Магнони

У феро - та антиферомагнетиках стани атомів і пов’язані з ними магнітні моменти при відсутності збудження строго впорядковані. При збудженні магнітної системи спостерігається відхилення спіну від упорядкованого розташування. Але таке відхилення спіну невигідне: сусідні магнітні моменти намагатимуться повернути “сусіда” у вихідне положення, але при цьому замість нього відхилиться від вихідного положення інший суміжний магнітний момент. Оскільки таке відхилення через взаємодію атомів не локалізоване, кристалом поширюватиметься так звана спінова хвиля. Отже, спінові хвилі – це елементарні збудження магнітної системи у вигляді хвиль порушень спінового порядку в магнітовпорядкованих середовищах. Їхнє існування передбачив Блох у 1930 р.

Квазічастинки, які відповідають елементарним збудженням системи взаємодіючих спінів (хвилям відхилень спінів) у магнітовпорядкованих середовищах, називаються магнонами. Вони являють собою кванти енергії спінових хвиль. Магнон володіє квазіімпульсом та енергією , де m_m^* – ефективна маса магнона. При 0 К в середовищі немає магнонів, зі зростанням температури число магнонів у феромагнетику росте пропорційно T^3/2, а в антиферомагнетику –  T³. Зростання числа магнонів призводить до зменшення магнітного порядку і зменшення намагніченості.

Намагніченість речовини можна виміряти, освітлюючи її світлом. Це явище отримало назву фотомагнетизму. При поглинанні світла атоми феромагнетиків та антиферомагнетиків збуджуються, збільшуючи свій магнітний момент (за рахунок появи в електронів додаткових магнітних моментів після поглинання фотонів). Щоб скомпенсувати це збільшення, моменти інших атомів відхиляються від напрямку середнього моменту кристала, тобто в ньому народжується магнон. З іншого боку, поглинання світла призводить до народження екситонів (рис. 8.4, а).

Рис. 8.4. Схематичне представлення екситона та магнона.

Але часи життя магнона й екситона різні. Якщо час життя екситона більший, ніж магнона, то магнітний момент кристала у тому проміжку часу, коли магнон уже зник (рис. 8.4, б), а екситон ще “живий”, перевищує початковий. Оскільки поглинання фотонів проходить неперервно, то за рахунок різниці у часі число екситонів у кожний момент більше, ніж магнонів. А це означає, що світло збільшує намагніченість кристала. На фотомагнетизмі заснований новий принцип оптичного зчитування і запису інформації в комп’ютерах нового покоління [3].

Доменна структура феромагнетиків

Вище зазначалось, що феромагнетик у відсутності зовнішнього магнітного поля самовільно розбивається на області, намагнічені до насичення (домени), в кожній з яких вектор напрямлений уздовж однієї з ОЛН, і оскільки вони орієнтовані хаотично, то сумарний момент у кристалі рівний нулеві. Як довели теоретично Ландау і Ліфшиц (1935 р.), таке розбиття енергетично вигідне, бо досягається мінімум вільної магнітної енергії кристала. У цьому можна переконатися при аналізі рис. 8.5, де у випадку (а) зображений однодоменний кристал, спонтанно намагнічений у напрямку .

Рис. 8.5. Доменна структура феромагнетиків

Такий кристал є нестійким, оскільки має велику вільну магнітну енергію завдяки виникненню на його торцях “магнітних полюсів” (зовнішнього магнітного поля), на що потрібна енергія. При поділі кристала на два домени із протилежно спрямованими векторами (рис. 8.5, б), магнітна енергія кристала зменшується приблизно вдвічі, бо частина магнітного потоку, який виходить з одного домена, замикається на другий домен; при поділі кристала на 4 домени (рис. 8.5, в) його магнітна енергія зменшується приблизно в 4 рази і т.д [4].

Таким чином, поділ феромагнетика на домени є наслідком намагання системи зменшити свою вільну магнітну енергію. При цьому конкурують два типи взаємодії: обмінна і магнітна. Перша з них близькодіюча, вона намагається встановити магнітні моменти паралельно і відповідає за однорідну намагніченість у домені. Друга – далекодіюча, вона намагається орієнтувати антипаралельно вектори сусідніх доменів.

Однак поділ феромагнетика на домени не може проходити безмежно, тому що на утворення границі між доменами необхідно виконати роботу проти обмінних сил, які намагаються встановити магнітні моменти паралельно один одному. Поділ проходить доти, поки зменшення магнітної енергії, викликане поділом феромагнетика на домени, не скомпенсується збільшенням обмінної енергії доменних границь. Цьому відповідає точка перетину кривих вільної магнітної енергії U_m та обмінної енергії U_обм (рис. 8.6),

Рис. 8.6. Залежності вільної магнітної енергії та обмінної енергії від розмірів доменів феромагнетиків

яка і вказує критичний розмір доменів D₀. Величина D₀ феромагнетиків залежить від розміру зразка та становить 0,01  10 мкм. Їх можна спостерігати навіть неозброєним оком за допомогою осадження магнітного порошку, частинки якого збираються в основному на границях доменів, обрисовуючи їхні контури.

Границя, яка розділяє два сусідніх домени, намагнічені у протилежних напрямках, називається 180-градусною доменною стінкою. Вона має визначену товщину, бо інакше був би потрібний стрибкоподібний перехід від одного домену до іншого, показаний на рис. 8.7, а.

Рис. 8.7. Перемагнічування доменів та доменні стінки

При цьому обмінна енергія збільшилась би максимально на 4JS² (від –2JS² до 2JS²). Енергетично вигіднішим є поступовий перехід від орієнтації спінів в одному до протилежної орієнтації у сусідньому з ним доменах у межах визначеної товщини стінки. Це може бути здійснено двома способами, показаними на рис.8.7, б, в і відповідні стінки називаються доменними стінками Блоха і доменними стінками Нееля. Можуть зустрічатися і доменні стінки зі складнішою структурою. Чим товстіша доменна стінка, тим на меншу величину змінюється обмінна енергія при переході від одного домена до іншого.

Товщина доменної стінки, однак, не може зростати необмежено, оскільки при цьому зростатиме енергія магнітної анізотропії (рис.8.8).

Рис. 8.8. Залежності енергії магнітної анізотропії та обмінної енергії від товщини доменної стінки

Річ у тім, що всередині доменів спінові магнітні моменти розміщуються в одному з напрямків ОЛН, внаслідок чого енергія магнітної анізотропії U_ma мінімальна. У доменних стінках спінові магнітні моменти відхиляються від напрямку ОЛН, а U_ma збільшується і стає тим значнішою, чим товстіша стінка. Очевидно, товщина стінки буде рости до значень, при яких зменшення U_обм., викликане їх з’явою, не скомпенсується зростанням U_ma. Точка перетину кривих U_обм. і U_ma на рис. 8 дає критичний розмір товщини стінки ₀. Якщо феромагнетик має деякі критично малі розміри, то поділ на домени невигідний. Критичний розмір ₀ залежить у першу чергу від значення намагніченості насичення J_s і коефіцієнта магнітної анізотропії K. Він збільшується зі зростанням K і зменшенням J_s. Для більшості феромагнетиків він становить  10^–5 см.