и
т
со спонтанно нарушенной симметрией (теорема Голд-стоуна). Установление упорядоченного состояния в легкоялоскостном АФ приводит к спонтанному нарушению симметрии ≈ в изотропной базисной плоскости появляется выделенное направление ≈ направленно вектора антиферромагнетизма L. Однако это направление ничем не зафиксировано, и вращение вектора i
Рис. 4. Колебания векторов L и Л! при aim! ферромагнитном резонансе в легкоплоскостном анти ферромагнетике со слабым ферромагнетизмом: а ≈ низкочастотная мода,
-I.
а
б ≈ высокочас-
тотная мода,
кулярно приложенному нолю, и спектр А. р, подобен тому, к-рый наблюдается в опрокинутом легкооснои АФ. В слабых полях образец бывает разбит на 90° Т-доманы (см. Антиферромагнитные домены) и наблюдается неск. линий А. р, В структуре 2-го типа вектор L лежит в одной из четыр╦х плоскостей типа (111), В этом случае с помощью мат. поля невозможно уничтожить Г-д омоньс и перевести АФ в однодоменное состояние. В любых нолях, меньших поля схлоиынания под pome-ток (спин-флипа), наблюдается неск. линий А. р. со сложной зависимостью их резонансных полей от угла между полем и кристаллографич. осями образца- Все линии от разных Г-домеиов сливаются в одну, когда
н9\\\ [юо].
В орторомбич. АФ и кристаллах с более низкой симметрией наблюдаются две вдели в спектре А. р. У них в отсутствие внеш. магн. поля наблюдаются дне часто-
ты А. р.: о>!
в плоскости не влияет на энергию АФ. Поэтому частота колебаний в плоскости должна обращаться в нуль в отсутствие внеш. поля. Это же наблюдается и в состоянии с опрокинутыми додрепштками [в спин-флоп фазе, ф-ла (2)].
Уч╦т любого слабого (но сравнению с М^Нд и М0НЕ) взаимодействия, фиксирующего направление вектора Л в базисной плоскости, приводит к появлению щели в спектре А. р. и вместо u>i≈Y//Q ф-ла для резонансной частоты принимает вид
'* (16)
где поле Яэфф обусловлено раз л. процессами, происходящими в кристалле при установлении в н╦м магн. упорядочения. Пока изучены два источника возникновения Яэфф ≈ спонтанная стрикция и упорядочение ядерных магн. моментов под действием сверхтонкого взаимодействия. Возникающее в результате спонтанной стрикщш поле Яэф^ для ромбоэдрич. кристаллов может быть выражено через модули упругости (&,) и коп-станты магшггострнкции
Я^фф ' =
(17)
гМ- У.
Хотя величина магнитоупругого поля Яэфф' мала (≈-1 Э), его действие, усиленное полем Я^:, приводит к заметной щели в спектре А. р, для ряда АФ. Напр., в ге-
3 ГГц.
матнте (a-Fe203) щель <ои.у,^уг ^^эфф" ∙ JIк
Возникающее в результате сверхтопкого взаимодействия поле
,с- т.
/-/эфф =N
(18)
Здесь N ≈ число магн. ионов в 1 см3, цяд ≈ ядерный магн, момент, А0 ≈ безразмерная константа сверхтонкого взаимодействия. Эффект сверхтонкого взаимодействия проявляется при низких темп-pax. Для иона
Мп2+ Яэфф(Э) ≈9/Г(К) и при Т≈4 К в соединениях МпС03 и CsMnFf, щель в спектре, возникающая в результате сверхтонкого взаимодействия, эквивалентна действию магн. поля ^\\ кЭ и составляет ^3 ГГц.
В кубич. АФ встречаются в оси, два типа лтагн. структур. В структуре первого типа нектор L направлен вдоль кристаллографич. оси [100]. В этом случае в поло (1≈5) кЭ, направленном вдоль оси [1001, векторы на-118 магниченности псфрешеток устанавливаются ыоркенди-
и со2 = -^ ЕН А^, где Яд, д
Ид* ≈ поля анизотропии относительно оси л╦гкого намагничивания и оси, следующей за ней по значению энергии анизотропии.
Обычно Я^~103≈ Ю4Э (кроме кубич. кристаллов), а обменные поля Я^-^Ю6 ≈ 107 Э. Поэтому частоты А. р. изменяются от 10 до сотен ГГц. Однако есть много АФ, в к-рых значения Н д и Я^на порядок больше. Частоты А, р, приходятся в этом случае на область далекого ИК-диипазона, где их не всегда можно отличить от др. типов возбуждений.
И1 и ≈≈≈ ' зучсние спектров А. р. в достаточно широкой об-
ласти частот и магн. полой да╦т обширную информацию о магн. структуре, величинах обменного, анизотропного, сверхтонкого, магпитоупругого и др. видов взаимодействия в антифсрромагнетиках, а также о температурной зависимости этих взаимодействии. Изучение ширины линии А. р. в принципе позволяет раскрыть природу процессов релаксации магнонов в АФ,
Дли наблюдения А. р. используются радпоспснтро-метры, аналогичные применяемым для изучения ЭГ1Р, но позволяющие проводить измерения на высоких (до 1000 ГГц) частотах и в сильных (до 1 МГс) магн. полях,, Наиболее перспективны спектрометры, в к-рых сканируется не магн. поле, а частота. Получили распространение оптич. методы детектирования А. р.
Лит.: Туров Е. А., Физический свойства магнитоупо-рядоченных кристаллов, М., 1963; Г у р е в и ч А. Г., Магнитный резонанс в ферритах и аьтиферромагнетиках, М., 1973.
А. С. Боровик- Ротонов,
АНТИЧАСТИЦЫ ≈ элементарные частицы, имеющие те же значения масс, спинов и др. физ, характеристик, что и их «двойники» ≈ «частицы», но отличающиеся от них знаками нск-рых характеристик взаимодействия (зарядов^ напр, знаком элсктрич. заряда).
Существование А. было предсказано II. А. М. Дираком (Р. А. М. Dirac). Полученное им в 1928 квантовое релятивистское ур-нпе движения электрона (см. Дирака уравнение] с необходимостью содержало решения с отрицат. энергиями. В дальнейшем было показано, что исчезновение электрона с отрицат. энергией следует интерпретировать как возникновение частицы (той же массы) с положит, энергией и с положит, электрич. зарядом, т. е. А. по отношению к электрону. Эта частица ≈ позитрон ≈ открыта в 1932.
В последующих экспериментах было установлено, что не только электрон, но и все остальные частицы имеют свои А. В 1936 в космич. лучах были открыты мюон \\i~ и его А. ц.4*, а в 1947 ≈ л~- и п4" -мезоны, составляющие пару частица-А.; в 1955 в опытах на ускорителе зарегистрирован антипротон, в 1956 ≈ антинейтрон и т. д. К наст, времени наблюдались А. практически всех известных частиц, и не вызывает сомнения, что А. имеются у всех частиц.
Существование и свойства А, определяются в соответствии с фундам. принципом квантовой теории поля ≈ е╦ инвариантностью относительно СР Т7 -преобразования (см. Теорема СРТ}. Из СРТ -теоремы следует, что масса,
")
}
