Метод статистического моделирования магнитного резонанса в неупорядоченных магнетиках

• Автор: Заболоцкий, Алексей Митрофанович
• Шифр специальности: 05.13.18
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 2005
• Место защиты: Белгород
• Количество страниц: 122 с. : ил.

Радиоспектроскопические методы занимают важное место в исследовании структуры твердого тела, а также веществ в жидком и газообразном состоянии. Впервые использованный американским физиком И. Раби в 1937 году при исследовании молекулярных и атомных пучков (метод Раби), радиоспектроскопический метод исследования в настоящее время является источником ценной информации о структуре твердых тел, жидкостей, молекул, о природе межатомных химических связей. Основанные на явлении магнитного резонанса, методы радиоспектроскопии имеют существенное значение также в изучении спиновой динамики и различных типов магнетизма твердого тела.
Актуальность темы. Изучение магнитной структуры твердого тела, как средствами радиоспектроскопии, так и другими методами, в последнее время имеет тенденцию к переходу от анализа упорядоченных спиновых систем к исследованию аморфных и неупорядоченных магнетиков. Это обусловлено следующими причинами.
Во-первых, сегодня достигнуто достаточно полное понимание упорядоченного состояния твердого тела благодаря интенсивным экспериментальным и теоретическим исследованиям, проводившимся на протяжении ряда десятилетий вплоть до 80-х годов 20-го столетия. Были разработаны общие модели и методы изучения. Вместе с тем, наряду с хорошо известными пятью основными типами магнитного состояния (диамагнетизм, парамагнетизм, ферромагнетик, антиферромагнетик и ферримагнетик) был обнаружен ряд совершенно новых типов магнитного упорядочения, возникающих там, где нет никакого дальнего магнитного порядка, а также ранее неизвестные типы магнитных структур, появляющихся только в правильной кристаллической решетке [1]. Все они представляют собой примеры кооперативных спиновых систем, для которых характерно (в той или иной степени) существование взаимодействия между дискретными магнитными моментами. Многие из новых типов магнетиков характеризуются весьма необычными, часто труднообъяснимыми свойствами, что вызывает к ним особый интерес, как физиков-экспериментаторов, так и теоретиков.
Во-вторых, в настоящее время уже имеется большой ассортимент различных сплавов и соединений, представляющих собой аморфные магнитные системы, которые находят или могут еще найти важные практические применения. Дело в том, что аморфные магнетики относятся к магнитомягким материалам, обладают уникальными свойствами, в известных отношениях превосходящими свойства магнитомягких кристаллических сплавов. Аморфные магнетики отличаются слабой температурной зависимостью электросопротивления, высокой магнитной восприимчивостью, как правило, малой величиной магнитной анизотропии. Их магнитострикция может быть близка к нулю.
Аморфные магнитные материалы и спиновые стекла находят широкое применение в радиоэлектронике. Они используются в устройствах магнитной памяти на цилиндрических доменах с высокой плотностью записи информации. Не исключено их широкое применение в энергетике в ближайшем будущем. Появление нового класса материалов - аморфных магнитных материалов и спиновых стекол фактически открывают новые направления в физике и химии твердого тела, в учении о магнетизме, материаловедении [2].
Одна из самых актуальных тем в магнетизме сегодня - исследование слоистых магнитных наноструктур, что в значительной степени обусловлено их возрастающими приложениями в магнитных датчиках и в средах магнитных накопителей, подобных компьютерным дискам и блокам памяти с произвольным порядком доступа. Энергонезависимая память, основанная на структурах магнитных металлических пленок,

pz J[xcos(Q^ + 4f)ae~ptde . (2.5)

0 "Em

Разложив sin (Q / + ф) и cos (Q t + ф), интегрированием по частям находим, что

XQ ~ X^ ——~ ,

^■377tf|xcosW+j?7F,lsin* ' (2'6)
— X? —rrr XQ .
^ =;2 7^2 ^c°s4f-,i —-ypsmw , (2.7)
X +Q X +£2

cos4»= JcosWae'pVE , (2.8)
sin 4* = JsinW ae ^dz . (2.9)
-£/n
Пусть H « Я. Тогда, учитывая, что ф есть угол между вектором [X и осью OZ, получим
cos гр » —е /ът . (2.10)
Подставляя это соотношение в формулу (2.8), находим среднее значение cos гр в виде:
cosW = cth(pEJ-(PEj-1 . (2.11)
Заметим, что в частном случае при О = 0 из соотношения (2.7) с учетом равенства (2.11) вытекает известная классическая формула Лан-