Спектральные свойства антиферромагнитных кристаллов с различной размерностью структур тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.07 ВАК РФ

г-// М

ОРДЕНА ЛЕНИНА АКАДЕМИЯ НАУК УССР ФИЗИКО-ТЕХНИЧЕСКИЙ ИНСТИТУТ НИЗКИХ ТЕМПЕРАТУР

На правах рукописи

ЯАПИРО Валерий Викторович

УДК 621.375.8 : 338.22

СПЕКТРАЛЬНЫЕ СВОЙСТВА АНТИФЕРРОМАГНЙТНЫХ КРИСТАЛЛОВ С РАЗЛИЧНОЙ РАЗМЕРНОСТЬЮ СТРУКТУР

01.04.07 - физика твердого тела

Автореферат диссертации на соискание ученой степени доктора физико-математических наук

ке,

/У36Рг^/ЛДл^ысо ¡а^ихгГ

Работа выполнена в Физико-техническом институте низких температур АН УССР.

Официальные оппоненты: доктор физико-математических

наук, профессор Фуголь И.Я.;

доктор физико-математических наук, ведущий научный сотрудник Крейнес Н.М.;

доктор физико-математических наук, профессор Петров Э.Г.

Ведущая организация; Донецкий физико-технический институт АН УССР

Защита состоится " " _ 19 г. в

_ часов на заседании Специализированного докторского совета Д 016.27.01 при Физико-техническом институте низких температур АН УССР (310164, Харьков-164, пр. Ленина, 47).

- С диссертацией можно ознакомиться в научной библиотеке ФТШТ АН УССР.

Автореферат разослан " " _19 г.

Ученый секретарь-Специализированного совета Д 016.27.01 кандидат физико-математических наук

Е.Н. Хацько

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА. РАБОТЫ

Актуальность темы. Интерес, который проявляется сегодня к исследованиям физики твердого тела, в значительной степени обусловлен многообещающими достижениями в области квантовой электроники, и в первую очередь - лазерной и вычислительной техники, Миниатюризация элементов вычислительных устройств, увеличение их быстродействия и объема памяти стимулируют поиск новых способов записи информации. При этом непрерывно возрастает потребность в новых объектах с заданными и управляемыми свойствами в качестве элементов памяти. В этом смысле перспективными представляются исследования магнитоупорядоченных диэлектрических кристаллов - важный и успешно развивающийся раздел современной физики твердого тела. Широкие возможности применения магнитных материалов в вычислительной технике, технике дальней космической связи, а также значительный фундаментальный интерес эбуславливают актуальность и необходимость их всестороннего изучения.

Одним из наиболее эффективных методов изучения энергетической структуры магнитоупорядоченных кристаллических веществ является низкотемпературная оптическая, спектроскопия. Спектральные исследования дают наиболее полную информацию об элементарных оптических возбуждениях в магнитоупорядоченных соединениях, з взаимодействии среды с электромагнитным излучением, о процессах, протекающих в кристалле вслед за актом поглощения им энергии электромагнитных волн и т.д.

Среди магнитоупорядоченных кристаллов особое место зани-дают антиферромагнитные (АФМ) диэлектрические соединения ионов юреходных металлов, магнитные и оптические свойства которых обусловлены одними и теми же электронами незаполненной внутрен-гей 3 (Л -оболочки иона металла. Обменное взаимодействие неспа-зенных электронов магнитных ионов, магнитное поле анизотропии и щешнее магнитное поле формируют магнитную структуру АФМ диэлектрических кристаллов. Эта же магнитная структура предопределя->.т и конкретный вид возбужденных состояний антиферромагнетиков. $ основе спинового возбуждения АФМ кристалла лежит изменение фоекции спина магнитного иона без изменения его электронной ;онфигурации,при оптическом же возбуждении с необходимостью метется электронная конфигурация иона, сопровождаясь, как правило,

I

уменьшением величины спина. В кристалле спиновые возбуждения коллективизируются в магнон, а оптические-в экситон. Оба типа возбуждений, а также их комбинации определяют высокочастотные свойства АФМ кристаллов.

Как на магнитные, так и на спектральные свойства АФН соединений существенным образом влияет пространственное распределение обменных взаимодействий в кристалле. Большая часть соединений характеризуется приблизительно одинаковыми энергиями обменных вза имодействий магнитного иона с ближайшими соседями вдоль трех раз личных направлений в пространстве. Такие АФМ кристаллы называют трехмерными (3~с1) , их магнитные свойства в целом хорошо изучены. Достаточно полная, хотя и не исчерпывающая, информация имеется и о взаимодействии АФМ 3~с1 с электромагнитными волнами, в частности, со светом.

В последние годы благодаря прогрессу техники роста кристал лов появилось новое семейство магнитоупорядоченных соединений с сильно выраженной пространственной анизотропией обменных взаимодействий - так называемые двумерные (2-& ) и одномерные

кристаллы. Начавшиеся исследования ММ I-сИ и 2~с1~ обнаружили ряд новых, интересных, необычных для АФМ З-сЬ свойств, что стимулировало их всестороннее изучение. При исследовании АФМ соединений с пониженной размерностью структур главнее внимание уделялось изучению основного состояния и нижайших магнитных возбуждений - спиновых волн. Спектральные же исследования в оптическом диапазоне проводились в самых общих чертах - к настоящему времени в литературе нет никаких данных об особенностях формирования тонкой структуры оптических спектров люминесценции и поглощения света в низкоразмерных АШ кристаллах. В то же время известно, что размерность структур соединений немагнитных ионов и молекул оказывает значительное влияние на особенности экситонного транспорта. В магнитоупорядоченных соединениях, где имеется возможность сравнительно^ просто воздействовать на многие свойства и характеристики этих систем (в том числе и на размерность движения экситонов) наложением магнитных полей, исследования спектральных свойств АФМ кристаллов с различной размерностью магнитных структур представляется перспективной задачей. Именно она и является целью настоящей диссертационной работы, подводящей итог исследованиям, проведенным автором.

Основные положения, выносимые на защиту:

1. Размерность структур АФм.диэлектриков оказывает существенное влияние на формирование оптических спектроЕ поглощения и люминесценции, а также на транспортные свойства магнитных экситонов. Это влияние проявляется в основном через спектральное распределение плотности магнснных состояний, зависящее от пространственной анизотропии обменных взаимодействий.

2. Оптическое возбуждение при определенных условиях индуцирует в АФы кристалле состояние с пространственно неоднородны!.; распределением намагниченности подрешетки (оптическая переориентация спинов ионов). В свою очередь оптическая переориентация порождает особенности в экситонном и окситон-магнонном спектрах поглощения света и люминесценции.

3. Внешнее магнитное поле сказывает существенное влияние на спектральные свойства АФ;й кристаллов, понижая магнитную симметрию и нарушая коллинеарность магнитной структуры АФя диэлектриков, оно, помимо общей перестройки оптических спектров псгло-цения и люминесценции, создает условия для проявления деформирующих свойств магнитных экситонов. Эти свойства в различной :тепени обнаруживаются в оптических спектрах АФи соединений в *ависимости от размерности их магнитных структур.

4. Тонкая структура оптических спектров поглощения корре-шрует с параметрами порядка АФМ систем. 3 значительной мере :вязь с параметрами порядка прослеживается и в спектрах собст-юнной люминесценции свободных экситонов. Собственное свечение .втолокализованных экситонов в большей степени отражает явления ''Лижнего магнитного порядка, в первую очередь это относится к ;йзкоразмерным магнитным структурам, иримесная люминесценция ;рактически не чувствительна к явлениям дальнего магнитного по-едка.

Научная и практическая значимость работы. Данная диссер-ационная работа имеет характер фундаментального исследования; е основное научное значение - расширение представлений о спек-ральных свойствах магнитных экситонов, свойствах, которые мо-ут в той или иной степени обнаруживаться в магнитоупорядочен-ых соединениях в зависимости от размерности их структур. Неко-орые положения данной диссертационной работы заложили фунда-знт для формулировки основных принципов формирования оптиче-тх спектров люминесценции и поглощения света АШ диэлектрика-л (прежде всего, это относится к результатам, приведенным в

главе I). По мнению автора, теория магнитных экситонов, изложенная в нескольких монографиях десятилетней давности, нуждается в модернизации - с учетом полученных за истекшее время опытных данных необходимо расширить, а порой и пересмотреть некоторые положения и представления. Экспериментальные результаты, изложенные в данной работе, касающиеся спектральных свойств низкоразмерных магнитоупорядоченных структур, а также эффекта оптической переориентации спинов ионов АФМ кристаллов, связанные с ними новые идеи и представления должны быть учтены в современной теории магнитных экситонов.

Подчеркивая приоритет фундаментальной направленности данной диссертационной работы, было бы неверным обойти вниманием ее прикладные аспекты. Низкотемпературная оптическая спектроскопия АЫ кристаллов дает информацию не только об элементарных оптических возбуждениях в веществе, о взаимодействии среды с электромагнитным излучением; с ее помощью можно изучать и основное состояние магнитоупорядоченной системы, спектр спиновых волн и т.д. В какой-то мере материал, изложенный в Приложении к данной диссертационной работе, демонстрирует небольшую часть тех широких возможностей, которыми обладает оптическая спектроскопия магнетиков в изучении многих микро- и макроскопических характеристик магнитоупорядоченных соединений. В свою очередь информация об этих характеристиках является необходимой основой для технического применения АФМ кристаллических соединений.

Объем и структура работы. Диссертация состоит из Введения четырех глав, Заключения, Приложения в двух главах и Литературы Общий объем диссертации - 347 страниц, из которых 61 страницу составляют рисунки и таблицы, 35 - Приложение, 28 - список используемой литературы, насчитывающий 264 наименования. Количество рисунков - 89, таблиц - 3.

Структура построения диссертации продиктована в основном желанием изложить материал в последовательной форме, способству ющей его наилучшему восприятию. В первой главе рассмотрены общие закономерности формирования оптических спектров поглощения, основное внимание сконцентрировано на спектральных свойствах АЗ диэлектриков с высокой размерностью структур. Во второй главе анализируются особенности формирования тонкой структуры спектрс поглощения света АФМ кристаллами с пониженной размерностью магнитных структур. Третья глава посвящена рассмотрению вопроса о 4

роли размерности структуры в формировании спектров люминесценции кШ диэлектриков. Наконец, четвертая глава посвящена анализу явлений, связанных с оптической переориентацией спинов ионов в ШЛ кристаллах с различной размерностью структур. В конце каждой главы даются краткие выводы, а в Заключении подведены общие итоги всей диссертационной работы.

Апробация работы. Результаты работы докладывались на Всесоюзных конференциях по физике магнитных явлений (Донецк, 1977, 1985; Калинин, 1968), 18 и 20 Всесоюзных съездах по спектроскопии (Горький,1977; Киев, 1988) и 22 и 24 Всесоюзных совета—'--^ по физике низких температур (Кишинев,1982; Тбилиси,198о), В Всесоюзном Феофиловском симпозиуме по спектроскопии кристаллов, активированных ионами редкоземельных и переходных металлов (Свердловск, 1985), всесоюзном совещании "Экситоны в полупроводниках-88" (Вильнюс, 1988), Международных конференциях по магнетизму и магнитным материалам (Киото, Япония, 1982; Париж, Франция, 1988).

Публикации. Основные результаты работы опубликованы в 19 статьях. Общее число опубликованных автором работ по темедиссертации составляет 32 наименования.

СОДЕРЖАНИЕ ДИССЕРТАЦИИ

Во Введении обоснована актуальность темы диссертации,отражена ее цель и новизна, кратко сформулированы основные результаты диссертационной работы.

В первой главе диссертации рассмотрены общие закономерности формирования тонкой структуры спектров поглощения и магнитного дихроизма в АФМ диэлектрических кристаллах с высокой размерностью структур.

§ I главы посвящен изложению основных принципов расчета спектров ионов переходных металлов в кристаллическом поле лиган-дов. Рассмотрены схемы расчета в рамках приближений "слабого" и "сильного" полей.

В § 2 рассматриваются оптические возбуждения в кристаллических магнитоупорядоченных средах. Если коллективный характер спиновых возбуждений в магнитных диэлектриках известен давно и исследован множеством независимых методов, то экситонная природа оптических возбуждений в кШ кристаллах долгое время оставалась юд сомнением. Необходимость привлечения экситонннх представле-тй в антиферромагнетиках стала очевидна лишь после накопления

Ь

большого экспериментального материала и появления ряда фундаментальных теоретических работ. Одним из немногочисленных доказательств коллективной природы оптических возбуждений в AM соединениях группы железа является прямое наблюдение магнитного давыдовского расщепления (ьЩР). В немагнитных кристаллических соединениях давыдовское расщепление представляет очень важный аргумент в пользу коллективного характера оптических возбуждений в том или ином классе веществ. Суть этого явления в том,что в сложных кристаллах, элементарная ячейка которых содержит (Г одинаковых трансляционно неэквивалентных молекул или ионов^про-исходит расщепление на С? экситонных зон с энергиями ,

где индекс экситонной зоны р* принимает значения I, 2, 3 ..б.

В отличие от немагнитных кристаллов, где давыдовское расщепление может быть или не быть в зависимости от сложности элементарной ячейки кристалла, в АФМ кристаллах, элементарные ячейки которых содержат по меньшей мере два магнитных иона с противоположно направленными спинами, оно непременно должно наблюдаться. Важным для установления условий наблюдения ВДР в АФМ кристаллах является тот факт, что в этих соединениях резонансное взаимодействие между трансляционно неэквивалентными ионами, имеющее в изучаемом классе веществ обменное происхождение, запрещено по спину из-за антипараллельности моментов противоположных подрешеток. ЗДР может появиться только при нарушении коллинеарности магнитной структуры АФМ диэлектрика во внешнем магнитном поле, понижающем в общем случае симметрию кристалла.

Для экспериментального наблюдения ВДР исследовался двух-подрешеточный АФЫ кристалл HSMnf^ ( Ту = 82,6 К), обладающий кубической структурой перовскитного типа. Основное магнитное состояние этого кШ диэлектрика хорошо изучено при любых ориен-тациях и напряженностях внешнего поля Я . В оптическом спектре поглощения НёМп F^ был выбран переход 4Дд^ (*S)~~AEf,4AifCG), наименее подверженный влиянию фононов. На рис. I а-в представлены зависимости частот компонент экситонной линии ^ =2Ы44 см~^ от напряженности магнитного поля при различных его ориентациях относительно кристаллографических осей. При Я II fni] в слабых полях появляется практически симметричное дублетное расщепление, достигающее при Н=НС = 0,3 Тл максимальной величины 3 см-"'", которое сохраняется вплоть до Н = 30 Тл, сопровождаясь при этом дополнительным дублетным расщеплением каждой из . 6

компонент. Графический анализ обнаруживает степенную зависимость величины этого дополнительного расщепления -где ^показатель степени П. весьма близок к двум. При Н II [НО] начальное дублетное расщепление в интервале 0 * 0,3 Тл отсутствует, наблюдается лишь квадратичное расщепление со смещением центра тяжести. Наконец, при

Н П[001] , так же, как и при Н II [ш] , имеется участок дублетного расщепления в интервале 0 * 0,3 Тл; характерный сдвиг наблюдаемого дублета в сильном магнитном поле

Э.с-1

Зис. I. И&Нп Г, . Расщепление экситонной линии

перехода во внешнем,магнитном поде.Т=20.4 К, 9 каШ- а) ВД . б) НИ [Ш] , в) НИ [001/. В средней колонке_показаны ориентации вектора антиферромагнетизма I в плоскостях, перпендикулярных направлениям внешнего поля. В правой колонке приведены микрофотограммы участка спектра поглощения света при различных ориентация* магнитного поля и одинаковой напряженности, равной 20 Тл. «,

позволяет предположит^ по аналогии с предыдущими случаями),что при такой геометрии'опыта длинноволновые компоненты дополнительного расщепления светом не возбуждаются. Ьто последнее предположение найдет свое подтверждение при расчете интенсивностей компонент расщепления ыагннтодапольной эксктоеной ление l)e .

Расщепление экситонной линии ^е в слабых магнитных полях 04 0,3 Тл носит внутриионный характер. Оно развивается в том интервале полей, в котором происходит переориентация вектора антиферромагнетизма t . В магнитном поле Н=НС , где вектор t ориентируется перпендикулярно направлению поля, величина втого бетевского расщепления достигает максимального значения. Дополнительное же квадратичное расщепление связывается с резонансным (давыдовским), оно обусловлено созданием в сильном магнитном поле существенно неколлинеарной магнитной структуры, при которой снимается спиновый запрет на резонансную передачу энергии оптического возбуждения между магнитными ионами из противоположных гюдрешеток.

Зависимость величины ЗДР от угла между камагничекностями подрешеток можно получить, если записать энергию резонансного межподрешеточного взаимодействия с помощью эквивалентных векторных операторов рождения и уничтожения оптического возбуждения:

n-m

Здесь П и Ш - узлы кристаллической решетки, индексы А =1, 2 нумеруют магнитные подрешетки. Переходя от системы координат X, ^ , 2. > связанной с кристаллографическими осями, к собственной системе ^ , ^ , с осью f*. вдоль равновесного направления спина в подрешетке оС , имеем

=i <=i , л

( icosd^ izotdj. sinBA

ftfÄ= i 0 (2)

■¿■¿¿П&А -jrStnBj: cosB^j ,

индексы t я К пронумерованы следующим образом:

х {Ы), у и* г), г и =з) д. 9,-9г.

Тогда & <У - (3)

причем л /

( со$гв -¿¿пгв $1п2 9

(4)

г' СО5г0 ¿¿л 20

г\£Сп2в -5ШгВ гсо£2в

Интеркомбинационным оптическим переходам (лЗ = 1,дМ5=1) соответствует слагаемое с&^&.тг. в (3), при этом матричный элемент ~ ( - эффективное поле об-

менного взаимодействия, равное для 89 Тл) опреде-

ляет зависимость величины ЩР от напряженности магнитного поля, достаточно хорошо совпадающую с экспериментальной (рис. I).

Для окончательной уверенности в резонансной природе расщепления экситонной линии )}е в сильных магнитных полях проводился расчет интенсивностей компонент расщепления, детали которого излагаются в § 3 главы. в

При вычислении вероятности перехода между основным А^ ( и возбужденным 4£а состояниями необходимо учесть в еыс-

4 Г

ших порядках теории возмущения поправки и -состояния к основному 63 - состоянию. Перемешивание этих состояний осуществляется благодаря спин-орбитальному взаимодействию, связывающему

е3 и - состояния, и кристаллическому полю лигандов,связывающему идентичные представления различных термов, в частности, Поправки - состояния к основному

6£ - состоянию зависят от ориентации спинов подрешеток относительно кристаллографических осей, что и определяет поляризационные свойства изучаемых компонент расщепления^ В таблице I указаны ориентации вектора антиферромагнетизма £ , а также приведены результаты расчета интенсивностей компонент в зависимости от ориентации магнитной составлявшей света .

В табл. 1^^-^/ЕГ&)[ЕСР)-ВС0)] , -Ре-

лятивистская константа тонкой структуры, - параметр кристаллического поля .лигандов, к^Цт.^ , угол I определяв ^направление вектора в плоскости, перпендикулярной полю Н (рис. I). Высокая симметрия Я£/Чп/*з приводит к тому, что при наложении магнитного поля вдоль одной из осей кристалла имеется несколько эквивалентных в энергетическом отношении нап-

9

Таблица I

НН^в СИ

[ш] [112] , [121] , [2П]

[по] ГШ], ри]

[см] [по], [по]

равлений вектора £ . Это обстоятельство учтено при вычислении интенсивностей компонент расщепления - в полученных формулах проведено усреднение по всем энергетически эквивалентным ориентациямдректора ^ . В выражениях для интенсивностей поглощения Зр ' нижний индекс У идентифицирует зону ьЩР, а верхний - компоненту внутриионного расщепления, развивающегося в интервале полей 0+0,3 Тл. В случае Н II [ПО] внутриионное расщепление отсутствует (в полном соответствии с расчетом), поэтому в таблице^ I приведена суммарная интенсивность бетевских компонент .В приведенных формулах для вез-

де положено , поскольку попытка обнару-

жить изменение интенсивностей компонент, связанное с уменьшением 6 в магнитном поле, не проводилась. В полях до 30 Тл соответствующие эффекты слишком малы для использования их в качестве серьезной аргументации.

Сравнение микрофотограмм на рис. I с соответствующими формулами, приведенными в табл. I, свидетельствует о полном согласии расчета и эксперимента, что является убедительным доказательством резонансной природы нелинейного расщепления экси-тонной линии \)е в сильных магнитных полях.

В § 4 главы I проводится анализ оптических переходов с участием спиновых волн (экситон-магнонных переходов). Электрический дипольный момент экситон-магнонных переходов индуциру-10

ется световой волной за счет обменного взаимодействия между магнитными ионами из противоположных подрешеток с антипараллельными спинами, причем один из этих ионов находится в нечетном виртуальном состоянии. Это - основной механизм одновременного снятия запретов по четности и проекции спина для экситин-магнонного поглощения света в АФМ кристаллах с интеркомбинационным характером внутриионных оптических переходов - оптическое возбуждение происходит в ионе из одной подрешетки (А М^ =+1), а спиновое - в ионе из противоположной (ДМ^=-1), так что суммарное изменение проекции спина во взаимодейств! юцей паре магнитных ионов равно нулю. Именно по этой причине А<Ы упорядочение спинов наиболее благоприятно для индуцирования экситон-магнонных переходов, их вероятность должна быть максимальна в АФМ фазе, уменьшаться в магнитном поле, нарушающем коллинеарность моментов подрешеток, и исчезать по мере перехода кристалла в насыщенное парамагнитное состояние. Расчет показывает, что в рамках описываемого механизма интегральный коэффициент экситон-магнонного поглощения уменьшается в магнитном поле по закону £¿/1*0 , где <20 - угол между векторами намагничен-ностей подрешеток кШ кристалла. Результаты измерения интегрального коэффициента в карбонате кобальта, обладающем сравнительно низким значением поля перехода в насыщенное парамагнитное состояние, при варьировании внешних магнитных полей в широких пределах находятся в хорошем согласии с расчетной зависимостью.

Помимо ослабления в поле интенсивности "холодной" экси-тон-магнонной полосы - основного магнонного спутника

экситонной линии - в непосредственной окрестности частоты обнаружен ряд существенных изменений в спектральном распределении коэффициента электрически дипольного поглощения. Установлено, что степень неколлинеарности магнитной структуры АЗУ диэлектрика является не единственным фактором, определяющим характер этих изменений, - существенную роль играют также температура, размерность и симметрия кристалла, энергетическая структура его нижайших магнитных возбуждений. Интерпретация полученных результатов потребовала модернизации и обобщения не только метода описания экситон-магнонных процессов, но и самого понятия - "экситон-магнонное поглощение". С этим понятием в дальнейшем связывается совокупность процессов, при которых оптические переходы в отдельных ионах индуцируются благодаря

II

обменному взаимодействию этих ионов с магнитными соседями.

Для математического описания вероятностей различных типов экситон-магнонных переходов в неколлинеарных магнитных структурах предложен метод, основанный на использовании введенных в (I) эквивалентных векторных операторов узельных электронных возбуждений. Эффективный оператор электрического дипольного момента экситон-магнонного перехода можно представить в форме:

где Л- - дипольный момент перехода в паре обменно связан-

ных магнитных ионов из противоположных подрешеток.

Переходя, как и в случае С2), к собственной системе координат, имеем

( блг)= ^Л ^чт , 1 ы

где (-ш-т со^в зше \

-$1пге всме I м -б1пгв гсовгв/

Несколько типов экситон-магнонных переходов, описываемых различными элементами матрицы (V), обнаружены экспериментально при исследовании тонкой структуры спектра поглощения света карбоната кобальта

СоСО3

- двухподрешеточного слабоферромагнитного кристалла =18,1 К), обладающего магнитной анизотропией типа "легкая плоскость". В магнитном поле, ориентированном перпендикулярно кристаллографической оси высокого порядка С3 > магнитная структура С0СО3 претерпевает плавную перестройку практически от АФл] до насыщенной парамагнитной. Эффективное поле обменного взаимодействия в СоС0$ сравнительно невелико ( 18 Тл), что позволяет варьировать степень неколлинеарности его магнитной структуры в достаточно широких пределах. Рис. 2 иллюстрирует спектральное распределение коэффициента поглощения света в

СоСОэ

вблизи частоты \)р = 22860 см-''" чисто экситонной линии в магнитных полях при двух различных температурах. Как уже отмечалось, с ростом напряженности магнитного поля интенсивность "холодного" магнонного спутника ))е+т = = 22893,5 см-1 уменьшается, ослабление интенсивности описывается квадратом элемента матрицы (7).

Экситон-магнонное поглощение не исчерпывается "холодным" гнонным спутником (частота максимума + , 1)т -гра-

чная частота спиновой волны) и двумя "горячими" ( и

)е ~3 ])т ) • 3 неколлинеарных АШ структурах при определенных ловиях в спектре поглощения света появляются экситон-магнон-е полосы с частотами максимумов \)е +/2 ( Г1 =0,+ 1,+ 2..). гловая" зависимость интегрального коэффициента поглощения со-ветствующей полосы определяется квадратом одного из елемен-в матрицы (V), Так, например, электрически дипольное поглоще-;е с частотой максимума \)е , индуцируемое внешним магнитным лем при существенно ненулевой температуре (рис. 26), отражает юцесс, при котором на одной подрешетке в результате оптическо-перехода с термически заселенного нижайшего возбужденного стояния рождается экситон, а на противоположной - спиновое 'збуждение.

700

Ъсм-'

лс. 2. СоЩ. Микрофотограммы участка спектра поглощения в окрестности экситонной линии =2286СГ~см-^ в магнитном поле Н1СЛ .а) Т=4,2 К; Н=0 (1),И=13 Тл (2), Н=19 Тл (3), Н=2Ь Тл (4), б) Т=14 К; Н=0 (I), Н=13 Тл (2), Н=2В Тл (3).

Ьтсму процессу отвечает в (о) слагаемое • Соот-

ветственно, "угловая" зависимость интегрального коэффициента поглощения имеет вид: К~ЗШгвСО£ д ; поглощение эффективно лишь б неколлинеарной структуре и исчезает как в АФ1Л, так и в насыщенной парамагнитной фазах.

Аналогичной "угловой" зависимостью описывается и другой процесс (матричный элемент ), приводящий к экситон-магнон-ному поглощению также на частоте чисто экситонной линии, - на одном из ионов происходит оптическое возбуждение, при этом электрический дипольный момент перехода индуцируется светом в паре магнитных ионов благодаря обменному взаимодействию иона с соседом из противоположной подрешетки. Существенно, что последний, участвуя в акте взаимодействия, не изменяет своего состояния, данный процесс может протекать и при нулевых температурах, однако он характерен лишь для структур, в которых имеются магнитные ионы, не расположенные в центрах инверсии (экспериментальное наблюдение осуществлялось в АФМ кристаллах и Я^МпС^),

В заключительной части параграфа анализируются обнаруженные экспериментально экситон-магнонные переходы, приводящие к поглощению света на частотах, соответствующих рождению или уничтожению нескольких магнонов. Рассмотрен также вопрос о поглощении света кластером, содержащим более двух магнитных ионов.

В § 5 главы проанализированы результаты экспериментальных исследований спектров магнитного кругового и магнитного линейного дихроизмов (ШД и ЩЦ) в окрестности экситон-магнонных полос поглощения Акристаллов со структурой рутила (фториды), показано, что отношение амплитуд ЖД и МИД существенно зависит от характера орбитального движения в фотовозбужденном состоянии. Для состояний с незамороженным орбитальным моментом это отношение - порядка единицы, поскольку вклад в ШД вносит в этом случае электрический дипольный механизм. Ьапротив, для оптических переходов в состояния с замороженным орбитальным движением амплитуда «!КД определяется лишь вкладом магнитодипольного механизма экситон-магнонного возбуждения, значительно уступающего по величине электродипольному. Подробно проанализирован магни-тодипольный механизм для парного перехода; показано, что исследования спектров ЖД экситон-магнонных полос позволяют выделить слабый вклад магнитодипольного механизма в экситон-магнонное поглощение на фоне мощного электродипольного. Дано количествен-14

ное объяснение отличию относительных амплитуд ЛВД и ШЩ для двух экситон-магнонных полос в спектре кШ фторида кобальта,соответствующих различным возбуждениям, а также смещению максимумов кривых этих дихроизмов относительно друг друга.

Во второй главе на примере квазиодномерного кШ соединения дигидрата цезиево-марганцевого хлорида CshnC^3'ZH20 (СйС) анализируются особенности формирования тонкой структуры спектров поглощения света кристаллами с пониженной размерностью магнитных структур. В § I главы приводятся литературные данные о кристаллической и магнитной cTpyKTjpax CMC, анализируются спектральные свойства в радиочастотном диапазоне длин волн, связанные с низкой размерностью магнитной структуры CMC. В АФМ дисперсия спиновых волн облагает сильной анизотропией: при ориентации волнового вектора К вдоль направления сильного обменного взаимодействия энергия магнона меняется от £0 (щель в спектре, т.е. энергия спиновой волны в центре зоны Бриллюэна ) до Етй.% ( максимальное значение энергии на границе зоны); для поперечных направлений дисперсия энергии очень мала. Это приводит к дополнительным особенностям в спектральном распределении плотности состояний Р(Е) магнонов: помимо пика вблизи потолка магнонной зоны - Р(£тох) ~ возникает пик вблизи ее дна -

Д£>) •

Высокая плотность магнонных состояний вблизи дна спин-волновой зоны проявляется в АФМ в контуре экситон-магнонных полос поглощения. Анализу формы экситон-магнонной полосы поглощения в квазиодномерном кФЛ кристалле CMC посвящен § 2 главы 2. В отличие от АФМ 3~сС в СеПп а3-гнго экситон-магнонные полосы имеют структуру, отражающую возбуждение магнонов в пределах всей спин-волновой зоны с явно выраженным пиком не только вблизи частоты, соответствующей потолку магнонной зоны ( В max & 25 см-'''), но и частоты, соответствующей ее дну {¿0 # 2 см-^).

В третьем параграфе главы приводятся результаты исследований ширины экситонной полосы поглощения света в CMC и показано, что особенности ее поведения вблизи ориентационного фазового перехода, индуцированного внешним магнитным полем (спин-флоп переход, Нс = 1,8 Тл при T=I,9b К), обусловлены рассеянием экситонов на спиновых волнах. При этом определяющую роль также играет высокая плотность состояний магнонов вблизи дна спин-волновой зоны в кШ d-d . Для сравнительного анализа

lb

приводятся результаты аналогичных исследований ширины экситон-ной полосы в кШ 3-d MnF¿ в окрестности спин-флоп перехода ( Нс* 9,5 Тл при Т=14 К).

Обычно для изучения механизмов уширения полос поглощения света экспериментально исследуется температурная зависимость их полуширин. Однако при такой постановке эксперимента трудно разделить вклады в ширину полосы, обусловленные взаимодействием экситонов с магнонами и их взаимодействием с акустическими фоно-нами. В данной работе температура фиксировалась по возможности низкой, чтобы ослабить влияние фононов на ширину полосы, а число термически возбужденных магнонов варьировалось уменьшением щелк_в спин-волновом спектре с помощью внешнего магнитного поля Н , ориентированного вдоль легких, осей спонтанного намагничивания подрешеток АФМ кристаллов. Кроме того, такой способ активации спиновых волн по сравнению с оОычным нагревом обладает более высокой селективностью возбуждения магнонов - в основном термоактивируются спиновые волны вблизи дна магнонной зоны, где в большей степени проявляются индивидуальные черты АШ кристаллов, связанные с размерностью их магнитных структур.

Исследовались: в кристалле CsMnC6¿'&H&0 - экситонная полоса _nja - перехода при температуре 1,96 К

в поле Hilo ; в кристалле - экситонная полоса

''ЪдС'Р) - перехода при Т= 14 К в поле ННСь . На рис. 3 представлены зависимости полуширин полос CMC ( О ) и MfíF¿ ( ® ) от напряженности магнитного поля. В случае MnF¿ полуширина экситонной полосы увеличивается в поле Н é Не при( лизительно на 10 % по сравнению с исходным значением; в CMC полоса уширяется вблизи поля Не примерно в 3,5 раза.

Форма экситонной полосы поглощения света описывалась с помощью одночастичной запаздывающей функции Грина при учете эк-ситон-магнонного взаимодействия. Полученные в результате вычислений оценки отражают существенное влияние размерности магнитной структуры на эффект уширения экситонной полосы в легкоос-ном АФМ диэлектрике в окрестности критического поля Не спин-флоп перехода. Так, в случае АФМ l~dL изменение полуширины^ полосы описывается степенной функцией -^""(^"¿г) . РАЯ кШ

расходимость вблизи поля Нс слабее - o~-in(l~^•

В АФМ 3~d величина tí), имеет в окрестности Нс конечный предел. Для сравнения расчета с результатами эксперимента на 16

Si/Sí,

3,0

2,0

0,2 0,4 0,6 0,8 1,0 И/Н0

Рис. 3. Зависимость относительного уширения экситонных полос в CsMriC£3 -ZHt0(O) и MnF¿(0) от напряженности магнитного поля. Hilé при Т=1,9б К для CsnnCe3-EH¿0 и ffi/C»

при Т=14 К для MnF¿ . Сплошные кривые - расчет:

а) для АФМ 4-<ь ;

б) для АФМ г-d .

рис. 3 приведены две кривые, соответствующие теоретическим зависимостям: а)

б) <fH~ -£п U'lfJ . Экспериментальные точки О относящиеся к CMC, сосредоточены между этими кривыми, в большей мере все же отвечая зависимости а), соответствующей АФМ .

Несмотря на то, что элементарная ячейка CMC содержит в магнитоупорядоченном состоянии 8 формульных единиц, до настоящего времени отсутствовали доказательства неадекватности обычной двухпсд-решеточной модели, в которой каждая из подрешеток ассоциируется с равновесным направлением ее намагниченности. § 4 посвящен анализу магнитной структуры £Нг0 в сильных магнитных полях, индуцирующих значи-

тельную неколлинеарность спинов подрешеток. В этом параграфе приведены результаты экспериментальных исследований многокомпонентного расщепления в поле экситонной линии =26735,7 см~^ в спектре поглощения дигидрата цезиево-марганцевого хлорида. Величина расщепления имеет немонотонную зависимость от напряженности поля, а число компонент расщепления зависит от ориентации магнитного поля относительно кристаллографических осей. Интерпретация экспериментальных результатов, основанная на симмет-рийном анализе кристаллической структуры СЖЗ, позволяет сделать вывод о том, что в этом АФМ диэлектрике в сильных полях, сравнимых с полем обменного взаимодействия, индуцируется мно-гоподрешеточная крестообразная магнитная структура. Эффект от-

ражает наличие в CMC скрытой местной симметрии,

проявляющейся 17

1.0

в форме взаимодействия Дзялошинского-Мория.

В главе 3 диссертации рассматриваются закономерности формирования тонкой структуры спектров люминесценции АФМ соединений иона Мп /"обладающих различной размерностью структур.Отмечается, что собственное свечение свободных экситонов - явление довольно редкое, присущее незначительному числу А<М кристаллов с высокой размерностью структур. С понижением размерности вероятность обнаружения собственной экситонной люминесценции резко уменьшается введу ограничения степени свободы перемещения эк-ситона в кристалле. Линии собственного свечения свободных экситонов на два и более порядков уступают по интенсивно.стям полосам примесной люминесценции, смещенным относительно экситонных линий в длинноволновую область спектра. За примесное свечение ответственны находящиеся в окрестностях примесей замещения ионы

Мпг* , энергия фотовозбужденного состояния которых из-за деформации кристаллического поля лигандов ниже энергии дна экситонной зоны. Такие ионы являются для экситонов ловушками, переизлучающими часть их энергии в более длинноволновой области спектра.

В § I главы рассмотрен вопрос о формировании экситон-маг-нонного спектра люминесценции АФу! кристалла. С длинноволновой стороны от линии собственного свечения свободных экситонов имеется более мощная электрически дипольная полоса с

частотой максимума ))е~ > являющаяся магнонным спутником экситонной линии. Форма полосы магнонного спутника в значительной мере определяется особенностями спектрального распределения плотности магнонных состояний, т.е., как и в спектрах поглощения, зависит от размерности структуры АМ кристалла. В то же время механизмы формирования экситон-магнонных полос в спектрах люминесценции и поглощения света имеют несколько существенных отличий. Экситон-магнонная люминесценция порождается оптическим переходом, который осуществляется в паре обменно связанных магнитных ионов, причем в одном ионе аннигилирует электронное возбуждение, во втором же происходит спиновое возбуждение. Снятие спинового запрета в этом случае осуществляется при индуцировании электрического дипольного момента перехода в паре ионов из одной подре-шетки. Из этого, в частности, следует, что в магнитном поле,нарушающем антипараллельность моментов подрешеток, экситон-магнон-ное свечение должно усиливаться - помимо внутриподрешеточного вклада, постоянного во всем интервале полей, свой вклад в люми-1В

несценцию будут вносить обменно взаимодействующие пары ионов из противоположных подрешеток. Эксперимент действительно обнаруживает усиление экситон-магнонной люминесценции в магнитных полях -в высокосимметричных высокоразмерных АФМ диэлектриках интенсивность экситон-магннной полосы свечения возрастает пропорционально квадрату намагниченности кристаллов, а в низкосимметричных низкоразмерных - более сложным образом. Приведенный в работе расчет "угловых" зависимостей интенсивности экситон-магнонной люминесценции хорошо описывает результаты экспериментальных наблюдений .

В § 2 рассматривается вопрос о характере миграции оптического возбуждения в А5М диэлектрике, анализируются возможные причины автолокализации экситонов. Сопоставление данных измерений различных спектральных характеристик широкого класса АФЛ соединений иона Мп позволяет сделать вывод о том, что определяющую роль в автолокализации магнитных экситонов играет экси-тон-фононное взаимодействие. Благодаря этому взаимодействию в окрестности возбуждения происходит деформация кристаллической структуры А<Ш диэлектрика, понижающая энергию электронного возбуждения и затрудняющая миграцию экситона по кристаллу.

В § 3 приводятся результаты исследования локальной деформации кристаллической структуры двух АФМ соединений иона Мп*~ СэЛ/яС^з и (Л//^)^ (СН^^ МпССц - при автолокализации оптического возбуждения. Сравнительный анализ спектров люминесценции и ее возбуждения позволил в рамках теории кристаллического поля идентифицировать характер деформации.

В § 4 рассмотрено влияние магнитного упорядочения на подвижность экситонов в АФМ кристаллах. Наличие спиновой подсистемы приводит к тому, что помимо фононного механизма вклад в рассеяние экситонов могут вносить и магнитные механизмы. Кроме того, требование сохранения проекции спина при переходе оптического возбуждения с одного узла решетки на другой может понизить размерность движения экситонов, что, в свою очередь, облегчает их автолокализацию. Во внешнем магнитном поле, трансформирующем магнитную структуру кристалла от АФМ к насыщенной парамагнитной, снимается спиновый запрет на межподрешеточную передачу оптического возбуждения. Для некоторых типов АФМ структур (например, слоистые кристаллы с ферромагнитным упорядочением спинов внутри слоя) такое снятие спинового запрета равносильно

19

повышению размерности движения магнитного экситона и уменьшению вероятности его автолокализации. В параграфе обсуждаются вопросы, связанные с делокализацией в магнитном поле оптического возбуждения в слоистом АШ А/а. . Она проявляется в ос-

лаблении собственной люминесценции за счет переноса делокализо-ванными экситонами части световой энергии в ловушки.

Глава 4 посвящена проблеме оптической переориентации спинов 3d -ионов в АФМ кристаллах. Для описания основного состояния и нижайших магнитных возбуждений ыагнитоупорядоченной системы используется метод эффективного спинового гамильтониана.Истинный гамильтониан со всевозможными взаимодействиями внутри электронной системы, между электронной и ядерной подсистемами, с внешними полями заменяется эффективным гамильтонианом .содержащим только спиновые переменные и описывающим магнитные состояния в пределах основного мультиплета иона (или одного из неприводимых представлений этого мультиплета). Разумеется, все собственные состояния оператора СИ0 характеризуются единой осью квантования магнитного момента, что отражается в виде постоянства параметров, стоящих при спиновых переменных.

При оптическом возбуждении магнитного иона в АФМ кристалле изменяется, как правило, симметрия его волновой функции, а вместе с ней и связь между орбитальной и спиновой подсистемами. Особенно отчетливо это проявляется в соединениях, содержащих магнитные ионы с замороженным орбитальным движением в основном состоя-

м 6 А

нии, например, r/n , основное состояние которого - -

является чисто спиновым. Релятивистские поправки первого порядка теории возмущения содержат состояния со спином S , в ко-

торых орбитальное движение не заморожено. Именно эти поправки определяют в соединениях иона Мп связь между поляризацией спиновой системы и кристаллографическими осями. Ввиду малости отношения энергии спин-орбитального взаимодействия, перемешивающего мультиплета с различными значениями спинов, к энергетическому интервалу между этими мультиплетами, малы и релятивистские поправки возбужденных состояний к основному, а,следовательно, сферическая симметрия основного состояния иона Мл ухудшается незначительно даже в низкосимметричных соединениях. В результате параметры эффективного спинового гамильтониана СИ0 иона Мп* » ответственные за магнитную анизотропию, гораздо меньше по величине, чем параметры обменного взаимодействия. 20

Оптические возбуждения, при которых наряду с изменением проекции спина меняется также величина спина и орбитальное зостояние магнитных ионов, уже выходят за рамки спектра спинового гамильтониана 2И0 • Тем не менее для описания спектральных свойств фотовозбужденных ионов можно ввести эффективный ?амильтониан иона в оптически возбужденном состоянии, вы-

раженный через те же переменные - операторы спина. Параметры, стоящие при одинаковых спиновых переменных в гамильтонианах ¿Я0 1 СН^ , могут отличаться друг от друга, и не только по величию, но и по знаку. Дело в том, что в фотовозбужденном состоя-ши со значительным орбитальным движением параметры гамильтони-1на , описывающие магнитную анизотропию, становятся го-

>аздо более чувствительными к симметрии кристаллического поля, [ем в гамильтониане , относящемся к основному состоянию -

I низкосимметричных соединениях эти параметры гамильтониана

могут быть достаточно велики. Наконец, при оптическом ¡озбуждении в состояние с незамороженным орбитальным движени-м нарушается сферическая симметрия волновой функции кона, а месте с тем и интеграл перекрывания ее с волновыми функциями оседних магнитных ионов, т.е. изменяется параметр обменного заимодействия.

Поскольку вся информация об орбитальном состоянии иона сдержится в параметрах его спин-гамильтониана, эти параметры огут принимать другие значения, как только изменится характер рбитального движения, т.е. при переходе иона в • фотовозб^жден-ое состояние. Естественно ожидать, что ось квантования спина она в фотовозбужденном состоянии может не совпадать с равновесии направлением намагниченности соответствующей подрешет-и об именно в тех случаях, когда параметры спин-гамильтони-нов и У-/0 , стоящие при одинаковых спиновых переменных, ильно отличаются друг от друга. Для одноосных двухподрешетсч-ах АШ кристаллов с магнитной анизотропией типа "легкая ось" го условие может оказаться недостаточным: если в возбуждении состоянии магнитного иона тип анизотропии сохраняется, то тан этого иона также ориентируется вдоль легкой оси кристал-1 даже при значительном отличии соответствующих параметров шильтонианов ЭУу и 3-10 . Только при нарушении внешними воз-зйствиями одноосности или при трансформации магнитной конфи-,рации АФМ кристалла (например, с помощью внешнего магнитного

21

поля) различия в параметрах гамильтонианов 2Н/ и Ла приводят к оптической переориентации спинов магнитных ионов.

В § 2 главы 4 приводятся результаты экспериментального и теоретического исследования оптической переориентации спинов ионов Мп в двухподрешеточном легкоосном АШ фториде марганца в окрестности критического поля _НС~ 9,5 Тл сшн-флоп перехода. Вектор антиферромагнетизма С в поле Нс изменяет свою ориентацию от направления в II С^ , которое он занимал в АФМ фазе, к £ 1 С^.

В оптическом спектре поглощения МпР^ исследовалось поведение в магнитном поле двух чисто экситонных линий: У* = = 3193В см-1 (переход 'Д^ (6Я) - "Т^ СР)) и ^ - 18418,2 см"1 (переход Внешнее магнитное поле ориентирова-

лось вдоль кристаллографической оси С\ или отклонялось от этс го направления на небольшие углы. В докритической области магнитных полей ( Н*Не) наблюдается дублетное линейное симметричное расщепление линий ^ и V«!. (на рис. 4 показано расщепление одной из них - ), связанное со снятием подрешеточногс вырождения для энергии ионов со спинами, ориентированными вдол1 и против поля.

зто

31330

зто

зто -

Рис. 4. Мп ^ . Зависимость расщепления эк-ситонной линии поглощения Уд =3193в см-1 от напряженности и ориентации магнитноп поля. Угол V между направлением поля и осью С4 равен 3° Т= * .

а)

б)п йЫюо].

Н1 - компонента ве: тор>а Н в базисно; плоскости.

Сплошная линия - рас четная кривая.

В критическом поле Нс при строгой ориентации НИ Ск юдрешеточное вырождение энергии линий l'j и 1)г , имевшее «есто при Н=0, восстанавливаетбя. Это обусловлено установлени-îm в спин-флоп фазе такой конфигурации магнитной структуры, при соторой спины ионов из противоположных подрешеток ориентирова-1ы эквивалентно относительно направления поля. Существенно ани-ютропный характер расщепления линии Vj обнаружен в окрест-юсти Н=Н при отклонении магнитного поля на небольшие углы f 2,5 ) от оси С^ в разных плоскостях. Если отклонить noie в плоскости (010), при Н>НС расщепление линии Vi отсутст-|ует (рис. 46), как и в случае HIIС^ . Если же компонента по-:я в базисной плоскости Н± ориентирована вдоль осей типа ПО] , в поле H > Нс сохраняется значительное по величине распадение линии (рис. 4а). Для экситонной линии зависимость величины расщепления о^напряженности магнитного поля оди-акова для всех ориентации H¿ : при H ? Нс расщепление отсут-твует как для случая НА II [юо] , так v для Hj/flio] .

Обнаружена периодичность в зависимости величины расщепле-ия линии Vj при вращении компоненты Нх в плоскости (001) Н>НС), что указывает на определяющую роль в данном эффекте низотропии в базисной плоскости кристалла. Отсутствие подобной ависимости для линии V¿ однозначно свидетельствует о том, что ффект связан со свойствами магнитного иона не в основном, а отовозбужденном состоянии, энергия анизотропии для которого, ак уже отмечалось выше, может быть значительной. Проведенный нализ позволил установить, что обнаруженное при Их II [lio] асщепление линии Vj имеет подрешеточный характер. Его проис-ождение связано со спецификой кристаллической структуры рутила, оторрй обладают фториды переходных металлов. Комплексы лиган-ов F" , окружающих ионы Мп из противоположных подреше-ок, развернуты на 90° относительно друг друга. Соответственно аким же образом развернуты локальные оси магнитной анизотропии базисной плоскости, что отражается математически в виде знака " перед слагаемым, описывающим энергию магнитной ани-отропии в этой плоскости в спин-гамильтониане фотовозбужденно-э иона:

« i swirbisLfisif-wVSt

В выражении (9) - спин фотовозбужденного иона из подре-

шетки <¿ , a S¿i - его ближайшего невозбужденного L -го соседа из противоположной подрешетки, при суммировании по L мы ограничиваемся именно этими соседями, предполагая, что их вклад в молекулярное поле доминирует над вкладом следующих соседей. Первое слагаемое отвечает изотропному обменному взаимодействию фотовозбужденного иона с невозбужденными, последнее -зеемановской энергии фотовозбужденного иона во внешнем магнитном поле.

Специфика рутиловых структур лишь создает предпосылки для снятия вырождения энергии линии V^ в поле Н >НС при Н± II [lio] Конкретным же механизмом,индуцирующим расщепление, является взаимодействие Дзялошинского в возбужденном состоянии, описываемое вторым слагаемым гамильтониана (9).

При отклонении поля в плоскости (100)^ компонента вектора антиферромагнетизма в базисной плоскости ^ ориентируется вдоль оси ("Oiuj , т.е. эквивалентно относительно локальных осей анизотропии в базисной плоскости, под углом 45° к ним - расщепление линии в спин-флоп фазе отсутствует (рис. 46). При Нх II [lio] при угле V?/ 2,Ь° вектор í± ориентируется вдоль

этой же оси [lio] (это показано экспериментально), т.е. выстраивается вдоль одной из локальных осей магнитной анизотропии и перпендикулярно второй. В этом случае линия расщеплена в спин-флоп фазе (рис. 4а). Таким образом, р$ль наклона поля к оси Cj, сводится к заданию ориентации в базисной плоскости - величинурасщепления линии в спин-флоп фазе определяет направление ¿j. в этой плоскости.

Ориентация спинов фотовозбужденных ионов определя-

лась из условия минимума гамильтониана (9) для заданного значения напряженности поля, а невозбужденных ионов, ближайших к фотовозбужденному, считалась совпадающей с равновесным направлением намагниченности соответствующей подрешетки (приближение молекулярного поля). Ориентация векторов намагниченностей под-решеток вычислялась стандартным образом, она и определяла молекулярное поле (наряду с внешним магнитным), в которое находится фотовозбужденный ион. Определив проекции спина S¿ фотовозбужденного иона, соответствующие минимуму , и подставив их значения в (9), можно вычислить энергию компонент расщепления экситонной линии Vj при любых значениях напряжен-24

¡ости внешнего поля. Результаты расчета отражены на рис. 4; аилучшее согласие с опытом получено при следующих значениях араметров гамильтониана (9): I см-^, ^ = 3,33 см~^. Рас-:ет показывает, что при этих значениях параметров во всем эк-периментально изучаемом диапазоне полей Н > Нс и при всех ори-нтациях Нх изменение ориентации спинов при оптическом возбуж-,ении магнитных ионов оказывается значительным и по численным ценкам достигает 20°.

Учет влияния фотовозбужденных ионов на ориентации спинов дижайших соседей (выход из приближения молекулярного поля) не .олжен привести к значительным изменениям этих ориентации в А&л ристалле с высокой размерностью структуры, каковым является ггорид марганца - невозбужденнкй магнитный ион, ближайший к фо-овозбузкденнсму, имеет достаточно большое число невозбужденных агнитных соседей, и его ориентация весьма слабо отличается от авновесной ориентации спинов соответствующей подрешетки. Иная итуация в низкоразмерных АФМ диэлектрических кристаллах. Не-озбужденный магнитный ион, ближайший к фотовозбужденному, име-т в этом случае уте небольшое число невозбужденных магнитных оседей. Молекулярное поле, создаваемое последними, как прави-о, уже сравнимо с полем, создаваемы!/, фотовозбужденными ионами, близи .фотовозбужденного иона возникает своеобразная "спиновая уба" невозбужденных магнитных ионов, оси квантования магнитных оментов которых несоосны направлениям намагниченностей соответ-твуицих подрешеток. Индуцированная оптическим возбуждением де-ормация магнитной структуры может проявиться и в аномальном введении коэффициента поглощения света низкоразмерного АФМ иэлектрика.

В § 3 главы 4 приведены результаты исследования зависимо-ти интегрального коэффициента экситон-магнон-фононного поглсие-ия света от напряженности магнитного поля в квазидвумерном АФМ ристалле А/й МпС€^ ( V К), являющемся двухподрешеточ-ым коллинеарном АФМ диэлектриком с магнитной анизотропией ти-а "легкая плоскость"; упорядочение внутри плоскости ферромагнит-ое, между плоскостями - антиферромагнитное. Энергия магнитной низотропии мала, и зависимость намагниченности от напряженности оля слабо зависит от его ориентации относительно главной кри-таллографической оси С2 . Во внешнем магнитном поле Н-Н^ -,5 Тл А/а МпС^переходит практически в насыщенное парамагнитное

состояние.

Рис. 5 иллюстрирует зависимость интегрального коэффициента поглощения света в /Vfa.Mll С€3 от напряженности магнит ного поля в экситон-магнон-фононной полосе с частотой максимума 19000 см-1 (оптический переход М^('Я)-*!} ). Обращаем

на себя внимание отсутствие прямой корреляции между зависимости ми от напряженности поля интегрального коэффициента поглощени* и намагниченности кристалла, характерной для трехмерных кpиcтaJ лов - область изменения интегрального коэффициента поглощения / охватывает более широкий интервал магнитных полей. Это наводит на мысль о том, что поведение коэффициента К поглощения в насыщенной парамагнитной фазе связано с изменением ориентации спинов ионов, находящихся не в основном, а фотовозбужденном состоянии. Если предположить, что обменный интеграл ^ в фотовозбужденном состоянш больше,чем в основном (в котором он действительно мал), то спин в насыщенном парамагнитном состоянии м< жет быть ориентирован вдоль направления, н< совпадающего с осью и магниченности кристалла; для ориентации сга на о* вдоль поля тр буются напряженности, превышающие напряженность поля перехода в насыщенную парафазу. Плавное уменьшение К в области Н соответствует плавной переориентации в этой области поле

Однако в рамках приближения молекулярного поля, используемого выше применительно к трехмерному АФМ кристаллу Мл ^ , отсутс вует решение, соответствующее плавному изменению ориентации сп на фотовозбужденного иона в насыщенном парамагнитном состоянии Следующее за моделью молекулярного поля приближение первой коо динационной сферы, учитывающее влияние ориентации спинов фотовозбужденных ионов на ориентацию ближайших соседей из противоп

ложной подрешетки, уже содержит необходимое решение. Этому ре-26

1,0

0,5

- 0,75 Й

- 0,5 |

± з

к, тя

Рис. 5.

//йМпС^. Зависимость интегрального коэффициента поглощения света (-о—о- ) и намагниченности (- ) от напряженности

магнитного поля. ДиСл ,Т=4,2 К.

шга соответствует плавный разворот в некотором конечном интер-[е магнитных полей спина и его ближайшего соседа. Учет

[ьшего числа невозбужденных магнитных соседей, вовлекающихся штическую переориентацию, т.е. увеличение радиуса координатной сферы, приводит к расширению диапазона полей, в котором 1вно перестраиваются ориентации спинов фотовозбужденных ионов IX соседей.

Таким образом, плавное уменьшение интегрального коэффици-:а поглощения света в насыщенном парамагнитном состоянии,сви-?ельствугацее о плавном .изменении ориентации спина «5' , ука-зает на то, что в А§М А/йМп С£3 оптическая переориен-доя спинов охватывает не только фотовозбужденный ион, но и иайших к нему невозбужденных соседей. Причина явления - в жой размерности структуры кристалла, в таких структурах шиваются деформирующие свойства магнитных экситонов.

В § 4 главы анализируются особенности в экситонных и зк-гон-магнонных спектрах, которые возникают в случае оптической эеориентации спинов. В частности, показано, что деформация гнитной структуры в окрестности фотовозбужденного иона, ха-{терная для низкоразмерных АФМ кристаллов, делает любой оп-¿еский переход принципиально многомагнонным, В заключение па-графа рассмотрен вопрос о влиянии оптической переориентации транспортные свойства магнитных экситонов. В АФМ Л/йМпС^з ¿имо частичной делокализации магнитного экситона во внешнем гнитном поле, проявляющейся в общем ослаблении собственной /инесценции, обнаружено немонотонное поведение интенсивности .шнесценции в полях, превышающих поле перехода в насыщенное рамагнитное состояние, что обусловлено эффектом оптической реориентации - в насыщенной парамагнитной фазе усиливается яденция локализации экситона в пределах плоскости с ферро-гнитно упорядоченными спинами за счет нарушения коллинеарно-и спинов фотовозбужденных ионов и их соседей из этой же пло-ости.

Приложение состоит из двух глав. В первой приводятся едения об основном состоянии магнитных систем двухподреше-чных АФМ диэлектриков С0СО3 в отсутствие магнитного пои МпР^ в спин-флоп фазе. Ьти сведения необходимы для терпретации нескольких результатов, обсуждающихся в оригиналь-й части работы. Вторая глава Приложения посвящена краткому

изложению методики низкотемпературных спектральных оптических измерений в магнитных полях.

Основные результаты и выводы:

1. Проведено детальное экспериментальное и теоретическо исследование магнитного давыдовского расщепления экситонных ли ний в АФМ кристаллах, являющегося прямым доказательством колле тивной природы оптических возбуждений в магнитоупорядоченных соединениях. Рассчитаны интенсивности компонент расщепления пр различных ориентациях внешнего магнитного поля и магнитного ве: тора линейно поляризованной световой волны.

2. Предложен обобщающий подход для описания электричесю дипольного экситон-магнонного поглощения света в неколлинеарны: магнитных структурах. Обнаружено экспериментально и исследовано теоретически экситон-магнонное поглощение на частотах чисто экситонных переходов. Поглощение эффективно, если одновременно с нарушением коллинеарности магнитной структуры АФМ диэлектрика выполняется одно из двух условий: либо температура веществ; близка к неелевской, либо его кристаллическая структура содержит поглощвюшие магнитные ионы, не расположенные в центрах инве] сии. Обнаружено экситон-магнонное поглощение света на частотах, соответствующих рождению или уничтожению нескольких магнонов; обнаружены также экситон-магнонные полосы, сформированные при одновременном возбуждении светом более, чем двух, магнитных ионов. Показано, что магнитодипольное взаимодействие АФМ крими; лов со светом также вносит вклад в коэффициент экситон-магноннс го поглощения. Этот вклад может быть обнаружен на фоне мощного электродипольного поглощения при исследовании спектров магнитнс го кругового дихроизма в магнитных полях, ориентированных вдол! осей легкого намагничивания подрешеток АФМ диэлектриков.

3» Детально изучена тонкая структура оптических спектров поглощения и люминесценции в окрестности экситонных линий в АФЛ кристаллах с пониженной размерностью структур. Показано, что вь сокая плотность магнонных состояний в- квазиодномерных АФМ соединениях вблизи дна спин-волновой зоны является ключевым свойст вом, определяющим многие особенности тонкой структуры их спектров. Показано, что экситон-магнонная полоса в квазиодномерном антиферромагнетике имеет форму, отражающую возбуждение магнонс в пределах всей спин-волновой зоны, в отличие от АФМ 3~(1 , где 2Ь

экситон-магнонное поглощение имеет пикообразный характер, отражающий возбуждение магнонов лишь вблизи потолка спин-волновой зоны. Экспериментально и теоретически изучен процесс рассеяния экситонов на тепловых магнонах в легкоосных АШ кристаллах с различной размерностью магнитных структур и проанализировано влияние размерности структуры на ширины зкситонных полос поглощения. Показано, что индивидуальные свойства размерности магнитной структуры проявляются при термической активации кагнонсн п^-тем наложения внешнего магнитного поля вдоль легких осей кристаллов, понижающего энергию низкочастотной спин-волновой ветЕИ.

4. Обнаружен эффект оптической переориентации спинов магнитных ионов в А<М кристаллах. Эффект заключается в отклонении индивидуальной оси квантования спина при фотовозбуждении иона

от направления равновесной намагниченности соответствующей подрешетки. В рамках классического приближения предложен метод описания магнитной структуры АФМ кристалла в окрестности фото-Еозбужденного иона, а также спектральных свойств экситонов в магнитных средах с учетом оптической переориентации, обнаружен новый тип подрешеточного расщепления экситонной линии в спектре АФМ фторида марганца во внешнем поле, превышающем критическое поле ориентационного спин-флоп перехода. Расщепление связано со спецификой кристаллических структур рутиловогс типа и индуцировано сильной энергией магнитной анизотропии Дзялошинско-го в фотовозбужденном состоянии.

5. Показано, что в низкоразмерных АФМ диэлектриках вследствие небольшого числа ближайших соседей вблизи фотовозбужденного иона создаются условия для возникновения принципиально нового состояния - неоднородной намагниченности, представляющей собой своеобразную "спиновую шубу" из ближайших невозбужденных магнитных ионов, спины которых несоосны направлениям намагничен-ностей соответствующих подрешеток. В результате возникновения "спиновой шубы", представляющей собой набор магнонов, ослабевает интенсивность экситонного поглощения на заданной частоте,возникает ряд других особенностей в спектрах поглощения света и люминесценции. Обнаружено необычное поведение интегрального коэффициента электродипольного поглощения света - "просветление" АФМ Ыо. Мл. в магнитных полях, превышающих поле перехода в насыщенное парамагнитное состояние. Эффект обусловлен деформацией магнитной структуры кристалла в окрестности фотовоз-

бужденного иона. Деформация магнитной структуры Л/аMhCE} в окрестности фотовозбуждения в полях Н Hs способствует автолокализации магнитного экситона в пределах своей подрешет ки из-за нарушения в последней магнитного порядка,

6. Обнаружено усиление интенсивности экситон-магнонной люминесценции АФМ кристаллов во внешнем магнитном поле, наруш ющем коллинеарность магнитных моментов подрешеток и активизи ругаем эффективность парного процесса излучения с участием ио нов из противоположных подрешеток.

Основные результаты работы изложены в следующих публика

пиях:

1. Eremenko V.V., Novikov V.P., Popkov Yu.A., Shapiro V.V. On the "Critical" Zeeman Effect in Antiferromagnetic MnF, // phys. Stat. Sol. - 1969. -21, - p. K47-K50.

2. Шапиро B.B., Еременко В.В. йетоды расчетов спектров магнитных ионов в кристаллах// Физ.конд.сост. ФТИНТ АН УССР, 1970, № 7, С. 95-154.

3. Novikov V.P., Eremenko V.V., Shapiro V.V. Effect of External Factors on the Exciton line in the Optical Spectrum of the Cubic Antiferromagnet ft-BMnF} // J. of Low Temp. Phye. - 1973. - 10, - H 1/2, - p. 95-129.

4. Шапиро B.B., литвиненко Ю.Г. Экситон-магнонное поглощение света в кристаллах вблизи температуры магнитного упорядочения// ФНТ - 1975,- I, Р 10,- С. 1295-1298.

5. Еременко В.В., Мильнер А.А., Нопков Ю.А., Шапиро В.В. Новый механизм электродипольного поглощения света в антифер ромагнетиках// ФНТ -I97b. 2,- № 9, С. II8I-II84.

Ь. Еременко В.В., ¿.¡атюшкин о.В., Шапиро В.В., Брон Р.Я. mie— ханизм усиления люминесценции антиферромагнетиков в магнитном поле// ФНТ - 1976. 3, № I,- С.127-130.

7. Еременко В.В., Дитвиненко Ю.Г.,' Шапиро В.В., Вердян А.И. Ькситон-магнонное поглощение света в неколлинеарных антиферромагнетиках при Т^О //ФНТ.- 1977.- 3, № 9,- С. Ш1-Ш4.

d. Вердян А.И..Кафтанов С.В..Дитвиненко Ю.Г..Шапиро В.В. Спектр поглощения света антиферромагнитным Со (16000-2О000 см_1У/Харьков.1979.-2й С.-Препринт/АН УССР.ФТШТ АН УССР 9 Н-79.

9. Брон Р.Я., Еременко В.В., Г4атшкин Э.В., Шапиро В.В. Усиление люминесценции квазиодномерного антиферромагнетика CsMn CfyZHiO в магнитном поле J J ФНТ - 1979.- 5, №У,-С. 772-778.

0. Вердян А.И., Еременко В.В., Канер Н.Э., Литвиненко Ю.Г., Шапиро В.В. Механизмы экситон-магнонного поглощения света двухподрешеточным неколлинеарным антиферромагнетиком СоС03 JJ ФНТ -1980.- 6, № 5,- С. 544-655.

1. Еременко В.В., Канер К.Э., Литвиненко Ю.Г., Шапиро В.В. Фотоиндуцированная одноионная магнитная анизотропия в антиферромагнитном MnF& J J ЮТФ - 1983.- 84,- № 6,- С.2252-2260.

2. Eremenko V.V., Капег Н.Е., Litvinenko Yu.G., Shapiro V.V. Spin-Plopping in Mn F^ in a Tilted Magnetic Field: Spin-Hcncollinearity of Photoexoited and Ground-State Hn Ionв// Sol. St. Comm. - 1983. - li, - N 11, - p. 975-976.

3. Shapiro V.V., Kaner H.E. Optical Transitions in Anti-ferromagnets in the Saturated Paramagnetism Region // Sol. St. Comm. - 1983. - ¿8, - H 7, - p. 635-637.

1. Шапиро B.B., Смушков В.Й.,Матшкин Э.В. Спектральные исследования деформации кристаллической структуры антиферромаг-нитннх кристаллов Cs M ri С i3 и ÛVH3)2 (CHt)i M n €¿4 B окрестности ав толокализованных экситонов // ФНТ - 1986. -12 , » 10. - С. 1082-1087.

5. Шапиро В.В., Еременко В.В., Смушков В.И., ¿Датюшкин Ь.В. Деформирующий магнитный экситон и особенности поглощения света антиферромагнетиком Л/о Мп С tb в магнитном поле// ФТТ - 1986 . 28, № <э,- С. I705-I7I6.

5. Шапиро В.В., Файнгольд В.Д., Ьересада А.В. Анизотропное зкситон-магнонное поглощение света во фториде марганца // ФНТ - 1988. 14. ^ 6,- С. 636-638.

7. Шапиро В.В. К вопросу о магнитном круговом дихроизме в антиферромагнетиках со структурой рутила // ФНТ - 1988.- 14, № 8, - С. 891.

3. Еременко В.В.,Качур И.С..Новиков В.П.,Шапиро В.В.Рассеяние экситонов на длинноволновых магнонах в квазиодномерном антиферромагнетике CsMnCe3'2Ht0 //ЙЭТФ -1988.-94, Ш,-С.225-234.

19. Eremenko V.V., Shapiro V.V. , Kachur I.S. Exciton Scattering on Spin Waves in Quasi-One-Diraensional Antifer-roraagnets// J. de Physique - 1988. - 42, -08,-part II, - p. 1481-1482.

Ответственный за выпуск - доктор физ.-мат. наук А.Г.Анд<

Щ № 23412 .подписано к печати 29.09. -1989 г.,физ.п.л.2, учетн.изд.л. 2,0. Заказ № 227 . Тираж 100 экз.

Ротапринт 4ТИНТ АН УССР, 310164,Харьков-164,пр. Ленина, 47. 32