А.- магнитоупорядоченное состояние кристаллич.
вещества, в к-ром все или часть соседних атомных магн. моментов направлены так
(как правило, антипараллельно), что суммарный магн. момент элементарной магн.
ячейки кристалла равен нулю (или составляет малую долю атомного момента). Ось,
вдоль к-рой ориентированы антиферромагнитно-упорядоченные атомные магн. моменты,
наз. осью антиферромагнетизма. А. устанавливается при темп-pax T ниже
Нееля точки TN. В более широком смысле А. наз. совокупность
физ. свойств вещества в указанном состоянии. На рис. 1 приведены простейшие
примеры антиферро-магн. упорядочения. Вещества, в к-рых устанавливается антиферромагн.
порядок, наз. антиферромагнетиками (АФМ).
Атомные магн. моменты АФМ создаются,
как правило, электронами незаполненных
-
или
-оболочек ионов
переходных элементов, входящих в состав АФМ. Исключение составляет, напр., твёрдый
кислород, молекулы к-рого имеют спиновый момент (спин ),равный 1. Ответственным
за возникновение А. является обменное взаимодействие ,стремящееся установить
спины (а следовательно, и магн. моменты) антипараллельно (в этом случае обменный
интеграл имеет отрицат. значение). Большинство АФМ - ионные соединения.
Рис. 1. Слева - магнитная структура
окислов переходных элементов типа MnO (а - период кристаллографической
ячейки, 
- период
ячейки магнитной структуры, на рис. показаны только магнитные ионы); справа
-кристаллографическая и магнитная структуры фторидов переходных элементов (а,
с -параметры решётки, d - расстояние между магнитным и ближай-щим немагнитным
ионами).
В них обменное взаимодействие между
магн. ионами осуществляется за счёт перекрытия волновых функций электронов
диамагн. анионов (
и др.) с волновыми функциями магн. катионов переходных металлов (см. Косвенное
обменное взаимодействие). В ме-таллич. АФМ важный вклад в обменное взаимодействие
дают электроны проводимости (см. РККИ-обменное взаимодействие).
Идея о том, что обменное взаимодействие
может привести к А., впервые высказана Л. Неелем (L. Neel, 1932).
При 
, когда энергия теплового движения 
больше энергии обменного взаимодействия (
,
где 
- атомный магн.
момент, 
- эффективное
поле обменного взаимодействия), вещество обладает парамагн. свойствами (см.
Парамагнетизм ).Температурная зависимость магнитной восприимчивости c
таких веществ при 
подчиняется Кюри-Вейса закону: 
с отрицат. постоянной Вейса
(кроме немногочисл. класса метамагнетиков, у к-рых 
положительна). При 
обменная энергия становится равной тепловой 
и в веществе возникает А.
В большинстве случаев переход в точке
является фазовым
переходом 2-го рода и сопровождается характерными аномалиями теплоёмкости,
коэф. теплового расширения, модулей упругости и др. В слабых магн. полях 
намагниченность 
антиферромагнетиков, как и парамагнетиков, линейно зависит от магн. поля 
; однако зависимости 
этих веществ существенно отличаются. Особенно чётко характерные магн. свойства
АФМ проявляются в одноосных кристаллах. В частности, когда ось А. направлена
вдоль гл. оси кристалла, продольная (вдоль оси) магн. восприимчивость 
резко уменьшается с понижением температуры, а поперечная 
не зависит от температуры, т. е. наблюдается сильная анизотропия магн. восприимчивости.
Вид магн. упорядочения характеризуется
магнитной атомной структурой, симметрия к-рой описывается точечными и
пространств. группами магнитной симметрии. Элементарная ячейка магн.
структуры может совпадать с кристаллографической (рис. 1, справа), а может иметь
кратный период, напр. вдвое больший (рис. 1, слева).
Магн. структуру АФМ удобно описывать
совокупностью вставленных друг в друга подрешёток магнитных, каждая из
к-рых обладает намагниченностью
Во всех АФМ, кроме АФМ со слабым ферромагнетизмом, в отсутствие внеш.
магн. поля 
. В обширном классе АФМ со слабым ферромагнетизмом особый вид анизотропии приводит
к отклонению взаимного направления намагниченностей 
от 180° ("скосу" подрешёток) и возникновению небольшого спонтанного
суммарного магн. момента.
Наряду с коллинеарными существуют более
сложные антиферромагн. структуры. В нек-рых АФМ векторы 
направлены по сторонам треугольника или по четырём пространств. диагоналям куба.
Существуют такие структуры, к-рые нельзя описать с помощью разбиения на подрешётки,
напр. геликоидальные и синусоидальные. В геликоидальных (спиральных) структурах
магн. моменты перпендикулярны нек-рому выделенному направлению. В слоях, перпендикулярных
этому направлению, все магн. моменты параллельны друг другу, а моменты двух
соседних слоев повёрнуты на угол
=
. Здесь п - целое число, b - период геликоида (у большинства геликоидальных структур
величина b не кратна постоянной решётки с)
. В АФМ синусоидальной структуры
также существуют параллельные атомные слои, но намагниченность 
каждого 
слоя направлена
перпендикулярно ему, причём направления
векторов 
относительно кристаллографич. осей определяются взаимодействиями, гораздо более
слабыми, чем обменное; они обусловливают анизотропию АФМ. Имеются два осн. вида
анизотропии АФМ: анизотропия, вызванная взаимодействием атомных магн. моментов
между собой (дипольная и псевдо-дипольная), и анизотропия магн. свойств каждого
иона, возникающая в результате совместного
действия внутрикристаллического поля и спин-орбитального взаимодействия (т. н. одноионная анизотропия).
Прямым методом определения магн. структуры
АФМ (включая направление и даже температурную зависимость намагниченностей подрешёток)
является наблюдение дифракции нейтронов на решётке магн. ионов. Интенсивность
магн. дифракц. пиков 
(см. Магнитная нейтронография).
Простейшее описание А. даёт феноменологич.
теория молекулярного поля. В случае двух подрешёток с намагниченностями 
и 
можно ввести
эффективные молекулярные поля, действующие на магн. ионы каждой из подрешёток:
, (1)
где 
- константы обменного взаимодействия соответственно внутри и между подрешётками
(
и обычно
).
Закон Кюри для намагниченности каждой из подрешёток во внеш. поле 
записывается в виде
(2)
Суммируя намагниченности подрешёток
и 
,
можно получить, что магн. восприимчивость 
следует 
закону
Кюри-Вейса: 
, где
, т. е. 
.
Полагая 
и приравнивая
детерминант системы однородных ур-ний (2) нулю, можно получить выражение для
температуры перехода: 
. Как видно из этих выражений, при 
абс. значение 
в
АФМ должно быть существенно больше 
.
Согласно опытным данным,
Знаком и величиной
АФМ существенно отличаются от ферромагнетиков (ФМ), в к-рых
.
Ниже 
намагниченность подрешёток быстро нарастает и её температурная зависимость в
рамках теории молекулярного поля выражается через функцию Бриллюэна. В случае
низких температур теория молекулярного поля для описания А. неприменима.
В этой теории термодинамический потенциал Ф раскладывается в ряд
по параметрам порядка, к-рыми в случае АФМ являются компоненты векторов 
.
Удобнее пользоваться линейными комбинациями этих векторов. Для двухподрешёточного
АФМ таковыми являются вектор антиферромагнетизма 
и вектор намагниченности.
.
Вид разложения определяется симметрией кристалла - все члены разложения должны
быть инвариантны относительно преобразований симметрии кристалла в парамагн.
состоянии. Напр., для одноосного двухподрешёточного АФМ:
(3)
Здесь члены, коэф. у к-рых обозначены
прописными буквами, обусловлены обменным взаимодействием, а строчными буквами
обозначены коэф. членов, описывающих анизотропию АФМ. Условие минимума потенциала
даёт систему ур-ний,
решения к-рых определяют значения векторов 
и
при термодинамич.
равновесии. Эти решения зависят от знаков констант. В частности, решения с 
соответствуют минимуму, когда 
.
T. о., переход из парамагн. состояния
в антиферромагнитное происходит при такой температуре 
,
при к-рой коэф. А меняет знак. В окрестности
значение 
, где
-константа.
Поэтому температурная зависимость
вектора L, [или, что то же самое, намагниченности подрешёток 
(T), где 
-намагниченность
каждой из подрешёток, 
при 
даётся выражением
(4)
Направление вектора L определяется знаком константы а. Если а > О, то L, направлен вдоль оси высокого порядка Oz (легкоосный АФМ), если а < О, то L перпендикулярен Oz (легкоплоскостной АФМ).
Рис. 2. а - температурная зависимость
магнитной восприимчивости
антиферромагнетика 
вдоль (
)и перпендикулярно
(
) оси
антиферромагнетизма (тетрагональной оси),
б -зависимость от температуры величины 
для идеального парамагнетика (1)и для 
(2) Горизонтальная прямая-зависимость 
от T.
T. о., константа а характеризует
энергию анизотропии в антиферромагн.
состоянии и определяет эффективное поле анизотропии:
(5)
Член 
определяет магн. анизотропию в парамагн. состоянии и во мн. случаях оказывается
пренебрежимо малым. Из ур-ний,
определяющих минимум Ф в магн. поле, следует, что при любом направлении
магн. поля намагниченность АФМ
(6)
где l=L/L. Восприимчивость
уменьшается с ростом 
,
а 
и, в согласии
с экспериментом, не зависит от температуры (рис. 2, б). Коэф. В является
осн. константой обменного взаимодействия, характеризующей свойства АФМ. Она
определяет эффективное обменное поле
(7)
Как видно из рис. 2, 
.
Рис. 3. Зависимость относительной намагниченности
М/Mмакс для одноосного антиферромагнетика при T=0 К Штриховая линия
соответствует намагниченности при 
, сплошная-при 
,
-поле спин-флопа,
-
поле спин-флипа.
Эта разница в восприимчивостях приводит
к тому, что, когда внеш. поле, приложенное
к одноосному АФМ вдоль оси А., достигает значения
(8)
(L0 - значение L при T=0 К), происходит скачкообразный поворот атомных магн. моментов
от направления вдоль оси кристалла в перпендикулярную оси плоскость, т. е. вектор
L ложится в плоскость, перпендикулярную Oz. Это явление
(ориентационный фазовый переход)принято называть опрокидыванием подрешёток
(спин - флоп). Переход спин-флоп сопровождается
скачком намагниченности (рис 3), т е. представляет собой фазовый переход 1-го
рода Значение поля опрокидывания
(9)
При снин-флопе происходит переход из
состояния с малой намагниченностью в состояние с большей намагниченностью (
). В образце конечного размера появляются чередующиеся области (фазы) с низким
и высоким значениями 
.
Такое состояние по аналогии с промежуточным состоянием сверхпроводников
наз. промежуточным. Оно возникает, когда
внеш. поле достигает величины
(в предположении 
) и существует в области значении напряженности между 
и 
(N - размагничивающий
фактор образца). По мере возрастания внеш. поля в этих пределах внутр. поле
в образце остается постоянным и равным 
,
а объём высокополевой фазы монотонно возрастает от нуля до объема образца.
В сильных магн. полях, когда 
, происходит фазовый переход 2-го рода из антиферромагнитного в насыщенное парамагн.
состояние (спин-флип). На рис. 3 показана зависимость намагниченности АФМ от
приложенного поля Н (для Т-0 К), на рис. 4- зависимость критич.
магн. полей 
и
фазовых переходов от температуры.
В ряде кристаллов симметрия допускает
существование в термодинамич. потенциале Ф (3) билинейных членов типа
. Это приводит
к тому, что минимуму потенциала в отсутствие внеш. магн. поля соответствует
состояние с отличной от нуля намагниченностью 
.
Поскольку коэф.
,
то
.
Рис. 4. Магнитная фазовая диаграмма
одноосного антиферромагнетика в магнитном поле, параллельном оси легкого намагничивания,
1 - линия перехода спин-флоп (
),
2- линия перехода спин-флип (
),
П - парамагнитная фаза, АФМ - фаза легкоосного антиферромагнетика, СФ - фаза
спин-флоп. Стрелки показывают направление векторов намагниченности подрешёток
(легкая ось и магнитное поле направлены вертикально).
Это явление называется слабым ферромагнетизмом
АФМ. Взаимодействие, приводящее к появлению членов вида 
и обусловливающее слабый ферромагнетизм АФМ, называется Дзялошинского взаимодействием. С явлением слабого ферромагнетизма тесно связаны пьезомагнетизм и
магнитоэлектрический эффект.
Поведение АФМ при низких темп-pax описывается
теорией спиновых волн - колебаний векторов магн. моментов
ионов 
,
находящихся в узле 
подрешётки а:
. (10)
Ha рис. 5 схематически покалана картина
прецессии магн. моментов при распространении спиновой волны в легкоосном двухподрешёточном
АФМ. На языке квантовой механики спиновая волна.- это квазичастица (магнон). обладающая энергией 
и квазиимпульсом 
,
где к - волновой вектор.
Приложение теории спиновых волн к АФМ
состоит в определении энергии e0 осв. состояния АФМ (при Т
-0 К) и закона дисперсии (спектра) спиновых волн, т. е. зависимости их энергии
(частоты 
) от импульса
(волнового вектора к).
Рис. 5. Схема прецессии магнитных моментов
атомов двухподрешеточного легкоосного антиферромагнетика при распространении
в последнем спиновой волны с волновым вектором к (в действительности
растворы конусов прецессии для двух подрешеток несколько отличаются, см. Aнтиферромагнитный
резонанс).
Из закона дисперсии можно методами
статистич. физики определить термодинамич. и кинетич. свойства АФМ. В микроскопич.
теории спиновых волн рассматривается взаимодействие спиновых моментов магн.
ионов друг с другом и с внеш. полом. Соответственно гамильтониан 
в простейшем случае одноосного АФМ и взаимодействия магн. иона с ближайшими
к нему ионами может быть записан в след. виде:
(11)
где 
-операторы спинов магн. ионов двух (а и b)подрешеток соответственно,
(N - общее число магн. ионов), индекс 
=1,
2, ..., z пробегает номера ближайших соседей 
иона (предполагается, что все они принадлежат др. подрешётке), J
- обменный интеграл, g-Ланде множитель,
-магнетон
Бора. Второй член описывает энергию анизотропии для подрешёток а и b, третий - магн. энергию во внеш. поле 
, направленном вдоль оси z. Приведение гамильтониана к диагональному виду в
представлении чисел заполнения 
(см. Вторичное квантование ),т. е.
(12)
позволяет получить выражения для энергии
осн. состояния 
и для спектра спиновых волн 
.
Нахождение энергии осн. состояния АФМ
в квантовой теории спиновых волн встречается с трудностью, не существующей в
теории ферромагнетизма .Состояние идеального антиферромагн. порядка в
кристаллич. решётке, т. е. наличие двух подрешеток с номинальной намагниченностью,
равной 
, не соответствует
минимуму энергии системы и не является собственным для гамильтониана (11). Оценка
показывает, что намагниченность подрешеток может быть меньше
на 5 - 10%.
Для закона дисперсии (спектра) спиновых волн получаем
(13, а)
где 
. (13,б)
Здесь z-число ионов - ближайших соседей,
а - их радиус-вектор, k - волновой вектор спиновой
волны.
Для малых k ф-лы (13)
сильно упрощаются и закон дисперсии имеет вид:
(14)
где 
(р-численный коэф. ~ 1, зависящий от типа кристаллич. решётки).
При возбуждении спиновой волны в легкоосном
АФМ атомные магп. моменты начинают прецессировать вокруг оси лёгкого намагничивания.
Фаза прецессии в каждом соседнем атомном слое, перпендикулярном вектору Jc, сдвинута на угол 
(d - расстояние между атомными слоями). Схематически это изображено на
рис. 5. Однако растворы конусов прецессии очень малы и различаются для разных
подрешеток. В случае АФМ др. симметрии движение атомных магн. моментов в спиновой
волне может быть более сложным и их часто удобней описывать колебаниями компонентов
векторов L и M.
Закон дисперсии (14) - исключение. Для
большинства АФМ для i-ой электронной (е)ветви 
(15),
где частота однородных колебаний 
с
к=0 является функцией HА, НЕ и H. Индекс i соответствует номеру ветви спиновых волн. В общем случае
число ветвей равно числу подрешеток. Всегда существуют две т.н. релятивистские
ветви, для к-рьтх 
при 
и H=0. При
(16)
T. о., закон дисперсии для спиновых
волн в АФМ имеет линейный характер, как у фононов (в отличие от квадратичного
у ферромагнетиков). Конкретные ф-лы для 
в случае релятивистских ветвей приведены в ст. Антиферромагнитный резонанс. Все остальные ветви - "обменные" с 
.
Вследствие линейного закона дисперсии
законы для температурной зависимости магн. части теплоёмкости 
и намагниченности 
подрешеток имеют вид:
(17)
(R - универсальная газовая постоянная),
и качественно отличаются от соответствующих зависимостей ферри- и ферромагнетиков.
При
обе эти величины изменяются по экспоненциальному закону
Для эксперим. изучения температурной зависимости
намагниченности подрешеток пользуются методами магн.
нейтронографии, измеряют частоты ядерного магнитного резонанса (ЯМР).
Рис. 6. Закон дисперсии (спектр)спиновых
волн в антиферромагнетике 
, определенный методом неупругого рассеяния нейтронов.
Величина щели в спектре спиновых волн
определяется методом антиферромагн. резонанса. Наиб. полную информацию о законе
дисперсии спиновых волн в широкой области значений волнового вектора к
даёт метод неупругого рассеяния нейтронов (рис. 6). Расшифровка подобных спектров
позволяет определить значения обменных
констант
для ионов как первой, так и последующих
координац. сфер.
В случае, когда нужно получить ф-лы
только для нач. участка спектра спиновых волн 
, широко используется феноменологич. теория. В этой теории состояние АФМ характеризуется
заданием в каждой точке двух или нескольких (по числу подрешёток) векторов плотности
магн. моментов 
,
являющихся функциями координат и времени. В качестве осн. состояния выбирается
состояние с однородными значениями плотностей моментов 
.
Для нахождения возбуждённых состояний записывают ур-ния движения магн. моментов:
(18)
где 
- вариационная производная от плотности свободной энергии
Важная информация о природе А. получена
при изучении взаимодействия эл--магн. излучения с АФМ, существенно различающегося
для радиочастотного диапазона и оптич. области.
Радиочастотный диапазон. В области
частот до неск. сотен ГГц с АФМ взаимодействует магн. вектор эл--магн. волны.
При частотах порядка неск. МГц радиочастотное излучение взаимодействует с магн.
моментами ядер разл. ионов в АФМ. При этом наблюдается ЯМР, к-рый в АФМ имеет
ряд отличит. особенностей.
Сверхтонкому взаимодействию между
магн. моментами электрона и ядра соответствует эффективное сверхтонкое (CT)
поле 
, действующее
на магн. моменты ядер ионов. Это поле пропорционально величине намагниченности
подрешёток АФМ и имеет в каждом узле решётки 
свои определ. величину и направление. В результате ЯМР в АФМ можно наблюдать
и в отсутствие внеш. магн. поля на частоте
(19)
Здесь 
- ядерное гиромагн. отношение, 
- константа энергии сверхтонкого взаимодействия.
Если ЯМР наблюдается на ядрах немагн.
ионов (
и др.),
то локальное сверхтонкое поле
Э и частота ЯМР составляет неск. МГц. Измерения температурной зависимости 
позволяют определить зависимость от T намагниченности подрешёток АФМ
(в предположении независимости константы
от температуры). В ходе таких экспериментов проверялись теория спиновых волн (низкие
температуры) и совр. теория фазовых переходов (при темп-pax, близких к TN).
Эффективные СТ-поля на ядрах магн. ионов
достигают 106 Э для Зd-ионов и 107-108
Э для редкоземельных ионов. Соответственно частоты ЯМР сдвигаются из области
~106 Гц в область ~109-1010 Гц. Такие большие
Hn могут изучаться не только методом ЯМР, но и на основе Мёссбауэра
эффекта.
При изучении ЯМР на ядрах 
обнаружено, что в АФМ наряду со статич. сдвигом частоты 
существует динамич. сдвиг, к-рый характерен для АФМ с малой щелью в спектре
спиновых волн (легкоплоскостные, кубические, с низкой TN)и
наблюдается только при низких температурах.
При темп-pax ок. 1 К ядерные магн. моменты
образуют благодаря сул-накамуровскому взаимодействию упорядоченные подрешётки
с намагниченностью 
.
Динамич. сдвиг частоты ЯМР есть следствие возникновения коллективных электронно-ядерных
колебаний. Такие колебания возникают в результате СТ-взаимодействия при близости
собств. частот электронной и ядерной спиновых систем. Это условие выполняется
в слабых внеш. магнитных полях; тогда возникают две ветви смешанных электронно-ядерных
колебаний, их можно получить, решая
систему ур-ний (18) для намагниченностей не только электронных, но и ядерных
подрешёток, При этом в выражение для потенциала Ф нужно добавить член,
описывающий СТ-взаимодействие (-
). Выражение для частоты ЯМР в этом случае имеет вид:
(20)
где 
, 
-частота
колебаний электронной спиновой системы без учёта СТ-взаимодействия (щель в спектре
спиновых волн). Динамич. сдвиг частоты существен только при
.
В опытах макс. сдвиг достигал 
.
Сдвиг зависит от температуры (т ~1/Т)и от магн. поля (для легкоплоскостного
АФМ
). Поэтому он
наблюдается только при низких темп-pax (y1К)
и быстро уменьшается, приближаясь к нулю с ростом поля (
кЭ). Естественно, что влияние СТ-взаимодействия изменяет и величину щели спектра
спиновых волн:
(21) Поскольку ядерная спиновая система является
коллективизированной, в ней существуют свои коллективные возбуждения - ядерные
спиновые волны. Их спектр может быть также получен из ур-ний (18):
(22)
Ядерные спиновые волны наблюдались в
экспериментах по их параметрич. возбуждению. Механизм параметрич. возбуждения
спиновых волн в АФМ связан с нелинейным взаимодействием двух разл. типов колебаний
векторов L и M, соответствующих разл. ветвям спектра спиновых
волн.
Электронный резонанс в АФМ даёт информацию
о щели в спектре спиновых волн и о релаксац. процессах в электронной спиновой
системе. В АФМ можно возбуждать спиновые волны с
однородным СВЧ-полем большой амплитуды. Измеряя порог такого параметрич. возбуждения
спиновых волн, определяют время их жизни для разл. значений магн. поля и температуры.
В субмиллиметровой области длин волн
обнаружены магн. поляритоны - квазичастицы, возникающие в результате
взаимодействия фотонов и магнонов, когда их энергии близки.
Оптический диапазон. Для эл--магн.
излучения с частотой, большей частот одномагнонных возбуждений, проницаемость
АФМ можно считать равной 1. На столь больших частотах с веществом взаимодействует
только электрич. вектор волны. Связь с магн. системой осуществляется благодаря
спин-орбитальному взаимодействию на возбуждённых электронных уровнях магн. ионов.
В далёкой ИК-области спектра в тетрагональных
фторидах Mn, Fe и Со наблюдались спектральные линии, отвечающие двухмагнонному
поглощению эл--магн. излучения, к-рые оказываются в АФМ очень интенсивными.
Большое число АФМ прозрачно в видимой
области эл--магн. спектра. В одноосных прозрачных АФМ обнаружено значит. изменение
линейного двойного лучепреломления света (ем. Коттона - Мутона эффект ),пропорциональное
. Величина
двойного лучепреломления сравнима с круговым двойным лучепреломлением (Фарадея
эффектом)в ферримагнетиках. Магн. двойное лучепреломление в АФМ определяется
зависимостью тензора диэлектрич. проницаемости г от величины компонентов
вектора L:
(23)
Тензор является симметричным. Его действит.
часть описывает магн. линейное двойное лучепреломление, а
мнимая часть - магн. линейный дихроизм ,к-рый также наблюдался в АФМ.
При переходе вещества в антиферромагн.
состояние заметно изменяются спектры поглощения и люминесценции в видимой области
спектра. Осн. изменения претерпевают спектры, обусловленные оптич. переходами
внутри Зd-оболочки. Наряду со слабыми магнитодипольными линиями, соответствующими
экситонному поглощению, возникают сильные электродипольные линии, обусловленные
одноврем. возбуждением экситона и магнона (экситон-магнонное поглощение). Изучение
положения этих линий и их зависимости от частоты и магн. поля позволяет определить
параметры как экситонного, так и магнонного спектров. АФМ являются идеальными
объектами для изучения т. н. давыдовскоео расщепления экситонных зон.
Величину расщепления в АФМ легко регулировать магн. полем, нарушающим коллинеарность
магн. моментов кристаллографически эквивалентных атомов двух магн. подрешёток.
Оптич. спектроскопия АФМ использовалась также для исследования нового типа квазичастиц
- примесонов (локализованных магн. возбуждений примесных магн. ионов в матрице
АФМ).
В АФМ, так же как и в др. магнитоупорядоченных
кристаллах, наблюдается рассеяние света на магнонах. Наблюдение комбинационного
рассеяния света в АФМ на магнонах со щелью (~10-100 см-1) в спектре
позволило определить величину этой щели. Для многих АФМ это единств. метод её
определения, когда она слишком велика для антиферромагн. резонанса и слишком
мала для экспериментов по неупругому рассеянию нейтронов. Методом комбинац.
рассеяния обнаружены связанные двухмагнонные состояния и спиновые волны при
. Наблюдение Мандельштама
- Вриллюэна рассеяния на магнонах позволило изучить ДВ-часть оптич. спектра
в неск. АФМ, обнаружить щель, обусловленную диполь-дипольным взаимодействием
спиновых волн, наблюдать перегрев спиновой системы, вызванный накачкой СВЧ-полем
при антиферромагн. резонансе н параметрич. возбуждении (эффект магнонного "узкого
горла").
Осн. представления об А. развиты к сер.
70-х гг. 20 в. К новым проблемам А. относится исследование неупорядоченных АФМ,
в частности твёрдых растворов АФМ с диамагн. веществами (типа
), в к-рых наблюдают переход от антиферромагн. состояния к состоянию типа спинового
стекла. Изучаются также твёрдые растворы АФМ с конкурирующей анизотропией
(лёгкая ось - лёгкая плоскость), в к-рых возможно существование новых неколлинеарных
фаз, и низкоразмерные АФМ - двухмерные и линейные.
А. С. Боровик-Романов
Понятие же "физического вакуума" в релятивистской квантовой теории поля подразумевает, что во-первых, он не имеет физической природы, в нем лишь виртуальные частицы у которых нет физической системы отсчета, это "фантомы", во-вторых, "физический вакуум" - это наинизшее состояние поля, "нуль-точка", что противоречит реальным фактам, так как, на самом деле, вся энергия материи содержится в эфире и нет иной энергии и иного носителя полей и вещества кроме самого эфира.
В отличие от лукавого понятия "физический вакуум", как бы совместимого с релятивизмом, понятие "эфир" подразумевает наличие базового уровня всей физической материи, имеющего как собственную систему отсчета (обнаруживаемую экспериментально, например, через фоновое космичекое излучение, - тепловое излучение самого эфира), так и являющимся носителем 100% энергии вселенной, а не "нуль-точкой" или "остаточными", "нулевыми колебаниями пространства". Подробнее читайте в FAQ по эфирной физике.
|
|
 |
