Спиновые волны - Ахиезер А.И.
Скачать (прямая ссылка):
меньших бэфф — V \Лгт2/3 (где бЭфф — расстояние, проходимое электроном при диффузии за время переброса спина), поле прошедшей волны не зависит от толщины. Подобная селективная прозрачность металлической пленки возникает в малой окрестности со = Mt. Ширина такой окрестности определяется временем переброса спина [11, 13].
Такая обычная картина селективной прозрачности металлических пленок имеет место при сравнительно высоких температурах, когда время релаксации импульса т мало и спиновые волны не существуют. С уменьшением температуры и уменьшением V — 1 /т возникает возможность распростране-
-360 ния спиновых волн. При этом из области скин-слоя намагничение распространяется в толщу металла в виде спиновых волн. Поэтому возникает увеличение прозрачности металлических пленок на частотах спиновых волн. Действительно, для Поля, проходящего через пленку, согласно работе [2] имеем
где L — толщина металлической пленки, a a (ft) определено формулой (3.22). Формула (5.1) получена в предположении, что частота внешнего поля близка к частоте спинового резонанса электронов проводимости. Согласно этой формуле в дополнение к обычной линии селективной прозрачности при спиновом резонансе, соответствующей W — 0, имеет место серия линий для W = пл(п=+ 1,.+2, . . .), отвечающих спиновым волнам с частотой (3.21). Рисунок 1Д (взятый из работы [1]) отражает факт возникновения таких дополнительных линий прозрачности.
Кратко опишем эксперимент, выполненный Шултцем и Данифером [1]. Пленка металлического натрия помещалась между двумя резонаторами, настроенными на одну и ту же частоту и находящимися в постоянном и однородном магнитном поле. Оба резонатора заполнены диэлектриком, что, в частности, обеспечивает параллелизм поверхностей мягкого натриевого образца и предохраняет поверхность натрия от изменений под действием воздуха. В типичных условиях опыта уровень утечки от одного резонатора к другому составляет 165 децибел. В то же время мощность излучения, проходящая на главной линии спинового резонанса, составляет согласно рис. 1Д, а примерно 20 децибел над уровнем утечки. Приведенные на рис. 1Д результаты являются типичными для случая матнитного поля, параллельного поверхности образца (? = 90°), равного =? 3250 гаусс. При э'том спин-волновые линии прозрачности проявляются слева от линии основного спинового резонанса, т. е. со стороны меньших значений постоянного магнитного поля. При повороте постоянного магнитного поля в направлении к нормали к поверхности образца спин-волновые линии прозрачности сближаются с ли-
Ht ~ [T2FU/ sin 2W] \
-і
(5.1)
Здесь
(5.2)
(5.3)
(5.4)
G = ((O-O)j) T2,
L2T2 = a(ft),
-361 нией основного'спинового резонанса, а при некотором угле все моды сходятся вместе. При дальнейшем уменьшении угла iOfc между направлением постоянного магнитного поля и нормалью к поверхности металла в соответствии с теоретическим законом (3.21) дополнительные линии спин-волновой
п=1 I
A= 90'
% Є
/7=/7 »
Z=0,0236см
-H Юге U
, /
прозрачности появляются со стороны больших полей от основной линии. Экспериментально определенная величина разделения спиновых волн от линии основного резонанса близка к предсказываемому теорией закону га2//.2, где L — толщина пленки, а га — номер гармоники.
В работе [1] утверждается, что при данной толщине образца интенсивность спин-волновой линии и ее ширина главным образом определяются временем свободного пробега электрона т. При увеличении температуры (для натрия вплоть до Il0K) и уменьшении времени свободного пробега линии спиновых волн уширяются, а их интенсивность падает. На
-362 рис. ІД, б наряду с экспериментальными точками приведена теоретическая кривая, построенная по формуле (5.1) при подобранных значениях т й ?0.
Согласно оценкам, приведенным в работе [1], величина ют составляет примерно 20. В этих условиях при количественном анализе эксперимента можно использовать формулу (5.1), в которой т2Г2 является действительной величиной. При этом положение линии спиновой волны при данном угле Ofc определяется соотношением
где А определено формулой (3.23). Величина А, таким образом, определяется по угловой зависимости (5.6) или по углу Oc, при котором линии спин-волновой прозрачности совмещаются с основной линией электронного спинового резонанса (Л = Sec2Oc). В работе [1] найдено, что Oc =69,5°.
Поскольку отношение ларморовской частоты электрона Q к частоте спинового резонанса Mi равно отношению массы свободного электрона т к эффективной массе т* электрона проводимости, то, используя известное из других измерений значение m*jm (которое для натрия, согласно [1], можно считать равным 1,24), имеем соотношение, связывающее константы ?0 и P1. Второе необходимое соотношение может быть получено точным определением положения линии спиновых волн. В эксперименте [2J последнее измерение еще недостаточно точно. Поэтому об определении констант ?0 и ?j пока еще говорить нельзя. Можно думать, что в ближайшем будущем результаты работы [ 1J будут значительно уточнены и постоянные, характеризующие обменное взаимодействие электронов, будут определены. Следует также надеяться, что будут приложены определенные усилия по изучению возможности наблюдения коротковолновых спиновых волн, для которых теория предсказывает ряд специфических особенностей. Хотя в экспериментальном отношении работы Шултца и Данифера [1] и Платцмана и Волфа [2J сделали лишь первый шаг, нельзя сомневаться в том, что за« ними последуют другие, которые в конечном итоге не только сделают необходимыми представления об электронах проводимости металлов как о вырожденной ферми-жидкости, но и определят область их применимости.
