трансляционная ветвь характеризуется двумерным (в отличие от трехмерного для "доменной" ветви) волновым вектором эе.= ( эех зг ) , лежащим в плоскости границы xz , причем амплитуда колебаний этих волн максимальна в центре ДГ и экспоненциально убывает при удалении от границы. Максимальная частота трансляционных колебаний ДГ при ё-0 соответствует собственной частоте колебаний или рассмотренной ранее частоте резонанса ДГ сир .
Работа Винтера /28/ послужила толчком для более детальных расчетов спектров спиновых волн в многодоменных ферромагнетиках /29-33/. Особое место в этой области занимают работы Турова с сотрудниками, в которых был предсказан и в дальнейшем экспериментально подтвержден ряд новых особенностей в спектрах ЯМР (об этом см. разделы 1.3.2 и 1.5 диссертации). Особенности внутриграничных спиновых волн подробно рассмотрены в / 6/ и в /34/.
Остановимся на некоторых следствиях, вытекающих из теории внутриграничных спиновых волн, которые потребуются нам в дальнейшем.
Внутриграничные возбуящения существенно влияют на термодинамические свойства спинов в ДТ. Они, в частности, приводят к дополнительному уменьшению локальной намагниченности в ДТ, пропорциональному $ыг20 . Для низких температур теория предсказывает приблизительно линейную зависимость разности намагниченности в домене и в ДТ /6/ дГА(Т) = АМ(0)- г const-Т . (Т24)
Член М(о) в (1.24) обусловлен нулевыми колебаниями спинов при Т = 0. Поскольку частота ЯМР пропорциональна локальной намагниченности, то зависимость типа (1.24) будет справедлива для частот ШР в доменах и в ДТ.
С существованием внутриграничных спиновых волн связаны специфические механизмы уширения линии ЯМР и ядерной релаксации.
Теория релаксации ЯМР в ДГ, основанная на рассмотрении внутриграничных спиновых волн, была развита Винтером /28/. Согласно его теории продольная релаксация Tj в 180-градусной бло-ховской ДТ подчиняется закону
Наиболее короткое время релаксации Т10 в центре ДТ ( = 90) определяется тепловым "дрожанием" границы и связанным с ним возбуждением внутриграничных спиновых волн» Ті0 зависит от минимальной частоты возбуждения внутриграничных магнонов сОр (частоты резонанса ДТ), константы затухания Г (вязкости) ДТ, параметров обменной энергии А, энергии магнитной анизотропии К и температуры Т. В зависимости от соотношения частоты ЯМР со и to? , как подчеркивается Туровым /6/, следует различать две возможности. Когда со сор, то процессы спиирешеточной релаксации в ДТ могут определяться одномагнонными процессами рассеяния, которые в данном случае допускаются законом сохранения энергии, В этом случае /6/:
Если то одномагнонные процессы могут протекать лишь при учете затухания внутриграничных магнонов. Когда Г со t сОр, имеем /6/:
Более короткие времена релаксации в ДТ были впервые обнаружены экспериментально в металлических ферромагнетиках їе , Ш и Со в /35/. Подавляющее число экспериментов подтвердило решающую роль внутриграничных возбуждений в механизме ядерной релаксации в ДР. Исключение составляет, по-видимому, лишь работа Стерне /36/, где анализировался спад свободной индукции ядер 5-4 в железе. Ею был сделан вывод о том, что релаксация в ДТ железа обусловлена обычными (доменными) магнонами.
Количественные оценки затруднены вследствие неопределенности параметров Г и Сир . по оценке Винтера для железа при комнатной температуре cop/2f х. 500 Мгц, co/iir = 45 МГц, (К/Ар2 = 1,7»1Г2, КвТ/А = 1,9, величина Г сильно изменяется от размера частиц и лежит в пределах 1000 20 МГц. Оценка дает %Q 10 + І0Г4 с, что сравнимо с экспериментальными значениями.
В работе /37/ была сделана попытка оценить аналогичным способом ТІ0 не для металлического ферромагнетика, а для диэлектрика - гематита. По оценке /37/ для гематита в слабоферромагнитной фазе Г = I.2.I07 с 1, со - гс4 ІОі:7 с"2 х), что дает величину TJQ»I,3 МС также сравнимую с экспериментальной (3 мс).
В обоих случаях множитель (Г УіТсОр" в (1.27) составлял величину порядка КГ1 4- ІСГ Таким образом скорость релаксации для случая со соР выше (время релаксации короче), чем для случая аг орр .
Вспомогательные устройства, источники магнитных полей, температурные измерения, криостаты
Не останавливаясь на описании явления спинового эха в его классическом варианте, рассмотрим некоторые особенности формирования ядерного эха в ДГ. Заметим, что мы не будем иметь дело с эффектами, связанными с ДСЧ и, следовательно, с иными механизмами формирования эха, чем хановское эхо.
Возникновение сигнала эха от ядер в ДГ можно представить себе следующим образом. В результате возникновения двух РЧ импульсов с учетом процесса усиления (раздел 1.1} в ядерной системе по обычному механизму Хана формируется сигнал эха. Однако приемная катушка реагирует не на саму возникающую результирующую ядерную намагниченность, как это имеет место в немагнитных веществах, а на соответствующий отклик электронной намагниченности, возникающей за ечет того, что ядерное эхо индуцирует через сверхтонкое взаимодействие колебания ДТ и, следовательно, вызывает изменение намагниченности образца, которое и регистрируется приемной катушкой. Это индуцирование осуществляется за счет давления SV , которое оказывает на ДГ прецессирующие ядерные спины через сверхтонкое взаимодействие (формула (I.2D).
При наличии частотной расстройки от резонанса А со , ядер ная намагниченность т в течение действия импульса прецессиру-ет во вращающейся системе координат вокруг некоторого эффектив-ного поля. В этом случае удобно ввести вектор совпадающий с направлением этого поля и имевдий размерность чаетоты. Длина вектора ь и угол у между % и осью г , определяются формулами /47/:
В приведенных здесь расчетах предполагается, что времена релаксации значительно продолжительнее импульсов (из дальнейшего будет видно, что это далеко не всегда справедливо).
Анализ выражения (1.59) показывает, что даже такая простая модель, учитывающая только изменение Ї/ по толщине ДГ, приводит к довольно сложному выражению для амплитуды эха, которая зависит от целого ряда параметров и конкретных условий эксперимента. Форма спектра, которую можно синтезировать с помощью (1.59), может быть весьма разнообразной. Это обстоятельство, в отличие от "стационарных" спектров, не позволяет достаточно строго проанализировать все возможности, которые могут возникнуть при экспериментальном изучении внутриграничных спектров спинового эха. Тем не менее с помощью выражения типа (1.59) можно попытаться объяснить экспериментальные спектры, что и будет сделано в главе 6.
Отметим, что для случая, когда в "стационарном" спектре проявляются пики от ядер в центре и на краю ДГ, с помощью рассмотренной выше модели можно получить спектр спинового эха с двумя соответствующими максимумами. Такой спектр был теоретически "синтезирован" в /45/ для объяснения экспериментальных спектров в Те Р
Кроме изменения 19 по толщине ДГ в реальном кристалле неизбежно существует разброс максимального коэффициента усиления 17w вследствие различной степени закрепления ДГ на дефектах и примесях. Это обстоятельство впервые учла в своей работе Стерне /47/, которая изучала индукцию и спиновое эхо от ядер в ДГ чистого железа. В качестве функции распределения [$#) в /47/ использовалась модель колеблющейся круглой мембраны, закрепленной по краям наподобие барабана. Кроме того ей пришлось учесть изменения t связанные с разбросом ориентации осей легкого намагничивания по отношению к РЧ полю Н , что необходимо делать в случае поликристаллов, порошков из металлов и кубических ферромагнетиков. В остальном выражения для Е(ш)9 использованные в /47/, аналогичны формулам (1.52) - (1.59) (за исключением того факта, что для железа нет необходимости учитывать анизотропию частот об (G) ).
Как показано в /47/ форма спектра сложным образом завиеит от параметров возбуждающих импульсов. При малых значениях углов Ул Н С спектр, рассчитанный по формуле (1.53), представляет собой симметричную линию с максимумом на резонансной частоте. При увеличении значения fatf HXV спектр уширяется и появляется характерная "изрезанность" резонансной кривой.
Штерпретация спектров (по Звездану)
Режим работы может отвечать одному импульсу, двум импульсам, четырем импульсам. Перечисленные режимы могут работать в разовом запуске, непрерывно и серией. Импульсный блок предназначен для формирования модулирущих и стробирущих импульсов, поетупащих в модулятор, приемник и блок накопления. Длительности импульсов могут изменяться в пределах 1-40 мкс. В Ш вырабатываются импульсы синхронизации осциллографа, импульс "строб-эхо". Комбинации импульсов, вырабатываемых в Шр и Щ, усиливаются в модуляторе (МОД) и как импульсы анода подаются на генератор импульсов высокой частоты (ГЙВЧ). ГйВЧ диапазона 50-150 МГц является двухтактным автогенератором с емкостной обратной связью, поэтому сменные измерительные катушки состоят из двух симметричных секций с отводом от средней части. Блок питания высоковольтный (БПВ) вырабатывает стабилизированное напряжение для субблоков ГйВЧ, модулятора и нестабилизированное напряжение накала для ламп ГйВЧ и модулятора
Схема спектрометра в серийном варианте выполнена так, что наименьшее напряжение, подаваемое с выхода модулятора на аноды генераторной лампы ГИВЧ (импульс анода) составляет 400 В, максимальное - 4 кВ. Это слишком большие напряжения для возбуждения внутриграничного эха, характеризующегося высокими значениями коэффициента усиления. В связи с этим нами использовался внешний выпрямитель, позволяющий понизить напряжение импульса анода. Внутреннее регулируемое напряжение, подаваемое с БШ на усилительную лампу модулятора, в этом случае отключалось и заменялось внешним источником напряжения. При этом удавалось достичь предельно низких (не превышающих 100 В) напряжений на анодах генераторных ламп и работать при низких уровнях колебаний почти на срыве генерации.
Сигналы спинового эха поступают в приемник супергетеродинного типа, который состоит из малошумящего усилителя высокой частоты со смесителем (УВЧ-CM на рис. 16), гетеродина с субблоком автоматической подстройки частоты АПЧ, усилителя промежуточной частоты УПЧ с детектором и видеоусилителем. Чувствительность приемного тракта не хуже 3 мкВ в диапазонах 2-70 и 50-150 МГц и 5 мкВ в диапазоне 130-300 МГц. Промежуточная частота приемника 15 МГц и 9 МГц (для поддиапазонов 2-5 МГц и 11-17 МГц). Полоса приемника регулируется ступенями в УПЧ (800-100 кГц) и в видеоусилителе (400-3 кГц). С выхода приемника сигнал ЯМР пода етея на блок накопления (Ш), который позволяет выделить слабые сигналы на фоне шума, улучшая отношение сигнал/шум на выходе по сравнению со входом в 20-30 раз. Наблюдение сигнала ведется на осциллографе. При работе с блоком накопления сигналы записываются на самописце.
Для точной установки таких параметров как длительности импульсов х.х , Хг , интервала между ними Хлг и периода следования пар импульсов Т в спектрометр встроен частотомер типа Ф57І» Наличие этого прибора существенно облегчает настройку спектрометра и повышает точность измерений.
Спектрометр снабжен дюаром для наблюдения сигнала ЯМР при 77 К и, кроме того, термостатом, позволяющим проводить исследования в диапазоне температур 103-500 К.
Измерение частоты генератора импульсов (нанесение частотных меток при записи спектра) в зависимости от режима работы и потребностей опыта производилось несколькими способами. В первом случае использовался резонансный волномер 42-2, индикатором которого являлся осциллограф. Абсолютная точность измерения частоты генератора таким способом не хуже 10-20 кГц, относительная 0,07$. Не меньшую точность дает измерение частоты с помощью частотометра, включенного к выходу смесителя. Измеряемая частота в этом случае будет представлять собой сумму частоты ГИВЧ и промежуточной частоты (для используемого нами диапазона 50-100 МГц промежуточная частота равна 15 МГц). При таком способе измерения частоты необходимо безукоризненно соблюдать сопряжение частоты гетеродина и ГИВЧ при перестройке частоты. В спектрометре ИСШ-І-ІЗМ сопряжение обеспечивается системой АПЧ. Точность сопряжения при этом не хуже, чем +10 кГц. При больших частотах повторения импульсов за частотой их заполнения можно следить с помощью приемников, как это делалось в случае стацио нарной методики ЯМР.
Взаимосвязь спиновой переориентации в доменах и в доменных границах
Как уже отмечалось в 3.1, кристаллы PeF3 ири Т TN 362 К являются слабыми ферромагнетиками и принадлежат к пространственной группе ЕЗс, которая типична для других тригоналытх слабых ферромагнетиков с анизотропией типа легкая плоскость ( -Ее203» РеВ03).
Структура РеР3 изучена в /104/. Бимолекулярная ромбоэдрическая элементарная ячейка, равная магнитной ячейке, может быть представлена как два мономолекулярных куба РеР3, соединенных по пространственной диагонали [ill] (рис. 30). Атомы Ре занимают углы псевдо-кубов, а атомы Г смещены от положений, отвечающих серединам граней кубов, и образуют угол связи Ре - Р - Ре, равный 153. Атомы Ре и F образуют параллельные слои, расположенные перпендикулярно направлению [ill]. Расположение смещенных атомов фтора таково, что структура становится почти промежуточной между гексагональной и кубической плотнейшей упаковкой. Эти смещения, как схематично показано на рис. 30, в смежных нсевдо-кубах имеют противоположные направления, поэтому истинная ром боэдрачеекая ячейка становится бимолекулярной.
Антиферромагнетизм в РеР3 был установлен с помощью дифракции нейтронов /105/. Магнитные моменты ионов Ре3"1 упорядочены почти антиферромагнитно с осью антиферромагнетизма, перпендикулярной направлению [ш] Небольшой скос магнитных моментов в базисной плоскости (III) вызывает появление результирующего слабоферромагнитного момента, перпендикулярного направлению спинов и [ill]. Существование слабого ферромагнетизма доказано прямыми магнитными измерениями /106/. Магнитная анизотропия в базисной плоскости (III) очень мала (% 0,01 Э при комнатной температуре /107/).
Локальные магнитные поля на ядрах 57Ре в РеР3 измерялись с помощью эффекта Меесбауэра /108,109/ главным образом с целью изучения температурной зависимости намагниченности железной подрешетки вблизи точки Нееля. 0 наблюдении ЯМР в Ше5$ в литературе имелось единственное краткое сообщение Петрова с сотрудниками /ПО/. Вал обнаружен широкий (55-80 МГц) сложный спектр спинового эха при 4,2 и 77 К (рис. 31) Спектр был приписан ядрам -. Сигнал ЯМР от ядер 57Ре был найден только при комнатной температуре.
Мы провели дальнейшие исследования ЯМР в этих интересных прозрачных кристаллах с целью получения более детальной информации о локальных полях на ядрах 57Ре 111 в широком температурном интервале /IIIх, 112х, ИЗ /.
Из-за большой ширины спектра наблюдение ЯМР велось методом спинового эха с помощью спектрометра ИСШ-І-ІЗ. В качестве образцов использовались мелкие (0,2-0,5 мм) беспорядочно ориентированные кристаллы РеБ3 зеленого цвета, выращенные гидротермальным способом в Институте кристаллографии АН СССР.
Разделить вклады от ядер в доменах и ДТ для е]?з не УДает ся, поскольку они характеризуются сравнимыми коэффициентами усиления, величина которых может достигать значений 1Сг-Ю . По-видимому можно считать, что наблюдаемые сигналы эха в РеРд обусловлены обоими механизмами усиления. Это обстоятельство не должно вносить осложнений при анализе частотного распределения линий ЯМР, так как в слабых ферромагнетиках типа "легкая плоскость" отсутствует заметная анизотропия локальных полей на ядрах в базисной плоскости, что приводит к несущественному отличию частот ЯМР Vet в доменах и S)w для центра ДГ (o Ad , см. раздел 1.3.2) Термин "легкоплоскостной" целиком оправдывает себя в отношении анизотропии Нлок в плоскости (III).
