WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 ||

g = 1.76 · 107 (s · Oe)-1, 0 1.4 · 1010 s-1. Нелинейные В этом случае µ3() и µ4() пропорциональны и равFM FM подвижности µ2 () и µ3 () в ФМ-пределе для проны нулю, а основной вклад в скорость дрейфа обусловлен извольных значений частоты имеют вид нелинейной подвижностью µ1() (1 + )2 +(/0)2 + qq2 FM AFM µ2 () =µ0, µ1 () =-µ0, (1 + - q1)2 + q2 ( - q1)2 + q2 2 1 + + q2 - (/0)2 + q2( + 2)2 (20) y0g2Mq2(/0)( + 2) где µ0 =. В наиболее интересном с точки зрения FM µ3 () =.

эксперимента длинноволновом приближении, которому 1 + - q2 - (/0)2 + q2( + 2)2 соответствует область частот = sk 1010 s-1, выражение (20) сводится к виду FM Нелинейная подвижнсоть µ4 () в длинноволновом приближении имеет значение qAFM µ1 () =-µ0 2. (21) (1 + )1 (2 + + 2)(/0)21yFM µ4 ()=-, ( +1)2s2 (/0)2+(1y2/s2)Для оценки скорости дрейфа ДГ воспользуемся числовыми значениями параметров, характеризующиа в коротковолновом ми феррит-гранат вблизи точки компенсации (например, Gd3Fe5O12 [12]): y0 10-4 cm, M0 = 4.5Oe, FM µ4 () =1 603.3, 1, g = 1.76 · 107 (s · Oe)-1, 5 · 10-2, M0 7.3 · 106 erg/cm3. При характерной скорости зву(/0)3qка s 105 cm/s и максимально допустимом значении.

тензора деформации ku0 105 скорость дрейфа ДГ до- 1 + - q2 - (/0)2 2 + q2( + 2)2 [2 + q2] 2 2 стигает 10-5 cm/s. В коротковолновом приближении В качестве экспериментального образца в [1] ис( 1011 s-1) пользовался Y3Fe5O12. Используя следующие значеqAFM ния параметров Y3Fe5O12 при = 5 · 10-3 [12]:

µ1 () =-µ0 2. (22) qy0 10-5 cm, 1 0.6, 1, 10-4, M0 = 140 Oe, M0 3.5 · 106 erg/cm3, g = 1.76 · 107 (s · Oe)-1, AFM Вторая подвижность в (19) — µ2 () —для произ0 1.5 · 109 s-1, оценим исходя из соотношений (17) вольной частоты имеет вид и (18) скорость дрейфа ДГ. В длинноволновом прибли жении µ1() имеет тот же вид, что и в (23), и скорость µAFM µ2 () = B1(p)d(py0) дрейфа в Y3Fe5O12 составляет 10-4 cm/s. Частотная зависимость НП µ1() в длинноволновом приближении представлена на рис. 2. В коротковолновом приближе нии (p + n)2y2(p - n)2y0 0 B(n) d(ny0) µ1() =-µ0.

sinh (p+n)y0/2 sinh (p-n)y0/Рассмотрим теперь зависимость скорости дрейфа от µ, поляризации звуковой волны, полагая, что фигурирую(1 - q1)2 + qщие в формулах (19)–(24) частота и компоненты векгде числовой параметр 5 · 10-15. тора k связаны между собой обычным законом дисперсии Физика твердого тела, 2001, том 43, вып. 1854 В.С. Герасимчук, А.А. Шитов Список литературы [1] В.К. Власко-Власов, О.А. Тихомиров. ФТТ 32, 6, (1990).

[2] В.К. Власко-Власов, О.А. Тихомиров. ФТТ 33, 12, (1991).

[3] Ю.И. Горобец, С.И. Денисов. УФЖ 35, 2, 271 (1990).

[4] С.И. Денисов. ФТТ 31, 11, 270 (1989).

[5] В.С. Герасимчук, А.Л. Сукстанский. ЖЭТФ 106, 4, (1994).

[6] V.S. Gerasimchuk, A.A. Shitov. J. Phys.: Condens. Matter 12, 13, 3119 (2000).

[7] Б.А. Иванов, А.Л. Сукстанский. ЖЭТФ 84, 1, 370 (1983).

[8] В.Г. Барьяхтар, Б.А. Иванов, А.Л. Сукстанский. ЖЭТФ 78, 4, 1509 (1980).

Рис. 2. Частотная зависимость нелинейной подвижнос[9] V.S. Gerasimchuk, A.L. Sukstanskii. J. Magn. Magn. Mater.

ти µ1() для Y3Fe5O12 в длинноволновом приближении.

146, 232 (1995).

[10] В.Г. Барьяхтар, Ю.И. Горобец, С.И. Денисов. ЖЭТФ 98, 4, 1345 (1990).

[11] В.С. Герасимчук, А.Л. Сукстанский. ЖЭТФ 103, 1, звуковых волн = sk, k = |k|, где скорость звука s (1993).

различна для продольных и поперечных волн.

[12] С. Крупичка. Физика ферритов и родственных им окислов.

Поскольку волна распространяется в плоскости граМир, М. (1976). 504 с.

ницы, т. е. в плоскости (xz), положим k = (kx, 0, kz) = = k(cos s, 0, sin s). Возможны следующие поляризации волны.

1) Поперечная волна с вектором смещений, перпендикулярным плоскости ДГ. Для нее u = u0(0, 1, 0) и скорость дрейфа при заданной частоте звука можно представить в виде R Vdr = µ1()(ktu0)2 sin 2s, (25) где kt = /st и st — скорость поперечного звука.

2) Поперечная волна с вектором смещений, лежащим в плоскости границы, u = u0(- sin s, 0, cos s). В этом случае скорость дрейфа, как следует из (19), оказывается равной R Vdr = - µ2()(ktu0)2 sin 4s. (26) 3) Продольная волна для которой u = u (cos s, 0, sin s). Для нее получаем R Vdr = µ2()(klu0)2 sin 4s. (27) Здесь kl = /sl, где sl — скорость продольного звука.

Из (25)–(27) следует, что если звуковая волна распространяется параллельно плоскости ЛГ, то ее дрейф возможен как в продольной, так и в поперечной звуковой волне. В случае распространения звуковой волны перпендикулярно плоскости ДГ, как показано в [6], дрейф имеет место только при поперечной поляризации звуковой волны. Поскольку в (25)–(27) скорость дрейфа Vdr R, эти формулы описывают не только дрейф уединенной ДГ, но и дрейф полосовой ДС как целого.

Физика твердого тела, 2001, том 43, вып.

Pages:     | 1 ||



© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.