CC BY
63
A.A. Жгдеёга. Уёт äöei äi д äeüi t ä iääepääieä m ei -n! ei t at at ääeüi t ääeno aey
ФИЗИКА
УДК 53.08
В.Г. Жотиков
YENiADEiAiCÄäÜilA 1ААЁ& ÄAlEA NiEl-NiEliÄi Ai ААЁОИ ÄAENÖÄEß
Московский физико-технический институт
1. Aäääälea
Проблема существования в природе новые фундаментальных взаимодействий, принципиально отличных по своей природе от известных фундаментальный взаимодействий, несомненно, представляет исключительный теоретический и экспериментальный интерес. Настоящая работа посвящена описанию экспериментов, в которыгс наблюдался новый тип фундаментального взаимодействия неэлектромагнитного дальнодействия между спинами.
Отметим, что указанная проблема неоднократно и активно обсуждалась в физической литературе в 8090-е гг., причем существенный вклад в разработку и понимание физических следствий, вытекающих из существования в природе указанного нового взаимодействия (новой силы) внесли российские ученые. В этой связи укажем прежде всего на работу А.Ф. Андреева [1]. В указанной работе существование в природе новой дальнодействующей силы предсказывается из весьма общих соображений относительно характера симметрии физических законов, а именно из спонтанного нарушения полной относительности. Укажем также на работы группы Е.Б. Александрова, А.А. Ансельма [2-4] и группы П.И. Воробьёва [5-7]. В указанный работах описаны попытки экспериментального обнаружения новой дальнодействующей силы неэлектромагнитного взаимодействия между ориентированными спинами электронов и ядер. В работе [5] приведены данные на пределы существования константы нового взаимодействия, основанные на отрицательные результатах экспериментов [2-4]. Отмечено, что взаимодействие предсказывается рядом современные теорий, а именно теориями супергравитации, гравитационными теориями с динамическим полем кручения и указанной выше моделью спонтанного нарушения полной относительности [1]. Из зарубежных источников на эту тему укажем на работы [8-13].
Проблема поиска (псевдо) скалярных бозонов, несмотря на то, что имеет уже почти 30-летнюю историю, продолжает привлекать к себе группы исследователей из многих стран. При этом эксперименты по обнаружению нового взаимодействия велись и продолжают вестись по нескольким направлениям.
Укажем на некоторые из них.
Первое направление поиска - это попытки обна-ружиты указанное взаимодействие путем регистрации частиц (ариона, аксиона, майорана) космического происхождения (см., напр.: [9, 10]). В настоящее время в ЦЕРНе завершается подготовка нового эксперимента по обнаружению легких аксионов. Для этих целей предполагается создание солнечного аксионного телескопа CAST (CERN Solar Axsion Telescope), разработка и изготовление которого осуществляется усилиями ученык и специалистов ряда стран [14].
Другое направление поиска - попытки зарегист-рироваты статическое аксионное поле, создаваемое ферромагнетиком, которое должно индуцироваты постоянную намагниченносты в парамагнитные образцах, отделенных от этого ферромагнетика специалы-ным сверхпроводящим экраном (см., напр.: [2, 3, 5, 6]).
К третыему направлению поиска можно отнести эксперименты, в которых ставится задача обнаружиты космические или солнечные аксионы, которые должны взаимодействовав с ферромагнитной массой высокодобротного крутилыного маятника [12] и тем самым изменяты характер его колебаний.
Еще одно направление поиска представлено в работах [8, 15], в которые предложены эксперименты по поиску легких голдстоуновских частиц путем их возбуждения (генерации) за счет воздействия на ми-шены мощных лазерных импулысов.
Более подробную информацию о современном состоянии проблемы обнаружения далынодействия, переносимого указанными безмассовыми или почти без-массовыми (псевдо) скалярными частицами, можно найти на сайте ЦЕРНа (http://axnd02.cern.ch/CACT).
Наконец, в работах [6, 7] быши предложены лабораторные эксперименты по наблюдению макроскопических проявлений новой далынодействующей силы методом генерации и детектирования динамического поля (псевдо) скалярных голдстоуновских бозонов (ариона, аксиона, майорана). Так, суты эксперимента, предложенного в [6], кратко сводится к следующему.
Когерентная спиновая волна, возбуждаемая с по-мощыю СВЧ накачки в помещенном в волновод ферромагнетике, генерирует когерентное аксионное поле.
Аапоїее ОАЇО. 2004. АйїоМ 6 (43). Ыадёу: АшАЙОАА ї ЇОА Ё ОІхЇОА 1А6ЁЁ
Аксионная волна, имеющая узкую диаграмму направленности, беспрепятственно проходит через стенки волновода, а также сверхпроводящий экран, поглощающий СВЧ фотоны. Эта аксионная волна попадает в находящийся поблизости второй волновод (или резонатор), в который должен быть помещен намагниченный ферромагнетик.
Эта волна должна возбуждать в ферромагнетике когерентную спиновую волну, что должно привести к появлению в волноводе связанной со спинами слабой электромагнитной волны, которая должна быть зарегистрирована высокочувствительным приемником.
В работе [7] в качестве детектора искомых (псев-до) скалярных частиц реликтовых аксионов или в эксперименте типа представленного в [6] предложено использовать антиферромагнетики с анизотропией типа «легкая плоскость».
Для этих антиферромагнитных кристаллов должен наблюдаться эффект усиления сигнала, детектируемого от источника искомых частиц, который пропорционален отношению поля Дзялошинского к внешнему магнитному полю: HJH. Что касается генератора искомых частиц, то авторы считают [7], что в нем предпочтительнее использовать ферромагнетики.
Представляется важным отметить, что авторы настоящей статьи в своих экспериментах по возбуждению и детектированию (псевдо) скалярных частиц использовали кристаллы СоС03. Они представляют собой антиферромагнетики со слабым ферромагнетизмом типа «легкая плоскость», т.е. именно те, которые предлагались в [7] в качестве материала для детектора искомых частиц - переносчиков взаимодействия. Что касается генератора детектора искомых (псевдо) скалярных бозонов, то авторы использовали для него как ферромагнетик Ка2СиБ4, так и антиферромагнетик СоС03, необходимая информация о свойствах которых приводится ниже.
Настоящая статья посвящена описанию экспериментов по параметрическому возбуждению безмас-сового (псевдо) скалярного поля в передающей системе с помощью метода СВЧ накачки в антиферромагнетике СоС03 или ферромагнетике Ка2СиБ4 и детектированию этого поля в антиферромагнетике СоС03 приемной системы с помощью метода неупругого рассеяния света Мандельштама-Бриллюэна.
2. ТаоТаёёа уёпУаЭёТаГоа ё ТаЭадои
Суть эксперимента, выполненного в Институте физических проблем им. П.Л. Капицы РАН, по наблюдению макроскопического проявления и определению константы спин-спинового дальнодействия кратко сводится к следующему.
В определенном смысле данный эксперимент повторяет собой опыт Г. Герца по возбуждению и детектированию электромагнитных волн (1886-1887),
что можно пронаблюдать в упрощенной блок-схеме (рис. 1).
В данной работе исследовалась одна из возможных схем расположения образцов (рис. 2). Волновод помещался внутрь сверхпроводящего (СП) соленоида, находящегося в металлическом гелиевом криостате, возбуждались ферро- (антиферро-) магнитные резонансы. Это приводило к возбуждению когерентных (псевдо) скалярных легких бозонов. Эти частицы проходили через сверхпроводящие и обычные электромагнитные экраны передающего и принимающего каналов и возбуждали в кристалле СоС03, также находящемся на дне закороченного волновода внутри СП соленоида приемной системы, когерентные (нетепловые) спиновые волны.
Эти когерентные спиновые волны, возбужденные в кристалле СоС0 3 приемной системы, детектировались наряду с собственными тепловыми (некогерентными) колебаниями намагниченности (магнонами) и колебаниями плотности (фононами) этого кристалла с помощью метода неупругого рассеяния света Мандельштама-Бриллюэна.
2.1. И'ёпаГёа ТаЭааа^йааТ ё УЭёГёТа^йааТ ёаГаёТа
Опишем основные технические характеристики передающего и принимающего каналов экспериментальной установки по наблюдению макроскопических проявлений новой дальнодействующей силы и определению константы этого взаимодействия. Начнем с описания передающего канала.
Передающий канал представлял собой не что иное, как СВЧ спектрометр прямого усиления экспериментальной установки по оптическому наблюдению магнитного резонанса в ферро- и антиферромагнетиках. Указанная установка достаточно подробно описана в работе [17] (рис. 3). Поэтому мы отметим здесь лишь те особенности, которые будут использованы в дальнейшем. Ферромагнитный (в образцах Ка2СиБ4) резонанс (ФМР) или антиферромагнитный (в образцах СоС03) резонанс (АФМР) СВЧ генератора возбуждался в указанных образцах на частотах 35-40 ГГц. Каждый из образцов помещался внутрь закороченного волновода на поршне в пучность магнитной компоненты СВЧ поля к. Точность установки образцов внутри волновода относительно направлений Н и к была не хуже 1°.
Отраженный от дна волновода микроволновой сигнал детектировался кристаллическим детектором и поступал либо на осциллограф, либо на 7-координату двухкоординатного самописца. На Х-координа-ту самописца подавался сигнал, пропорциональный величине постоянного магнитного поля, которое создавалось внутри СП соленоида. Максимальная мощность излучения СВЧ генератора соответствовала частоте га /2п = 37 ГГц и была равна приблизительно
А. А. /ЕТоёёТа. Yeniade іаїоаеиїТа шаёрааХёа пгёХ-пгёНага! ааёиНааёпоаёу
ГЕОМЕТРИЯ РАССЕЯНИЯ СВЕТА
■ 105 cm-1)
Л.
СВЧ КАНАЛ ПРИЕМНОЙ СИСТЕМЫ
(^=33.4 ГГЦ)
ОПТИЧЕСКИИ КАНАЛ ПРИЕМНОЙ СИСТЕМЫ
НА ОСНОВЕ СКАНИРУЮЩЕГО МНОГОПРОХОДНОГО <_ ИНТЕРФЕРОМЕТРА ФАБР И-ПЕРО С СИСТЕМОЙ НАКОПЛЕНИЯ И ОБРАБОТКИ ДАННЫХ
ЛАЗЕР HeNe X = 0j53 мкм
ОБРАЗЕЦ В ВОЛНОВОДЕ ВНУТРИ СП СОЛЕНОИДА
МЕТАЛЛИЧЕСКИИ ДЮАР (Т = 1.5 К)
ПЕРЕДАЮЩАЯ СИСТЕМА
(у = 37.0 ГТЦ) (УСТАНОВКА ДЛЯ ОПТИЧЕСКОГО НАБЛЮДЕНИЯ ФМР иАФМР С СВЧ И ОПТИЧЕСКИМ КАНАЛАМИ)
ОБРАЗЕЦ В ВОЛНОВОДЕ ВНУТРИ СП СОЛЕНОИДА
ИЗЛУЧЕНИЕ
ДАЛЬНОСТЬЬ =6...7м
МЕТАЛЛИЧЕСКИИ ДЮАР (Т = 1.5 К)
Рис. 1. Блок-схема эксперимента по наблюдению спин-спинового дальнодействия
10 мВт. В резонансе образцы поглощали приблизительно половину поступающей в волновод СВЧ мощности, т.е. 3-5 мВт. Контроль СВЧ мощности, поступающей в волновод, осуществлялся с помощью измерителя мощности, включенного во второе плечо калиброванного направленного ответвителя.
Волновод (внутреннее сечение 7.2 х 3.4 мм2) с образцом помещался внутрь сверхпроводящего соленоида. Этот соленоид помещался внутрь металлического криостата, который охлаждался до температур сверхтекучего Не4 (Т =1.5...2.0 К).
Принимающий канал установки представлял собой установку по наблюдению рассеяния света Ман-дельштама-Бриллюэна на тепловых (некогерентных) и параметрически возбужденных (когерентных) спиновых волнах и фононах в ферро- и антиферромагнетиках. Эта установка подробно описана в работах [16, 18-20].
Приведем важнейшие параметры оптической и СВЧ подсистем принимающего канала. Начнем описание с оптической подсистемы (рис. 4).
Эксперименты по рассеянию света проводились в образцах CoCO3 при двух конфигурациях рассеяния:
а) при «рассеянии вперед»: исследовался спектральный состав лазерного излучения, прошедшего через исследуемый образец CoCO3, в котором возбуждался антиферромагнитный резонанс;
б) рассеянии света под углом 90° (исследовался спектральный состав света, рассеянного в образце). При длине волны падающего света X = 632.8 нм в данной геометрии опыта получаем велич!шу волнового вектора рассеивающей кБазичастицы | qj|~2.5-105 см- 1 .
Спектральный состав рассеянного света исследовался с помощью высококонтрастного (контрастность не хуже 108) трехпроходного сканируемого интерферометра Фабри-Перо фирмы «Burleigh» (США). Ска-
Рис. 2. Одна из возможных схем расположения исследуемых образцов СоСО3 относительно постоянного \ и переменного И магнитных полей [16]
нирование в нем осуществлялось с помощью пьезокерамики подачей на нее пилообразного напряжения. Управление интерферометром и его автоматическая юстировка производились с помощью автоматизированной системы сбора и обработки оптических сигналов интерферометра БЛ8-1 этой же фирмы.
Источниками света во всех экспериментах служили два гелий-неоновых лазера с длиной волны Х=632.8 нм. Первый лазер мощностью 10 мВт использовался в конфигурации (а), второй лазер мощностью 50 мВт использовался в конфигурации (б).
Прошедший через образец свет (или рассеянный в образце под углом 90° к падающему лучу) собирался линзой Л2 и фокусировался на диафрагму Д2 ( 0 ~ 1 мм), расположенную в фокусе коллиматора К1 (/ = 400 мм). Параллельный пучок света, вышедший из этой системы, попадал в интерферометр, а на выходе из него фокусировался коллиматором К2 (/ = 250 мм) на диафрагму Д3 (0 ~1 мм) и далее через линзу Л3 попадал в фотоприемник - охлаждаемый фотоэлектронный умножитель (ФЭУ). Темновой ток ФЭУ был < 1 имп./с. Сигнал с ФЭУ через предусилитель (ПУ) и усилитель - амплитудный дискри-
Рис. 3. Схема экспериментальной установки для наблюдения рассеяния света при подаче на образец СВЧ мощности: ИФП - интерферометр Фабри-Перо; ИН - источник СВЧ накачки; А1, А2 - аттенюаторы; ИМ - измеритель СВЧ мощности; Ц - циркулятор; В - волномер; Д - детектор; О - осциллограф; ДС - двухкоординатный самописец
Дюар
Образец Лі п
Фй=-с
Лазер
Сверхпроводящий
соленоид
Рис. 4. Экспериментальная установка для наблюдения рассеяния света под углом 90° к падающему лучу:
Л, Л2, Л3 - линзы; Д,, Д2, Д3 - диафрагмы; П - поляризатор;
А - анализатор; К,, К2 - коллимационные системы;
ИФП - интерферометр Фабри-Перо; ИФ - интерференционный фильтр; ПУ - предусилитель; У - усилитель; АД - амплитудный дискриминатор; ДС - двухкоординатный самописец
минатор (У + АД) подавался на вход анализатора спектра, находящегося в системе БАБ-Г Анализатор был синхронизован частотой сканирования интерферометра. Накопленный в БЛ8-1 спектр либо регистрировался на двухкоординатном самописце, либо параметры полученного спектра (положение и интенсивность линий) считывались с дисплея БЛБ-Г Погрешность определения частоты в спектре рассеянного света составляла 0.2 ГГц.
Как уже отмечалось, СВЧ подсистема приемного канала представляла собой СВЧ спектрометр, идентичный СВЧ спектрометру передающего канала (рис. 3). Единственное отличие от передающего канала состояло в том, что здесь в качестве источника СВЧ накачки использован магнетрон, который излучал на фик-
сированной частоте = 35.4 ГГц, в непрерывном 2п
Смещение частоты, Ггц
Рис. 5. Спектральный состав света, рассеянного в кристалле СоС03 приемника в условиях возбуждения АФМР в кристалле СоС03 передатчика. Частота излучения генератора приемника vр = 35.4 ГГц.
1 - тепловые магноны; 2 - параметрически возбужденные фононы; 3-магноны, возбужденные излучением передатчика
Рис. 6. Спектральный состав света, рассеянного в кристалле СоС03 приемника. Передатчик выключен [20].
1 - тепловые магноны; 2 - параметрические возбужденные фононы; V,, = 35.4 ГГ ц
режиме. Максимальная мощность, которая от магнетрона подавалась в волновод, составляла ~ 500 мВт. Волновод имел то же внутреннее сечение, что и волновод передающего канала. Расчет амплитуды СВЧ поля Ъ в волноводах передающего и принимающего каналов осуществлялся по формуле [16, 20]:
Ъ = (4Р/аЬХ)П (1)
где Р - мощность в ваттах; а, Ь - размеры сечения волновода в метрах; X = 120лА^/А - импеданс волновода в омах; А — длина волны в волноводе; А - длина волны в свободном пространстве. Затухание волн в волноводе не учитывалось.
Эксперименты проводились как при комнатной температуре (исследовались тепловые фононы), так и при температуре Т = 1.5...2.0 К в ванне из сверхтекучего 4Не в оптическом криостате. Постоянное магнитное поле создавалось сверхпроводящими соленоидами различной конструкции и могло быть приложено вдоль различных направлений кристалла. Свет к образцу подводился через окна в криостате и специальные отверстия в сверхпроводящих соленоидах. Значение внешнего магнитного поля в эксперименте варьировалось в диапазоне 0.2-1.5 кЭ [19, 21].
Дополнительные данные о характеристиках передающего и принимающего каналов экспериментальной установки, в том числе ее конструктивных деталях и особенностях проведения экспериментов, которые не вошли в указанные работы [17-22], имеются в [16]. Далее в целях сокращения назовем передающий канал передатчиком, а принимающий канал -приемником.
2.2. И'ёпаГёа ТаЭадоТа
Как было отмечено, в приемнике и передатчике экспериментальной установки использовались кристаллы СоС03, которые находились в антиферромаг-нитном состоянии. В ряде экспериментов в передатчике экспериментальной установки вместо антиферромагнетика СоС03 использовался ферромагнетик Ка2СиБ4. Приведем некоторые основные характеристики указанных образцов, которые понадобятся в дальнейшем.
2.2.1. СоС03
Магнитное упорядочение типа «легкая плоскость» возникает в СоС03 ниже температуры Нееля Тм = 18.1 К. Магнитные и магнитооптические свойства СоС03 достаточно хорошо изучены. Достаточно подробная сводка данных об этих свойствах и соответствующая литература приводятся, например, в работе [18]. Там же имеется информация об изучении методом ман-дельштам-бриллюэновского рассеяния (МБ-рассея-ние) света низкочастотной части спектра спиновых волн и фононов при Т ~ 300 К в СоС03.
Кроме того, там же приводятся значения обменных констант для трех основных направлений распространения спиновых волн (магнонов) и значения скоростей звука вдоль оси высокого порядка С3 и в базисной плоскости кристалла.
В связи с соображениями работы [7] о связи поля Дзялошинского НЮ с чувствительностью приемника, которые были отмечены во введении, укажем на следующее.
Поле НЮ характеризует антисимметричную часть обменного взаимодействия в СоС03. Причем значения ИПР полученные из статических и резонансных измерений, различаются почти в два раза (см. [23] и ссылки, приведенные там). Измерения намагниченности дают НЮ = 27 кЭ, тогда как резонансные дают НЮ = 52 кЭ.
Более полную информацию о свойствах антифер-ромагнитных карбонатов 30-элементов, к которым принадлежит СоС03, можно найти в работе [23].
В передатчике экспериментальной установки использовался кристалл СоС03, что и в работе [17]. Образец был вырезан в форме диска диаметром Ю = 1.2 мм и толщиной 0 = 0.3 мм. Плоскость диска совпадала с базисной плоскостью кристалла, соответственно, ось высокого порядка С3 перпендикулярна плоскости поверхности диска. Поверхности кристалла оптически полировались. Резонанс наблюдался во внешнем магнитном поле Н = 1...2 кЭ (в зависимости от частоты СВЧ накачки). Ширина линии резонанса в этом кристалле ДН ~ 100 Э. Этот же образец иногда использовался и в приемнике экспериментальной установки, когда исследовался спектральный состав света, прошедшего через кристалл в момент возбуждения в нем низкочастотной ветви спектра антиферромагнитного резонанса в конфигурации рассеяния (а). Расположение этого образца в волноводе относительно внешнего магнитного поля и СВЧ поля накачки ку и направления распространения в нем света приводится на рис. 2.
В приемнике экспериментальной установки использовался тот же кристалл СоС03, что и в работах [18-21]. Он был вырезан в форме прямоугольного параллелепипеда с основанием 1 х 1.2 мм2 и высотой
1.8 мм. Ось 7 (С3) была направлена вдоль диагонали основания. Такая геометрия образца позволяла при рассеянии света в нем под углом 90° наблюдать и исследовать квазичастицы, распространяющиеся вдоль всех рациональных направлений в кристалле (оси: х, у, г). Все грани образца были оптически полированы. Рассмотрены различные варианты расположения этого образца в волноводе относительно внешнего магнитного поля Н, а также направлений СВЧ поля накач ки к2 и направлений (волновых векторов) падающего к0 и рассеянного ^света в исследуемом образце СоС03 (рис. 2). Здесь и далее индексы 1, 2 в обозначениях для постоянного Н и переменного, возбужда-
емого СВЧ накачкой к магнитных полей, относятся к передатчику и приемнику соответственно.
2.2.2. Ка20иГ4
Наряду с образцом СоС03 в передатчике экспериментальной установки использовался ферромагнетик Ка2СиБ4 [22]. Это соединение является прозрачным квазидвумерным гейзенберговским ферромагнетиком с температурой магнитного упорядочения Т с=6.25 К. Кристаллы Ка2СиБ4 имеют кристаллографическую группу симметрии и ниже критической темпера-
туры Тс спины ионов меди выстраиваются в них параллельно С - плоскости. Используемый образец имел размеры 2 X 2 X 0.5 мм3 с минимальным размером вдоль оси С. Расположение этого образца в волноводе относительно внешнего магнитного поля И1 и СВЧ поля накачки к1 было таким же, как и в случае образца СоС03.
3. Вадоёиоаой уёпУаЭёТаГоа
Отметим еще раз принципиальные требования, которые предъявляются к эксперименту по наблюдению неэлектромагнитного дальнодействующего взаимодействия тел с неисчезающей средней плотностью спина. Они были сформулированы в работах [1, 6, 7].
В [1] был предложен эксперимент по наблюдению прецессии намагниченности одного ферромагнетика в голдстоуновском поле другого, полностью электромагнитно экранированного от первого сверхпроводящими токами (сверхпроводящим экраном). Непременным условием эксперимента, предложенного в [6, 7] и отмеченного во введении, также является наличие сверхпроводящего экрана между передатчиком и приемником экспериментальной установки.
Эти условия в описываемом эксперименте заведомо выполняются: образцы приемника и передатчика экранированы друг от друга не только посредством помещения каждого из них внутрь сверхпроводящего соленоида, но и оба они еще оказываются экранированными друг от друга и от внешних электромагнитных полей помещением этих соленоидов с образцами внутрь металлических криостатов, которые заливались жидким Не4.
Поскольку детектирование неэлектромагнитного дальнодействующего поля в антиферромагнетике СоС03 приемной системы осуществлялось с помощью метода неупругого рассеяния света Мандельш-тама-Бриллюэна, целесообразно напомнить основные особенности этого метода.
В экспериментальном отношении задача о рассеянии света в кристаллах, по существу, сводится к следующему: монохроматическое лазерное излучение частотой v0 падает на исследуемый объект. Рассеянный свет содержит в своем составе компоненты с частотами V , сдвинутыми относительно частоты падающего света V за счет взаимодействия света с раз-
личными возбуждениями в кристалле. Частота V, волновой вектор и интенсивность этих компонент дают, в принципе, полную информацию о возбуждениях в кристалле.
Рассеяние света Мандельштама-Бриллюэна имеет место, когда свет рассеивается в кристалле, например, на колебаниях плотности вещества или плотности магнитного момента, которые модулируют показатель преломления кристалла [16]. При этом сдвиг частот
Дvу =| v0 - Vу | находится в интервале 0.5-1.0 см4 .
С квантовой точки зрения неупругое рассеяние света Мандельштама-Бриллюэна (МБ рассеяние) представляет собой процесс, в котором среда поглощает один фотон и излучает при этом другой фотон, переходя в новое квантовое состояние. При этом в рассеиваемой среде рождается (или уничтожается) одно элементарное возбуждение (многофотонные процессы в данной работе не рассматриваются). Частота
0 и волновой вектор ц, этого возбуждения однозначно определяются законами сохранения энергии
V = V ± о (2)
и (квази) импульса:
К = ± , (3)
где к0, к3, V,, V£ - волновые векторы и частоты падающего и рассеянного света. Знак «+» относится к процессу, протекающему с поглощением энергии или стоксову процессу, тогда как знак «—» описывает процесс с излучением энергии, или антистоксов процесс. При МБ рассеянии О V0 ~ V = с/А, поэтому
2П -
1 |= “г(«о2 + -2«о« К>)2> (4)
К
где По и п§ - показатели преломления для падающего и рассеянного света, А - длина волны света в вакууме, а символ (к0, к5) обозначает угол между волновыми векторами падающего и рассеянного света.
Условия (2) и (3) налагают ряд существенных ограничений на конкретные типы наблюдаемых с помощью рассеяния света элементарных возбуждений в образцах СоС03 приемника. Для МБ рассеяния под углом 90° при заданной длине волны излучения лазера А = 632.8 нм из (4) имеем значение волнового вектора возбуждения | qj | ~ ± 2.5-105 см- 1.
При рассеянии света на тепловых (некогерентных) или возбужденных с помощью СВЧ накачки в приемнике магнонах и фононах в спектре исследуемого образца СоС03 должны наблюдаться обе спектральные компоненты (стоксова и антистоксова). Причем интенсивности указанных спектральных компонент, в принципе, должны быть равными (имеется в виду, что кристалл не должен иметь дефектов кристаллической структуры).
В противоположность этому свет, рассеянный спиновой волной, которая возбуждается в кристалле волнами, излученными в пространство передатчиком, будут иметь только одну компоненту, которая определяется направлением прихода в кристалл этой волны. Иными словами, волна, возбужденная колеблющимися спинами кристалла передатчика и поглощенная спинами в кристалле приемника установки, регистрируется по спектру МБ рассеяния света в образце.
Таким образом, спектр так называемых собственных, т.е. тепловых или возбужденных собственным СВЧ полем накачки приемника, возбуждений кристалла CoCO3 приемника существенно отличается от спектра возбуждений в нем, обусловленных поглощением волны, излученной в свободное пространство передатчиком.
Это отличие имеет место не только благодаря тому, что частота излучения передатчика отлична от частоты СВЧ накачки приемника, но и благодаря свойствам симметрии регистрируемых частотных компонент относительно центра свободного спектрального интервала интерферометра (free spectral range - FSR). К этому вопросу мы вернемся при обсуждении результатов эксперимента.
Большое значение для правильной интерпретации результатов эксперимента в дополнение к указанным отличительным свойствам спектров рассеянного в образцах CoCO3 света имеют также и поляризационные условия эксперимента. Речь идет о поляризационных условиях для падающего и рассеянного в кристалле излучения лазера.
В сущности, поляризационные условия наблюдения рассеяния света в кристалле на тех или иных возбуждениях следует рассматривать как еще один закон сохранения, а именно как закон сохранения момента импульса. Поэтому поляризационные условия наблюдения рассеяния света следует рассматривать совместно с законом сохранения энергии (2) и (ква-зи) импульса (3).
Свет от лазера, падающий на кристалл, в условиях нашего эксперимента, был всегда линейно поляризован и параллелен внешнему магнитному полю приемника. Обозначим через E0 электрический вектор падающей световой волны, а через Es электрический вектор рассеянной в кристалле световой волны. Тогда при рассеянии света в CoCO3 на тепловых или возбужденных СВЧ накачкой приемника спиновых волнах и фононах всегда должны выполняться поляризационные условия: Es± Е0. В противоположность этому при рассеянии света на спиновой волне, возбуждаемой в образце CoCO3 приемника волной, излученной в свободное пространство передатчиком, должны выполняться следующие поляризационные условия: Es ± Е0 и Es ||Е0. Это означает, что в этом случае спектральные компоненты, которые обязаны своим происхождением волнам в свободном пространстве, излученным передатчиком, должны наблю-
даться в спектре рассеянного света одновременно в обеих поляризациях.
Проведенный анализ показывает, что имеется достаточное количество отличительных признаков, которые дают возможность для идентификации спиновых волн, возбуждаемых в образце CoCO3 приемника от волн, излучаемых в свободное пространство колеблющимися спинами передатчика, находящегося от приемника на некотором заданном расстоянии R.
Перейдем теперь к описанию результатов экспериментов. Указанные эксперименты были выполнены под руководством академика РАН A.C. Боровика-Романова (1920-1997) в Институте физических проблем им. П.Л. Капицы РАН в период с 1977 по 1979 г и до настоящего времени подробно опубликованы не были.
В целях удобства представления и интерпретации полученных экспериментальных данных введем для кристалла CoCO находящегося в волноводе приемника, систему координат таким образом, чтобы ось z совпадала с осью симметрии третьего порядка С3 кристалла. Оси x и у лежат при этом в базисной плоскости о, причем ось x направлена вдоль внешнего магнитного поля H. В дальнейшем будем называть квазичастицы, распространяющиеся вдоль направления x (к ||х), x-частицами, вдоль направления у (к |[у), у-частицами и, наконец, вдоль направления z (к ||z) -z-частицами.
Описание полученных экспериментальных результатов представляется целесообразным провести именно в той исторической последовательности, как это имело место в действительности.
В опытах по рассеянию света в образцах CoCO 3 приемника на тепловых (некогерентных) и возбужденных СВЧ накачкой (когерентных) квазичастицах (магнонах и фононах), которые были описаны в работах [16-21, 23], авторы достаточно регулярно наблюдали в спектре отраженного в кристалле (или прошедшего через него) света дополнительные «странные компоненты». В целях наглядности представлены примеры наблюдения указанных «странных компонент» в спектре рассеянного в кристалле света при одинаковых условиях работы приемника, но зарегистрированных в разное время (дни) проведения опытов (рис. 5, 6).
В качестве примера приводится запись спектра света, рассеянного на у-частицах в образце CoCO 3, в котором возбужден антиферромагнитный резонанс (АФМР) (рис. 5). Она позволяет уяснить принципиальную разницу между различными типами регистрируемых возбуждений.
Наряду с несмещенной (релеевской) компонентой спектра, которая обусловлена рассеянием света на внутренних дефектах кристалла, одновременно наблюдались спектральные компоненты, принадлежащие различным типам возбуждений в кристалле, а именно:
1) собственные тепловые спиновые волны (1);
2) собственные параметрические фононы (2);
3) бегущие спиновые волны, возбужденные поглощением излучения передатчика, который был расположен на расстоянии Я = 6...7 м от приемника (3).
Поляризационные условия наблюдения здесь соответствовали условию Е8± Е0. При Е || Е спект-ральныге компоненты от 1 и 2 отсутствовали, тогда как компоненты от 3 продолжали наблюдаться. Частота собственных спиновых волн зависела от внешнего магнитного поля 01 = О1(Н) в соответствии с их спектром [17].
Интенсивности спектральных компонент, соответствующие собственным параметрическим фононам, существенным образом зависели от величины внешнего магнитного поля (наблюдались в диапазоне изменения магнитного поля АН~ 30...40 Э) [16, 20].
В противоположность этому спектральные компоненты, соответствующие спиновым волнам, возбужденным в образце СоСО 3 приемника излучением передатчика, наблюдались в широком диапазоне изменения внешнего магнитного поля АН ~ 400...500 Э. Их частоты не изменялись и соответствовали частотам излучения передатчиков.
Представленная запись спектра рассеяния света (рис. 6) получена в условиях, аналогичных записи спектра (рис. 5) при выключенном передатчике.
Как и в предыдущем опыте, компоненты от 1 и 2 наблюдались только в поляризации Е^ ± Е0, тогда как компоненты от 3 наблюдались как в поляризации Е^ ± Е0, так и в поляризации Е^ || Е0.
Как можно видеть (рис. 5), спектральные компоненты, которые соответствуют условию 3, несимметричны относительно несмещенной компоненты. Их расположение определяется направлением прихода в приемник излучения передатчика.
Спектральные компоненты типа 3 наблюдались также и в других конфигурациях опыта, а именно для х-и ^-направлений, а также в условиях «рассеяния вперед». Кроме того, отметим, что интенсивности стоксовой и антистоксовой спектральных компонент, соответствовавших собственным параметрическим возбуждениям (магнонам или фононам), при включении излучения передатчика менялись. Они становились несимметричными.
При замене в передчике антиферромагнетика СоСО3 на ферромагнетик Ка2СиБ4 существенных отличий в интенсивностях спектральных компонент соответствующих им возбужденных спиновых волн обнаружено не было.
Все спектральные компоненты типа 3 наблюдались, как и спектральные компоненты типа 1 и 2, только при нахождении образца СоСО3 приемника в ванне сверхтекучего 4 Не при температурах Т = 1.4...2.0 К и наличии внешнего магнитного поля. Они никогда не наблюдались в случаях, когда образец находился в парамагнитном состоянии при комнатной (Т ~ 300 К)
или азотной (Т ~ 80 К) и других промежуточных температурах.
Представляется важныш отметить следующий факт При возбуждении АФМР исследуемые образцы поглощали примерно половину поступающей в волновод СВЧ мощности (~ 5 мВт в передатчике и ~ 250 мВт в приемнике). Однако, несмотря на наличие температурного скачка Капицы Д Т, который имеет место между температурой образца и температурой гелиевой ванны, в которую он погружен,
ДТ = КР/Б, (5)
где Ра - мощность, поглощаемая в образце, площадь поверхности которого равна Б, а К = 15/ Т3 [24], перегрева образцов не наблюдалось.
В пользу этого говорит и тот факт, что спектр света, который рассеивался на тепловых спиновых волнах (магнонах) в условиях присутствующей в приемнике мощной СВЧ накачки не отличался от спектра света при рассеянии на этих магнонах в отсутствии последней.
4. ТапохааГёа бадоёиоаоТа ё айаТай
Результаты описанного эксперимента дают основание для утверждения, что в описанном эксперименте наблюдалось проявление нового типа взаимодействия, предсказанного ранее в [1], в динамическом аспекте его проявления. Это взаимодействие имеет определенное сходство с магнитным дипольным взаимодействием спинов, однако отличается от него тем, что его существование связано именно только с ориентированными спинами, а не с движущимися электрическими зарядами. Свидетельством этому являются следующие указанные в п. 3 настоящей статьи особенности наблюдения рассеянного в образце света:
- численные значения частот наблюдаемых спектральных компонент,
- зависимость наблюдаемых спектральных компонент от внешнего магнитного поля,
- особенности в поляризациях наблюдаемые спектральных компонент,
- свойства симметрии наблюдаемые спектральные компонент относительно несмещенной (релеевс-кой) спектральной компоненты.
В эксперименте удалось зарегистрировать также динамическое поле излучения не только от передатчика, находящегося на расстоянии Я=6...7 м от приемника, но еще от одной экспериментальной установки, которая находилась на расстоянии от приемника ~ 50 м.
Дополнительным свидетельством наличия вполне эффективного механизма возбуждения спиновых волн, излучаемых в открытое пространство при возбуждении в образце ферро- и антиферромагнитного резонанса, является отсутствие перегрева образцов относительно гелиевой ванны, поглощающих СВЧ мощность при резонансе. Это может означать, что при изучении процессов релаксации спиновых волн, воз-
буждаемых в магнитоупрорядоченных системах, указанный канал релаксации должен всегда приниматься во внимание. Соответственно, правую часть уравнений Ландау-Лифшица, описывающих движение магнитных моментов, следует дополнить член, описывающий переход энергии не в тепло, а в излучение волн скалярного поля. Полученные в данной работе экспериментальные результаты дают возможность получить оценку величины константы спин-спиново-го дальнодействия взаимодействия.
Обозначим эту константу через к. Тогда, согласно [1], лагранжиан (точнее, плотность лагранжиана) скалярного голдстоуновского поля сводится к одному члену
L = -
1
16пк
В1
, f. f
дХ dxm
(6)
где /1к (х) - вещественные антисимметричные тензоры; х = (X0, х) - лоренцев 4-вектор (принята система единиц, в которой с = 1).
Применяя далее процедуру вычисления амплитуды скалярного поля на расстоянии Я от источника из [25] и наши экспериментальные данные по измере-
нию интенсивности света, рассеянного на возбужденных этим полем спиновые волнах (магнонах) в исследуемом образце CoCO приходим к следующей оценке. В нашем эксперименте значение константы спин-спинового дальнодействия оказалось примерно одного порядка с величиной константы тонкой 1
структуры а, т.е. * 137 .
Наконец, мы можем попытаться теперь дать объяснение отрицательным результатам экспериментов в [2— 4] по наблюдению спин-спинового дальнодействия. Для этого целесообразно воспользоваться соображениями, приведенными в работе [26], где приводятся аргументы в пользу того, что эффект спин-спинового дальнодействия, перенос которого осуществляется с помощью (псевдо) скалярного бозона, является динамическим эффектом. И он не может быггь, в принципе, наблюден в статических экспериментах.
Автор выражает свою искреннюю признательность вице-президенту РАН А.Ф. Андрееву за многочисленные и детальные обсуждения полученных результатов, В.В. Обухову за помощь и поддержку, а также благодарен Г.Д. Богомолову, В.М. Дубовику, Б.С. Думешу, И.В. Колоколову и В.В. Лебедеву за полезные дискуссии, Н.А. Крейнес за участие в экспериментах.
Ёёоа9аоо9а
1. Андреев А.Ф. // Письма в ЖЭТФ. 1982. Т. 36. С. 82.
2. Александров Е.Б., Ансельм А.А., Павлов Ю.В., Умарходжаев P.M. // ЖЭТФ. 1983. Т. 85. С. 1899.
3. Ансельм А.А., Неронов Ю.И. // ЖЭТФ. 1985. Т. 88. С. 1946.
4. Anselm A.A. // Phys. Rev. 1988. Vol. D37. P. 2001.
5. Vorobyev P.I., Gitarts Ya.I. // Phys. Lett. 1988. Vol. B208. P. 146.
6. Воробьев П.И. и др. // Письма в ЖЭТФ. 1989. Т. 50. С. 58; Vorobyev P.I. et al. // Particle World. 1990. Vol. 1. № 6. P. 163.
7. Кахидзе А.И., Колоколов И.В. // ЖЭТФ. 1991. Т. 99. С. 1077.
8. Van Bibber K., Dagdeviren N.R., Koonin S.E. et al. // Phys. Rev. Lett. 1987. Vol. 59. P. 759.
9. Barbiery R., Cerdonio M., Fiorentiny G., Vitale S. // Phys. Lett. 1989. Vol. B226. P. 357.
10. Raffelt G.G. // Phys. Rep. 1990. Vol. 198. № 1 & 2.
11. Garaia de Andrate G.L. // Astrophysics and Space Science. 1992. Vol. 198. P. 79.
12. Ritter R.C. et al. // Докл. IX Российской гравитационной конференции (24-30 июня 1996 г.), г. Новгород, Россия. M., 1996.
13. Ni W-T., Pan S-s., Yen H-C. et al. // Phys. Rev. Lett. 1999. Vol. 82. P. 2437.
14. CERN Courier. 2001. Vol. 44. P. 6 (см. также http: // axnd02.cern.ch /CACT/).
15. Polityco S.I. // J. Phys. G: Nucl. Part. Phys. 2001. Vol. 27. P. 2421.
16. Жотиков В.Г. Рассеяние света Мандельштама-Бриллюэна в антиферромагнитном карбонате кобальта: Дис. ... канд. физ.-мат. наук. M., 1979.
17. Боровик-Романов А.С., Жотиков В.Г., Крейнес Н.М., Панков А.А. // ЖЭТФ. 1976. Т. 70. С. 1924.
18. Боровик-Романов А.С. и др. // ЖЭТФ. 1978. Т. 74. С. 2286; Боровик-Романов А.С., Жотиков В.Г., Заварицкий В.Н. и др. // Кристаллография. 1983. Т. 28. С. 713.
19. Жотиков В.Г., Крейнес Н.М. // Письма в ЖЭТФ. 1977. Т. 26. С. 496.
20. Боровик-Романов А.С. и др. // ЖЭТФ. 1979. Т. 77. С. 2486.
21. Боровик-Романов А.С., Жотиков В.Г., Крейнес Н.М., Панков А.А. // Письма в ЖЭТФ. 1976. Т. 23. С. 705.
22. Borovik-Romanov A.S., Kreines N.M., Laiho R. et al. // J. Phys. C: Solid St. Phys. 1980. Vol. 13. P. 879.
23. Боровик-Романов А.С., Егоров В.М., Икорникова Н.Ю. и др. // Кристаллография. 1981. Т. 26. С. 1094.
24. Капица П.Л. // ЖЭТФ. 1941. Т. 11. С. 1.
25. Hojman S. et al. // Phys. Rev. 1979. Vol. 19. № 2. P. 430.
26. Barashenkov V.S. et al. // Preprint of the JINR. 1994. E2-94-132.
