Акустическое возбуждение ядерных спиновых волн в антиферромагнетиках и связанные с ним эффекты тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.11 ВАК РФ

и ..

\ 5 . Л г

на правах рукописи

НАЗИПОВ МАРАТ РАВИЛЕВИЧ

АКУСТИЧЕСКОЕ ВОЗБУЖДЕНИЕ ЯДЕРНЫХ СПИНОВЫХ ВОЛН В АНТИФЕРРОМАГНЕТИКАХ И СВЯЗАННЫЕ С НИМ ЭФФЕКТЫ

01.04.11 - физика магнитных явлений

Автореферат диссертации на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук

Казань - 2000

Работа выполнена в Казанском физико-техническом институте им. Е.К. Завойского Казанского НЦ РАН

Научные руководители: доктор физико-математических наук,

старший научный сотрудник Богданова Х.Г.;

доктор физико-математических наук, старший научный сотрудник Шакирзянов М.М.

Официальные оппоненты: доктор физико-математических наук,

профессор Башкиров Ш.Ш.; кандидат физико-математических наук, Рухлов B.C.

Ведущая организация - Уральский государственный университет им. A.M. Горького, г. Екатеринбург.

Защита состоится "_/_" j^^Ctfyji 2000 г. в 1430 часов на заседании диссертационного совета Д 003.71.01 в Казанском физико-техническом институте им. Е.К. Завойского КазНЦРАН: 420029, г. Казань, Сибирский тракт, 10/7.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке Казанского физико-технического института им. Е.К. Завойского КазНЦ РАН.

Автореферат разослан "20 " QfcTJlJf Я 2000 г.

BiW.a^/.os

Ученый секретарь

диссертационного совета Шакирзянов М.М

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Актуальность темы. Ядерные спиновые волны (ЯСВ) - это коллективная ветвь колебаний ядерных спинов,, возникающая в магнитоупорядоченных веществах и обусловленная косвенным взаимодействием ядерных моментов через колебания электронных моментов, так называемым Сул-Накамуровским взаимодействием (СНВ). Радиус СНВ го в магнитоупорядоченных соединениях достигает макроскопических величин (103-И04 межатомных расстояний) и под влиянием этого взаимодействия происходит упорядочение колебаний ядерных спинов по частотам, амплитудам и фазам, аналогично упорядочению колебаний электронных спинов при формировании спиновых волн. И по аналогии со спиновыми волнами эти колебания в системе ядерных спинов называются ЯСВ. Из-за большого радиуса взаимодействия Сула-Накамуры ЯСВ, в отличие от спиновых волн магнонов, существуют даже тогда, когда спин-система ядер находится в парамагнитном состоянии. Причем длины волн Ю-4 см) и частоты

(ш-ЮМО9 Гц) ЯСВ попада'/от в область длин волн и частот ультразвука (УЗ). Таким образом, в условиях ядерного магнитоакустического резонанса (ЯМАР) возникает уникальная ситуация - возможность возбуждения ЯСВ ультразвуком, что позволяет, на наш взгляд, исследовать напрямую не только свойства самих ЯСВ, их взаимодействие с электронной и упругой подсистемами магнетика, но и широкий спектр эффектов, в том числе и нелинейных, обусловленных прежде всего эффективным энгармонизмом упругих колебаний.

Необходимо заметить, что в проведенных до настоящего времени акустических исследованиях магнитоупорядоченных веществ применялся стационарный метод возбуждения, когда образец подвергается воздействию акустических волн в течении всего процесса измерений. Но он оказался малоэффективным для возбуждения ЯСВ и изучения магнитоакустических эффектов, связанных с ЯМАР на ЯСВ, прежде всего вследствие отсутствия достаточного "запаса" по мощности высокочастотного генератора. Данную трудность можно преодолеть используя импульсные методы, позволяющие возбуждать в исследуемых образцах короткие акустические импульсы значительной мощности. Таким образом, для решения поставленных задач требовалось создание импульсного спектрометра, обладающего также высокой чувствительностью, линейностью и широкополосностью приемного тракта. Решение этой, несомненно актуальной проблемы, представляет также значительный интерес с точки зрения создания новой экспериментальной техники.

Поэтому тема диссертационной работы - экспериментальное возбуждение ЯСВ акустическим полем в условиях ЯМАР и всестороннее исследование наблюдаемых при этом эффектов - является весьма актуальной и представляет значительный научный интерес.

Цель работы. Актуальность и важность вышеуказанных проблем определили цель настоящей диссертационной работы - акустическое возбуждение ЯСВ в антиферромагнетиках и всестороннее изучение наблюдаемых при этом эффектов. Для этого было необходимо решить следующие задачи:

1. Создать экспериментальную установку для исследования магнитоупорядоченных веществ импульсными методами в широком диапазоне частот, внешних полей и температур;

2. Разработать методики исследования магнитоакустических эффектов в условиях ЯМАР на ЯСВ в легкоплоскостных (ЛП) и кубических антиферромагнетиках (АФ);

3. Осуществить экспериментальное наблюдение возбуждения акустическим импульсом ЯСВ в ЛП (KMnFs) и кубическом (RbMnFj) АФ в условиях ЯМАР и изучить зависимости явления ЯМАР от величины и направления постоянного магнитного поля.

4. Методом ЯМАР экспериментально изучить влияние ядерного магнетизма на магнитоупругое (МУ) взаимодействие, а также на магнитоакустические эффекты, обусловленных этим взаимодействием, в данных соединениях и теоретически их интерпретировать.

Научная новизна диссертационной работы определяется следующими основными результатами, которые выносятся на защиту.

1. Экспериментально обнаружено и теоретически интерпретировано явление акустического ядерного спин-волнового резонанса (ЯМАР на ЯСВ) в ЛП АФ KMnF3 и кубическом АФ RbMnF3, проявляющегося в резонансном уменьшении амплитуды прошедшего звука вблизи точки пересечения дисперсионных кривых ЯСВ и звука.

2. Экспериментально изучена и теоретически интерпретирована зависимость амплитуды прошедшего звука от направления постоянного магнитного поля в условиях ЯМАР в этих соединениях.

3. Экспериментально обнаружены обе ветви связанных МУ волн, обусловленных расталкиванием дисперсионных кривых ЯСВ и звука вблизи их точки пересечения.

4. Экспериментально обнаружена и теоретически интерпретирована аномальная дисперсия скорости звука в условиях ЯМАР на ЯСВ в KMnF3, обусловленная распространением в образце двух ветвей связанных МУ волн, характеризующихся при заданной частоте

различными скоростями - большей и меньшей чем скорость звука вдали от точки пересечения дисперсионных кривых. , Практическая ценность работы состоит в возможности использования полученных нами результатов для дальнейшего развития теоретических представлений о природе магнетизма в АФ и механизмов МУ взаимодействия, а также в разработке и изготовлении не имеющего аналогов импульсного спектрометра на диапазон частот 500-г 1000 МГц, обладающего большой выходной мощностью (~1 кВт в импульсе) и способного принимать слабые сигналы отклика (чувствительность -100 дБ/Вт).. Данный, спектрометр .позволяет исследовать магнитоупррядоченные вещества как различными акустическими, так и радиочастотными импульсными методами. . ,

Апробация работы. Результаты исследований, представленные в диссертации, докладывались на 27-ой Международной зимней школе-симпозиуме . физиков-теоретиков, Екатеринбург, 1998; Международной конференции "Новые магнитные материалы микроэлектроники", Москва, 1998; научной сессии Совета по магнетизму. <ЭОФА РАН, Москва, 1998; итоговых научных конференциях Казанского научного центра РАН, Казань, 1997-1999 гг.; республиканских , конференциях "Проблемы энергетики", Казань, 1996-1998 гг.

Структура и объем работы. Диссертация .состоит из введения, трех глав, заключения, списка публикаций автора и списка цитированной литературы. Работа изложена на 97 страницах машинописного текста, включая 34 рисунка и список цитированной литературы из 61 наименования.

СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ ... Во введении дано обоснование актуальности выбранной темы диссертации, сформулирована цель работы и задачи исследования, выдвинуты основные положения, выносимые на защиту, дана краткая „ характеристика глав диссертации.

Первая глава диссертации посвящена экспериментальной части работы. В ней даны характеристики и устройство важнейших узлов разработанного совместно с соавторами импульсного спектрометра Я MAP и описаны принципы их работы. Подробно изложены экспериментальные . методики измерения акустических параметров образцов - амплитуды однократно прошедшего через образец звукового импульса и его скорости, . несущих • в себе отклик ядерной спин-системы при резонансном возбуждении. Рассмотрены вопросы, касающиеся требований к образцам и пьезопреобразователям. Описаны упругие и магнитные свойства, а также

кристаллическая структура исследуемых в данной работе низкотемпературных АФ КМпРз и ЯЬМпРз.

Использовавшиеся в экспериментах образцы КМпРз и ЯЬМпРз были вырезаны таким образом, что их ребра совпадали с основными кристаллографическими осями [100], [010], [001].

Достаточно короткий (по сравнению с временем прохождения звука по образцу) ультразвуковой импульс возбуждался на одной из торцевых поверхностей (001) образца и детектировался на противоположной. Он имел продольную поляризацию и частоту в интервале 600 ч- 700 МГц.

Геометрия экспериментов была такова, что волновой вектор звука к был всегда ориентирован вдоль оси [001] кристаллов. Гелиевый криостат с образцом вращался вокруг оси Л, всегда перпендикулярной к Н (рис. 1, а и б). Для КМпРз угол между осью Я и волновым вектором к устанавливался равным 0° (прямая ориентация, рис. 1а) и 20° (наклонная ориентация, рис. 16). Для ЯЬМпГз эксперименты проводились только в прямой ориентации, т.е. образец вращался вокруг оси Я || [001] || к (рис. 1а). При этом к ± Н. Величина постоянного магнитного поля менялась от 0 до 8000 Э. Измерения проводились при Т- 4.2 К.

В экспериментах вычисляется коэффициент прохождения звука К=и/ии, представляющий собой отношение амплитуды акустического импульса и, однократно прошедшего через образец помещенный в постоянное магнитное поле, к амплитуде акустического импульса но, прошедшего через образец помещенный в нулевое магнитное поле.

Вторая глава содержит результаты экспериментального исследования амплитуды прошедшего звука при 7=4.2 К в зависимости от величины и направления постоянного магнитного поля Н в монокристаллах ЛП АФ КМпРз и кубического АФ ЯЬМпРз в интервале частот 630-г670 МГц для КМпРз и на частоте 640 МГц для ЯЬМпРз, соответствующих частотам ЯСВ в этих соединениях.

В кристаллах КМпРз: 1) обнаружено резонансное по постоянному магнитному полю уменьшение коэффициента прохождения УЗ импульса в КМпРз, распространяющегося вдоль направления [001]. Зависимость К(Н) при заданном значении Ф = 45° (где Ф - угол между осью х и направлением Н±) для частоты 644 МГц приведена на рисунках 2-3. Видно, что для прямой ориентации зависимость имеет один интенсивный минимум (рис.2), а для наклонной ориентации - два интенсивных минимума (рис.3). Как видно из рисунков, минимумы

Рис. 1. Геометрия эксперимента:

а - прямая ориентация (Н лежит в "легкой" плоскости);

б - наклонная ориентация (Н направлен под углом к "легкой"

плоскости)

соответствуют существенному - почти на порядок - уменьшению амплитуды прошедшего через образец акустического импульса; 2) исследована угловая зависимость коэффициента прохождения К(Ф) в К.МпРз (в зависимости от ориентации постоянного магнитного поля относительно кристаллографических осей). Графики угловых зависимостей для частоты 644 МГц и различных ориентации (прямой и наклонной) образца приведены на рис.4-5. Кривые сняты при значениях постоянного магнитного поля соответствующих минимальному значению коэффициента прохождения К(Н) на полевой зависимости. Как видно из рисунков, угловая зависимость К(Ф) обнаруживает 90°-ю периодичность в соответствии с тем, что направление [001] является осью четвертого порядка.

Аналогичные полевые и угловые зависимости коэффициента прохождения К в КМпРз получены для других частот интервала (630 -г 670) МГц. За его пределами указанные эффекты пропадают.

Используемая в экспериментах геометрия (к±Н) исключает поглощение упругой энергии за счет возбуждения переходов между квазизеемановскими уровнями ядерной спин системы. Поскольку используемый диапазон частот соответствует частотам ЯСВ в КМпРз, мы попытались связать наблюдаемые минимумы коэффициента прохождения с резонансным взаимодействием звука с двумя ветвями ЯСВ вблизи точек пересечения дисперсионных кривых звука и ЯСВ.

В двухподрешеточных АФ, к которым относится КМпИз, магнонный спектр имеет две ветви ш^) и тс2(ч) (по числу магнитных подрешеток). В ЛП АФ отношение /сое2(0) ~ 10 2+ 10 3 вследствие сильного различия в величинах полей анизотропии в базисной плоскости (На) и вдоль "трудной" оси (На). В почти кубическом КМпРз АФ для этого соотношения характерно [1,2]:

сое;(0)/со,,(0)^1 (1)

и поэтому существенным оказывается косвенное взаимодействие через обе магнонные ветви, что обуславливает формирование двух ветвей ЯСВ солД<|) и й„2(я).

Для создания резонансных условий использовался тот факт, что ширина зон ЯСВ сор,((1), представляющая собой динамический сдвиг частоты, проявляет сильную зависимость от величины постоянного магнитного поля Н. Таким образом, точки пересечения ветвей ЯСВ с кривой дисперсии звука можно перемещать вдоль линии П(к) с помощью магнитного поля Н, добиваясь их совпадения с частотой звуковых колебаний возбуждаемых в образце (рис.6). В нулевом и малых магнитных полях точка пересечения дисперсионных кривых ЯСВ и звука

-У-

. 0.8

х н о

^ 0.4

8000

Рис. 2. Зависимость коэффициента прохождения К ультразвукового импульса от величины постоянного магнитного поля И для прямой ориентации образца КМп?з на частоте 644 МГц

1.2 ------- ------------ 1 - •- - !-------,

5

в

н о

0.8

0.4

0.0

♦

♦ ♦

♦ ♦

♦ ♦ ♦ ♦ ♦ ♦

♦

♦

2000

Я,

4000

,н, э

6000

щ

8000

Рис. 3. Зависимость коэффициента прохождения К ультразвукового импульса от величины постоянного магнитного поля Н для наклонной ориентации образца КМпГ^ на частоте 644 МГц

1.2,

<и

•К н о

0.8

Н=4200Э I

Л /

^ 0.4

0.0

V

• У

• •

о

90

180 ф°

270

360

Рис. 4. Угловая зависимость коэффициента прохождения К ультразвукового импульса для прямой ориентации образца КМпЕ^ на частоте 644 МГц

1.2-

• Н',=32(А)Э о н;=52оиэ

ф¥

ч 1>

я н о

0.8 ь»

1 с;.

Ъ< 0.4

0.0

о _8

о

о.ф

I- о о с

оо

о

о

• •

о с (

•

с? с

•

•

• ••о

о о

о о

1° 1 5

•••

О С

о

о

90

180

270

360

Рис. 5. Угловая зависимость коэффициента прохождения К ультразвукового импульса для наклонной ориентации образца КМп!^ на частоте 644 МГц

о

Рис. 6. Кривые дисперсии связанных магнитоупругих волн. Штриховые линии соответствуют отсутствию магнитоупругого взаимодействия

находится ниже частоты генератора Qo и в образце распространяется упругая волна. При увеличении напряженности постоянного магнитного поля частота ЯСВ все более приближается к частоте Qo, и в образце распространяется связанная магнитоупругая волна; характеризуемая как упругой, так и магнитной составляющей. При этом происходит переход упругой энергии в энергию ЯСВ. Значения Н, соответствующие этим совпадениям, фиксируются экспериментально по резонансному изменению амплитуды прошедшего через образец акустического импульса.

Для подтверждения этого предположения в K.M11F3 был проанализирован вид энергии МУ взаимодействия. Выражение для МУ энергии удобно записать с учетом конкретной симметрии рассматриваемого кристалла KMnF3, через вектора антиферромагнетизма (L = Mi - М2) и ферромагнетизма (М = Mi + М2). Для тетрагональных кристаллов, к которым относится KMnF3, в случае, когда вектор L лежит в базисной плоскости (0о = 0), оно определяется слагаемыми [1,2,3]

V\ (v Афо) = &з1л>М0иуу sinv|/ • sin2<p0,

V2 (ч/,0,сро) = -2В^ЬаМ JJ yy cosy • sin2cp0;

(2)

характеризующими МУ взаимодействие, связанными с колебаниями вектора Ь соответственно в плоскости базиса (Уг) и в вертикальной плоскости (К|) (здесь: ф - азимутальный угол вектора Ь. 0 - полярный угол вектора Ь, ч> - угол, характеризующий выход вектора М из плоскости базиса; фи. Во - равновесные значения соответствующих углов; ¿о и Ма -равновесные значения Ь и М; Въ = Ььз - магнитоупругая постоянная; С/уу -компонента вектора упругих деформаций, создаваемых в образце УЗ импульсом). Из формулы видно, что при Ц1 = 0 величина У\ = 0, поэтому на кривой К(Н) должен остаться один минимум. Измерения в прямой ориентации (рис.2) были проведены специально, в качестве контрольного эксперимента для проверки формул (2). Второе характерное свойство У\ и Уг - обращение в нуль при ф = 0, ±я/2, л. При этих значениях ф, в отсутствии МУ взаимодействия, должно иметь место К(Ф)&\, что соответствует угловым зависимостям (рис.4-5). Таким образом, наблюдаемые на эксперименте эффекты подтверждаются предложенной теоретической моделью.

Кристалл ЯЬМпРз с точки зрения модели является аналогичным кристаллу КМпРз. И, поэтому, для подтверждения модели, предложенной для КМпРз были проведены измерения в КЬМпРз. В ПЬМпРз было:

1) обнаружено резонансное по магнитному полю уменьшение коэффициента прохождения К(Н). Максимум затухания наблюдался при Я-4000Э. Ширина линии на половине высоты составила по полю АН * 1000 Э;

2) исследована угловая зависимость коэффициента прохождения ДФ) от направления поля в плоскости (001) кристалла RbMnF3 при значении Н = 4000 Э. Угловая зависимость показала ожидаемую 90° периодичность в соответствии с тем, что направление [001] является осью 4-го порядка.

Зависимости коэффициента прохождения К от величины и направления постоянного магнитного поля в кубическом АФ RbMnFs имеют вид, аналогичный данным зависимостям в KMnFs, показанным на рис.2,4.

В RbMnF3, так же как и в KMnF3, наблюдающиеся на эксперименте эффекты объясняются тем, что с помощью продольного ультразвука мы возбуждаем одну ветвь ядерных спиновых волн, связанную с колебаниями вектора L в вертикальной плоскости, проходящей через ось [001] RbMnFí.

Энергию магнитоупругого взаимодействия для ЯЬМпГз можно записать в виде [3,4]:

V^y ~ 2fisin2Qu-50- Uy).(y-J), (3)

где В - магнитоупругая постоянная; U)y(\\i) - 8U}{yj)ldy соответствующая компонента упругих деформаций ((/.(у,/) - упругие смешения под действием внешнего акустического поля); 60 - малые изменения угла 9, характеризующие малые колебания L, вызванные .полем упругой деформации. Выражение (3) для МУ взаимодействия не содержит явной зависимости от угла (р. Однако известно [5], что в "спин-флоп" фазе вектор L лежит в плоскости, перпендикулярной Н, и меняет свое равновесное положение от состояния L||[010] (Оо = к/2) при Н||[100] до состояния L || [111] (бо = arcsin2/3 в плоскости (ПО)) при Н||[110] и от данного состояния до состояния L || [100] (0о = л/2) при Н||[010]. Таким образом, если ввести угол Ф, характеризующий направление Н в плоскости (001) (отсчитывается от направления [100]), то при изменении Ф в интервале 0 < Ф < тг/4 угол 0о меняется от значения 0о = тг/2 до 8о = arcsin2/3 и от значения Go = arcsin2/3 до 0о = л/2 при изменении Ф в интервале я/4 < Ф < л/2 (аналогично при Я, находящимся в остальных четвертях, образуемых в плоскости (001) осями [100] и [010]). Очевидно, что угол Оо является функцией угла Ф. Однако, к сожалению, получить аналитическое выражение для функции 0о(Ф) удаегся лишь в отмеченных выше частных случаях, когда направление Н совпадает с кристаллографическими осями кубического кристалла. Численные же расчеты требуют знания всех

необходимых параметров. В то же время на основании вышеизложенного можно объяснить основные моменты в угловой зависимости коэффициента К(Ф). Согласно выражению (3) из вышесказанного следует, что продольные акустические колебания, распространяющиеся вдоль оси [001], не взаимодействуют с колебаниями намагниченностей подрешеток при II || [100] и Н ¡I [010], и что МУ взаимодействие максимально при Н || [110].

Из анализа спектра частот ЯСВ в кубическом RbMnF3 следует, что при значении Н я 4000 Э на частоте fio ~ 640 МГц возможно пересечение лишь одной из ветвей ЯСВ ю„,(ф с кривой дисперсии звука fi(k). Данная ветвь ЯСВ связана с полезависимой ветвью магнонного спектра, соответствующей колебаниям вектора L в вертикальной плоскости, проходящей через ось [001]. Частота этой ветви ЯСВ определяется выражением [1,2]

Í 2Н Н (4) ío,ll(q)~a>il--£—£--- I , co„ = y,,#„,

где у,., 7« ~ гиромагнитные отношения для электронов и ядер, Н„, #v -сверхтонкие поля соответственно на ядрах и электронах, q - волновой вектор ЯСВ, cúei(0) - частота однородного антиферромагнитного резонанса (АФМР), равная [5]

®М0) = У2е(и1 + Щвц +2 НЕНЫ ). (5)

Коэффициент /?(6Я,Ф) в выражении (5) зависит от ориентации постоянного магнитного поля относительно кристаллографических осей [100], [010], [001] и в случае, когда Н лежит в плоскости (001), задается выражением (ви -полярный, Ф - азимутальный углы вектора Н) [5]:

В(к/2,Ф) = -4cos40 / (7 + cos4®), 6Я = ni 2. (6)

При Ф = л/4 В(Ф) имеет максимальное значение, равное 5(Ф) = 2/3. В этом случае частота ЯМР, соответствующая однородным колебаниям ядерной намагниченности с q = 0 также максимальна (см. (4)) и при значениях полей Я = 4000 3, НЕ = 0.82-10<>Э, НА= 4.6 Э, HN = 9.43/T "'(Т= 4.2 К) приблизительно равна coni(0)«635 МГц. Таким образом, частота ЯСВ, совпадающая с частотой звука fio попадает в область с сильной дисперсией Oni(q). Причем волновой вектор ЯСВ q, определенный из выражения (4) при coni(q) = 640 МГц, упНл/ 2л = 686.2 МГц, а = 3-Ю"8 см практически совпадает по величине с волновым вектором звука |к|, вычисляемого из условия fio = v-/v при скорости звука v = 5.51-Ю5 см с-1. Отсюда следует, что в точке пересечения кривых дисперсии звука и ЯСВ выполняется условие магнитоакустического резонанса на ЯСВ. При этом в образце распространяется связанная магнитоупругая волна, характеризуемая в

каждой точке магнитной и упругой компонентами. И, очевидно, что наблюдаемое в условиях ЯМАР уменьшение интенсивности акустической компоненты связано с преобразованием упругой энергии в магнитную энергию ЯСВ. Резонансный по магнитному полю характер уменьшения амплитуды звука -обусловлен тем, что с увеличением Н точка пересечения дисперсных кривых подводится к частоте звука, возбуждаемого в образце, вследствие изменения юП|(ч) (рис.6). Заметим, что акустическое возбуждение второй (поленезависимой) ветви ЯСВ при заданной геометрии векторов к и Н (к ± Н, к [| [001]) и заданной частоте звука невозможно. С одной стороны эта ветвь ЯСВ связана с колебаниями вектора Ь в плоскости, параллельной (001), характеризующимися изменением азимутального угла ср. Возбуждение этого типа колебаний I, упругим полем требует изменения взаимной ориентации векторов к и Н. С другой стороны частота второй ветви ЯСВ определяется выражением [1,2]:

где ше:(0) -- частота однородного АФМР [5], соответствующего поленезависимой моде магнонного спектра. : Коэффициент С(0н,Ф), входящий в выражение для соег(0), как и коэффициент В(ви,Ф), зависит от ориентации постоянного магнитного поля Н относительно кристаллографических осей, и при Н || [110] С (л/2, я/4) = 2/3. Подставляя в (7) и (8) известные значения частот и полей (см. выше) получаем при = 0 Мпг(0) = 561.7 МГц. Отсюда следует, что для выполнения условий ЯМАР на второй ветви ЯСВ при заданном законе дисперсии звука По = у-к необходимо использовать ультразвук с гораздо меньшей частотой, чем Оо = 640 МГц.

В третьей главе приводятся результаты экспериментального изучения аномальной дисперсии скорости звука в условиях ЯМАР на ЯСВ в кристалле КМпРз.

В экспериментах нами измерялась фазовая скорость УЗ импульсов, прошедших через образец КМпИз. На частотах 630 670 МГц характер прохождения УЗ импульсов (г„ = 0.5мкс) зависел от величины Я (рис.7). Рисунок представляет собой набор осциллограмм, полученных для однократно прошедшего через образец акустического импульса с частотой заполнения 644 МГц, при различных значениях внешнего поля

,(0) = уе(2НЕНЛ: + Зфн, Ф)НЕНА)Уг.

(8)

Рис. 7.

Набор осциллограмм, характеризующих прохождение ультразвукового импульса в КМпРз в зависимости от величины постоянного магнитного поля .

Я. Слева на рис.7 приведена нумерация осциллограмм, а справа - величина поля, соответствующая каждой из приведенных осциллограмм. По оси х отложено время.

Осциллограмма 1 соответствует первому прошедшему через образец акустическому импульсу со временем прохождения /о, скоростью уп и амплитудой мо при Я = 0. Начиная с полей Я ~ 3000 Э и до полей Я и 6000 Э наблюдается расщепление этого импупьса на два (1 и 2 импульсы) с разными амплитудами щ и т, временами прохождения л и 1г и, следовательно, скоростями V] и \-г соответственно (осц. 2, рис.7). При 3000 < Я < 5200 Э наблюдается уменьшение и и увеличение 1г по сравнению с /о; при этом наблюдается сильное уменьшение амплитуды импульса щ (осц. 2-11, рис.7). В диапазоне полей 5200 <Я<5900Э происходит обратное: увеличение П и уменьшение 1г с восстановлением иг до величины щ (осц. 12-22, рис.7).

В полях Я>6000 Э расщепление, изменение (о и скорости уо не наблюдается (осц. 23, рис.7).

Согласно рассматриваемой модели вблизи точки пересечения дисперсионных кривых ЯСВ и звука (при совпадении частот ЯСВ и возбуждаемых в образце упругих колебаний) образуются две ветви (1 и 2) МУ волн, характеризуемых при заданной частоте разными, волновыми векторами ¿/, и<7, (с/, * д2) и, следовательно, распространяющихся с различными скоростями V, т1,. Причем скорость одной из них больше у, >1, а у другой - меньше V, < г скорости распространения акустического импульса вдали от точки пересечения (рис.6). Поскольку каждая из ветвей характеризуется как магнитной, так и акустической составляющей, то на второй границе у = £ должно наблюдаться два упругих смещения, регистрируемых в различные моменты времени. Действительно, согласно граничным условиям компонента вектора упругих смещений при у=£ (£ -

торец образца, с которого снимается прошедший через него акустический импульс) равна:

ЧЧ\)-ЧЧ2) Цчх)-Щг)

Из полученных' выражений видно, что величина акустических составляющих двух ветвей определяется отношением величин Л(<?,) и А(с/,). Согласно выражению

. (Ю)

зависимость величин от частоты носит резонансный характер

(здесь т1 - ветвь ЯСВ, связанная с колебаниями вектора Ь в плоскости

базиса; con» - несмещенная частота ядерного магнитного резонанса (ЯМР); con+0/j) = cúno((Ono - Acú+(í/)) - частота ЯСВ (Лео+(q) - динамический сдвиг частоты (ДСЧ) ЯМР); a<f = yIm>Ax\v (то - равновесное значение ядерной намагниченности; А - константа сверхтонкого взаимодействия(СТВ);

выполнение условий = ю^+(<7,) и =ю^+(£/2) можно добиться

(как уже упоминалось) используя зависимость частоты ЯСВ от постоянного магнитного поля Н. Тогда при значениях Я« Я?, когда Оц « ю^Д^-Яд),

согласно (10), имеем Щ\)»Л(д2). При этом из выражения (10) также следует, что акустическая составляющая 1-ой ветви очень мала. В области полей, где (Н*Ндг), имеем А(д\)«Дуг) и малую акустическую составляющую 2-ой ветви. Следовательно, в полях Н ~ Ндг< Ня регистрируемый сигнал определяется в соответствии с выражением (9) в основном акустической составляющей ветви 1, скорость которой vi > v, и в полях Я ~ Я(/1 > Нчг - акустической составляющей ветви 2 (уг < V) (рис.6). Необходимо заметить, что поскольку в точке пересечения дисперсионных кривых ЯСВ и звука ветви 1 и 2 МУ волн сближаются, то в полях IIч2 < Я < Нч, могут наблюдаться акустические составляющие обеих ветвей. Из выражения (8) также вытекает, что по мере приближения частоты ЯСВ к частоте звука сильно возрастает магнитная и уменьшается акустическая составляющая МУ волн. Это соответствует преобразованию вводимой акустической энергии в энергию ЯСВ, что обуславливает* ■ резкое уменьшение амплитуды наблюдаемого сигнала. Вдали от резонанса, согласно (10), магнитная составляющая мала и, очевидно, акустический импульс проходит через образец без значительных изменений.

. Резкое изменение скорости звука (рис.7) обусловлено переходом с первой ветви МУ волн (у|) на вторую (уг) в условиях ЯМАР (т.е. при равенстве частот и волновых векторов ЯСВ и звука). Общий характер кривой ц(Н) (или у (Я) = Оо / д(Н)) приближенно можно получить, полагая, что вблизи точки пересечения (соп+(?о) = удо), соп+(д,Н) ~ ап+(до,Я). В этом случае получаем следующее выражение:

компонента тензора восприимчивости. Как видно из выражения (11) в точке

Фо - магнитная часть равновесного термодинамического потенциала)). При заданной частоте со = О0

где

v V и -со;¡+(g0,H)J 2 V2A

= ——Хп(<?). Р - плотность среды; щ{д) -РА)

(11)

[сресечения, где происходит переход с первой ветви МУ волн (скорость vi) ш вторую (скорость v2), должно наблюдаться резкое изменение скорости вука. Кривая, описываемая этим выражением (11), соответствует известной ;ривой дисперсии, вычисленной без учета затухания.

ОСНОВНЫЕ РЕЗУЛЬТАТЫ РАБОТЫ В заключении сформулированы основные результаты и выводы фоведенных исследований:

Разработан и изготовлен импульсный спектрометр Я MAP на диапазон частот (500 -г 1000) МГц, температур (4.2 ч- 300) К и полей (0 ч- 8000) Э, обладающий высокой выходной мощностью передающей части и высокой чувствительностью приемной части. Спектрометр позволяет измерять амплитуду, скорость и изменение скорости акустических импульсов, прошедших через образец, в зависимости от величины и ориентации магнитного поля и направления распространения акустической волны. Данный спектрометр может найти широкое применение для исследования различных магнитоакустических эффектов в магнитоупорядоченных веществах. Разработаны методики Я MAP, а именно - методика определения коэффициента прохождения акустического импульса и методика определения скорости УЗ волн. I. Изготовленный импульсный спектрометр позволил, впервые наблюдать эффект возбуждения ультразвуком ЯСВ в условиях ЯМАР в антиферромагнитных кристаллах ¡KMnFj и RbMnF3. Данный эффект проявляется в значительном, резонансном по постоянному магнитному полю уменьшении коэффициента прохождения ультразвука на частотах 630 -=- 670 МГц, обусловленного переходом упругой энергии в энергию ЯСВ. На основании анализа магнитоупругого взаимодействия и условий: возбуждения объяснены основные закономерности наблюдаемого эффекта. Показано, что возбуждение одной из ветвей ЯСВ связано с колебаниями вектора антиферромагнетизма L в базисной плоскости, а другой - с колебаниями L в плоскости, перпендикулярной базисной плоскости.

3. Обнаружена и исследована угловая зависимость коэффициента прохождения УЗ импульса. Установлено, что угловая зависимость коэффициента прохождения во всех случаях (как для KMnF3, так и для RbMhF3) имеет 90°-периодичность, в соответствии с вращением вокруг оси 4-го порядка.

4. В кристалле KMnF3 впервые обнаружены обе ветви связанных магнитоупругих волн, появляющихся вследствие расталкивания вблизи точки пересечения дисперсионных кривых ЯСВ и звука (вблизи ЯМАР)

и распространяющихся в образце с разными скоростями: меньшей и большей скорости ультразвука вдали от точки пересечения. При прохождении частоты через резонансное значение обнаружена аномальная дисперсия скорости звука в виде резкого перехода в точке резонанса от максимального значения скорости к минимальному. Эффект объясняется тем, что при прохождении точки пересечения дисперсионных кривых ЯСВ и звука (при точном Я MAP) происходит переход с одной ветви связанных МУ волн на другую.

Основные результаты: диссертации изложены в следующих работах:

1. Х.Г.Богданова, В. А. Голенищев-Кутузов, В.Е.Леонтьев, М.Р. Назипов, М.М. Шакирзянов. Спектрометр для исследования магнитного резонанса и нелинейных акустических явлений II ПТЭ, 1997, т.4, с.60-62.

2. Х.Г. Богданова, ' В.А. Голенищев-Кутузов, М.И. Куркин, В.Е. Леонтьев, М.Р. Назипов, В.В. Николаев, М.М. Шакирзянов. Акустическое '¡возбуждение ядерных спиновых волн в легкоплоскостном антиферромагнетике КМпИз // ЖЭТФ, 1997, т.112, вып.5(11), с. 1830-1840.

3. Kh.G. Bogdanova, V.A. Golénishev-Kutuzov, M.I. Kurkin, V.E. Leont'yev, M.R. Nazipov, M.M. Shakirzyanoz. Magneto-acoustic resonance on nuclear spin waves in an easy-plane antiferromagnet KMnF3 /I App. Magn.Resonance, 1998, V.14, p.583-600.

4. Х.Г. Богданова, В.А. Голенищев-Кутузов, М.Р. Назипов, C.B. Петров, М.М. Шакирзянов. Магнитоакустический резонанс на ядерных спиновых волнах в кубическом антиферромагнетике RbMnF3 // ФТТ, 1999, Т.41, вып.2, с.297-300.

5. Х.Г. Богданова, В.А. Голенищев-Кутузов, М.И. Куркин, В.Е. Леонтьев, М.Р. Назипов, C.B. Петров, М.М. Шакирзянов, Гигантский магнитоакустический эффект в KMnF3, обусловленный ядерными спиновыми волнами // ЖЭТФ, 1999, т. 115, вып.5, с.1727-1739.

6. Х.Г. Богданова, В.А. Голенищев-Кутузов, М.И. Куркин, В.Е. Леонтьев, М.Р. Назипов, В.В. Николаев, М.М. Шакирзянов, Магнитоакустический резонанс на ядерных спиновых волнах б кубическом антиферромагнетике KMnFn // Тезисы докладов XXVII Международной зимней школы-симпозиума физиков-теоретиков, Екатеринбург, 1998, с.52.

7. Х.Г. Богданова, В.А. Голенищев-Кутузов, М.И. Куркин В.Е. Леонтьев, М.Р. Назипов, В.В. Николаев, М.М. Шакирзянов, Гигантский магнитоакустический эффект в K.MnF3, обусловленный ядерными спиновыми волнами // Тезисы докладов XVI Международной школы-семинара "Новые магнитные материалы микроэлектроники". Москва, 1998, ч..1, с.77-78.

8. В.Е. Леонтьев, M.Р. Назипов. Спектрометр акустического ядерного магнитного резонанса дециметрового диапазона // Материалы докладов республиканской конференции "Проблемы энергетики", секция "Физика и промышленная электроника". Казань, 1996, с.85.

9. Х.Г. Богданова, В.Е. Леонтьев, М.Р. Назипов. Исследование взаимодействия магнитоупругих волн с ядерной спиновой подсистемой в антиферромагнитном диэлектрике KM11F3 // Материалы докладов республиканской научной конференции "Проблемы энергетики", секция "Физика и промышленная электроника". Казань, 1997, ч.2, с.44.

10. Х.Г. Богданова, В.Е. Леонтьев, М.Р. Назипов. Аномальная дисперсия скорости звука при магнитоупругом резонансе в лёгкоплоскостном антиферромагнетике - фторманганате калия // Материалы докладов республиканской научной конференции "Проблемы энергетики", секция "Физика и промышленная электроника". Казань, 1998, ч.2, с.76.

Список цитированной литературы

1. Е.А. Туров, М.П.Петров. Ядерный магнитный резонанс в ферро- и антиферромагнетиках. - М.: Наука, 1969, 260 с.

2. М.И. Куркин, Е.А. Туров. ЯМР в магнитоупорядоченных веществах и его применения. М.: Наука, 1990, 244 с.

3. В.И.Ожогин, В.Л.Преображенский. Эффективный ангармонизм упругой подсистемы антиферромагнетиков // ЖЭТФ, 1977, т.73, вып.3(9), с.988-1000.

4. R.L. Melcher, D.I. Bolef. Ultrasonic Propagation in RbMnF3. I. Elastic Properties // Phys. Rev., 1969, V.178, №2, p.864-873. Ultrasonic Propagation in RbMnF3. II. Magnetoelastic Properties // Phys. Rev., 1969, V.186, №2, p.491-506.

5. D.T. Teaney, M.J. Freiser, R.W.H. Stevenson. Discovery of a Simple Cubic Antiferromagnet: AFMR in RbMnF3 // Phys. Rev. Lett., 1962, V.9, №5, p.212-214.

ВВЕДЕНИЕ.:.".

ГЛАВА 1. ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНАЯ ТЕХНИКА И МЕТОДИКА

ИЗМЕРЕНИЙ.

1Л. Введение.

1.2. Экспериментальная техника ЯМАР.

1.3. Методика эксперимента ЯМАР.

1.4. Кристаллическая структура KM11F3 и RbMnF3 и геометрия экспериментов.

ГЛАВА 2. МАГНИТОАКУСТИЧЕСКИЙ РЕЗОНАНС НА ЯДЕРНЫХ СПИНОВЫХ ВОЛНАХ В МОНОКРИСТАЛЛАХ KMnF3 И RbMnFs.

2.1. Особенности ЯСВ в легкоплоскостных и кубических двухподрешеточных антиферромагнетиках.,.

2.2. Ядерный магнито акустический резонанс на ядерных спиновых волнах в легкоплоскостном антиферромагнетике КМпЕз.

2.2.1. Экспериментальные результаты.

2.2.2. Теоретическая интерпретация.

2.3. Ядерный магнито акустический резонанс на ядерных спиновых волнах в кубическом антиферромагнетике RbMnF3.

2.3.1. Экспериментальные результаты.

2.3.2. Теоретическая интерпретация.

УСЛОВИЯХ ЯМАР НА ЯСВ.

3.1. Введение.

3.2. Экспериментальные результаты.

3.3. Теоретическая интерпретация.ВО

Ядерный магнитный и ядерный магнитоакустический резонансы являются в настоящее время наиболее эффективными методами изучения свойств взаимодействующих между собой магнитных и упругих подсистем в магнитоупорядоченных веществах. В отличие от слабомагнитных (диа- и парамагнитных веществ) в сильных магнетиках ядерные спины находятся в очень сильном сверхтонком поле магнитоупорядоченных электронов и ориентированы вдоль этого поля. При этом взаимодействие ядерных спинов как друг с другом, так и с внешними переменными полями -магнитным или акустическим - осуществляется через подсистему упорядоченных магнитных моментов электронов. И, таким образом, всю картину явлений ядерного магнитного резонанса (ЯМР) и ядерного магнитоакустического резонанса (ЯМАР) в этих веществах будут определять именно свойства электронных магнитных моментов [1-4]. Надо заметить, что спин-система ядер в магнетиках вплоть до сверхнизких температур остается парамагнитной. В случае ЯМР возбуждение ядерных спинов радиочастотным (РЧ) полем резонансной частоты происходит благодаря появлению динамической компоненты сверхтонкого поля, которая примерно в 103ч-104 раз больше амплитуды переменного поля (эффекты усиления [1]). При ультразвуковом возбуждении цепочка несколько длиннее: акустические колебания, возбуждаемые в образце, благодаря магнитоупругой (МУ) связи вызывают колебания электронных магнитных моментов, которые, в свою очередь, обуславливают появление переменных компонент сверхтонкого поля, воздействующих на ядра. Отклик ядерной спин-системы, проходя обратно по той же цепочке, регистрируется приемным устройством. Причем в случае акустического возбуждения отклик может быть зарегистрирован как по изменению параметров звуковой волны (амплитуды, интенсивности, скорости, плоскости поляризации), так и по изменению магнитных параметров.

Среди широкого класса магнитоупорядоченных веществ наиболее подходящими с точки зрения изучения явления ЯМАР и связанных с ним эффектов оказались антиферромагнетики (АФ) типа "легкая плоскость" (ЛП) и кубические АФ. Это обусловлено тем, что в них удачно сочетаются сильные магнитоупругая и электронно-ядерная связи. К этим кристаллам прежде всего следует отнести АФ на ионах 55Mn: RbMnF3, KM11F3, МпТе, МпСОз, CsMnF3, в которых наблюдаемые на ядрах 55Мп сигналы ЯМР и ЯМАР оказались очень сильными [1,5-10]. Для данного рода АФ характерна еще одна особенность, а именно сильное косвенное взаимодействие ядерных моментов через колебания электронных моментов, или так называемое взаимодействие Сула-Накамуры (СНВ) [11-12]. Радиус СНВ го в данных соединениях достигает макроскопических величин го ~ (103 4- 104) а (а - межатомное расстояние) и под влиянием этого взаимодействия происходит упорядочение колебаний ядерных спинов по частотам, амплитудам и фазам, аналогично упорядочению колебаний электронных спинов при формировании спиновых волн [1,2]. И по аналогии со спиновыми волнами эти колебания в системе ядерных спинов называются ядерными спиновыми волнами (ЯСВ). Из-за большого радиуса взаимодействия Сула-Накамуры ЯСВ, в отличие от спиновых волн -магнонов, существуют даже тогда, когда спин-система ядер находится в парамагнитном состоянии. Причем длины волн (к ~ Ю-5-г 1СИсм) и частоты (со ~ 108-г 109Гц) ЯСВ попадают в область длин волн и частот ультразвука. Таким образом, в условиях ЯМАР возникает уникальная ситуация - возможность возбуждения ЯСВ ультразвуком. В отличие от параметрического возбуждения ЯСВ переменным магнитным полем [13-16], акустическое возбуждение позволяет, на наш взгляд, исследовать напрямую не только свойства самих ЯСВ, их взаимодействие с электронной и упругой подсистемами магнетика, но и широкий спектр эффектов, в том числе и нелинейных, обусловленных прежде всего эффективным ангармонизмом упругих колебаний [17].

Поэтому тема диссертационной работы - экспериментальное изучение возбуждения ЯСВ акустическим полем в условиях ЯМАР и всестороннее исследование наблюдаемых при этом эффектов - является весьма актуальной и представляет значительный научный интерес.

Необходимо заметить, что в проведенных до настоящего времени исследованиях по ЯМАР, в которых главным образом изучалась зависимость коэффициента поглощения энергии акустического поля возбуждающего резонансные переходы между квазизеемановскими уровнями энергии ядерной спин-системы от величины постоянного магнитного поля Н, от взаимной ориентации Н, вектора поляризации и волнового вектора звука к, от температуры и т.д. [1,5,10], применялся стационарный метод возбуждения. Однако стационарный метод, когда образец подвергается воздействию акустических волн в течении всего процесса измерений, оказался малоэффективным для возбуждения ЯСВ и изучения магнитоакустических эффектов, связанных с ЯМАР на ЯСВ, прежде всего вследствие отсутствия достаточного "запаса" по мощности высокочастотного генератора. Данную трудность можно преодолеть используя импульсные методы [18], позволяющие возбуждать в исследуемых образцах короткие акустические импульсы значительной мощности. Таким образом, для решения поставленных задач требовалось создание импульсного спектрометра ЯМАР, обладающего также высокой чувствительностью, линейностью и широкополосностью приемного тракта. Решение этой, несомненно актуальной проблемы, представляет также значительный интерес с точки зрения создания новой экспериментальной техники.

Таким образом, актуальность и важность вышеуказанных проблем определили цель настоящей диссертационной работы - акустическое возбуждение ЯСВ в антиферромагнетиках и всестороннее изучение наблюдаемых при этом эффектов.

-8В соответствии с целью диссертации весь комплекс выполненных исследований был направлен на решение следующих задач:

1. Создание экспериментальной установки для исследования магнитоупорядоченных веществ импульсными методами в широком диапазоне частот, внешних полей и температур;

2. Разработка методик исследования магнитоакустических эффектов в условиях ЯМАР на ЯСВ в ЛП и кубических АФ;

3. Осуществление экспериментального возбуждения акустическим импульсом ЯСВ в легкоплоскостном (КМпРз) и„ кубическом (ШэМпРз) АФ и изучение зависимости явления ЯМАР от частоты звука, от величины и направления постоянного магнитного поля.

4. Экспериментальное изучение влияния ядерного магнетизма на МУ взаимодействие, а также магнитоакустических эффектов, обусловленных этим взаимодействием, методом ЯМАР в данных соединениях и их теоретическая интерпретация.

Диссертация состоит из введения, трех глав, заключения, списка публикаций автора и списка литературы.

Основные результаты диссертационной работы заключаются в следующем:

1. Разработан и изготовлен импульсный спектрометр ЯМАР на диапазон частот (500 * 1000) МГц, температур (4.2 * 300) К и полей (0 - 8000) Э, обладающий высокой выходной мощностью передающей части и высокой чувствительностью приемной части. Спектрометр позволяет измерять амплитуду и скорость акустических импульсов, прошедших через образец, в зависимости от величины и ориентации магнитного поля и направления распространения акустической волны. Данный спектрометр может найти широкое применение для исследования различных магнитоакустических эффектов в магнитоупорядоченных веществах. Разработаны методики ЯМАР, а именно - методика определения коэффициента прохождения акустического импульса и методика определения скорости УЗ волн.

2. Изготовленный импульсный спектрометр позволил впервые наблюдать эффект возбуждения ультразвуком ЯСВ в условиях ЯМАР в антиферромагнитных кристаллах КМпРз и ЯЬМпРз. Данный эффект проявляется в значительном, резонансном по постоянному магнитному полю уменьшении коэффициента прохождения ультразвука на частотах 630 -ь 670 МГц, обусловленного переходом упругой энергии в энергию ЯСВ. На основании анализа магнито упругого взаимодействия и условий возбуждения объяснены основные закономерности наблюдаемого эффекта. Показано, что возбуждение одной из ветвей ЯСВ связано с колебаниями вектора антиферромагнетизма Ь в базисной плоскости, а другой - с колебаниями Ь в плоскости, перпендикулярной базисной плоскости.

3. Обнаружена и исследована угловая зависимость коэффициента прохождения УЗ импульса. Установлено, что угловая зависимость коэффициента прохождения во всех случаях (как для КМпРз, так и для ЯЬМпРз) имеет 90°-периодичность, в соответствии с вращением вокруг оси 4-го порядка.

4. В кристалле КМпРз впервые обнаружены обе ветви связанных магнитоупругих волн, появляющихся вследствие расталкивания вблизи точки пересечения дисперсионных кривых ЯСВ и звука (вблизи ЯМАР) и распространяющихся в образце с разными скоростями: меньшей и большей скорости ультразвука вдали от точки пересечения. При прохождении частоты через резонансное значение обнаружена аномальная дисперсия скорости звука в виде резкого перехода в точке резонанса от максимального значения скорети к минимальному. Эффект объясняется тем, что при прохождении точки пересечения дисперсионных кривых ЯСВ и звука (при точном ЯМАР) происходит переход с одной ветви связанных МУ волн на другую.

АВТОРСКИЙ СПИСОК ПУБЛИКАЦИЙ

А1. В.Е.Леонтьев, М.Р. Назипов. Спектрометр акустического ядерного магнитного резонанса дециметрового диапазона // Материалы докладов республиканской конференции "Проблемы энергетики", секция "Физика и промышленная электроника". Казань, 1996, с.85.

А2. Х.Г. Богданова, В.А. Голенищев-Кутузов, В.Е. Леонтьев,

М.Р. Назипов, М.М. Шакирзянов. Спектрометр для исследования магнитного резонанса и нелинейных акустических явлений // ПТЭ, 1997, т.4, с.60-62.

АЗ. Х.Г. Богданова, В.А. Голенищев-Кутузов, М.И. Куркин,

В.Е. Леонтьев, М.Р. Назипов, В.В. Николаев, М.М. Шакирзянов. Акустическое возбуждение ядерных спиновых волн в легкоплоскостном антиферромагнетике КМпРз // ЖЭТФ, 1997, т. 112, вып.5(11), с.1830-1840.

А4. Х.Г. Богданова, В.Е. Леонтьев, М.Р. Назипов. Исследование взаимодействия магнитоупругих волн с ядерной спиновой подсистемой в антиферромагнитном диэлектрике КМпРз И Материалы докладов республиканской научной конференции "Проблемы энергетики", секция "Физика и промышленная электроника". Казань, 1997, ч.2, с.44.

А5. Х.Г.Богданова, В.А. Голенищев-Кутузов, М.И. Куркин,

В.Е. Леонтьев, М.Р. Назипов, В.В. Николаев, М.М. Шакирзянов. Магнитоакустический резонанс на ядерных спиновых волнах в кубическом антиферромагнетике КМпРз // Тезисы докладов XXVII Международной зимней школы-симпозиума физиков-теоретиков. Екатеринбург, 1998, с.52.

А6. Х.Г.Богданова, В.А. Голенищев-Кутузов, М.И. Куркин,

В.Е. Леонтьев, М.Р. Назипов, В.В. Николаев, М.М. Шакирзянов. Гигантский магнитоакустический эффект в КМпРз, обусловленный ядерными спиновыми волнами // Тезисы докладов XVI Международной школы-семинара "Новые магнитные материалы микроэлектроники". Москва, 1998, 4.1, с.77-78.

А7. Х.Г. Богданова, В.А. Голенищев-Кутузов, М.Р. Назипов, C.B. Петров, М.М. Шакирзянов. Магнитоакустический резонанс на ядерных спиновых волнах в кубическом антиферромагнетике RbMnFs // ФТТ, 1999, т.41, вып.2, с.297-300.

А8. Kh.G. Bogdanova, У.А. Golenishev-Kutuzov, M.I. Kurkin,

У.Е. Leont'yev, M.R. Nazipov, M.M. Shakirzyanoz. Magneto-acoustic resonance on nuclear spin waves in an easy-plane antiferromagnet KMnF3 // App. Magn.Resonance, 1998, V.14, p.583-600. ,,

A9. Х.Г. Богданова, B.E. Леонтьев, M.P. Назипов. Аномальная дисперсия скорости звука при магнитоупругом резонансе в легкоплоскостном антиферромагнетике - фторманганате калия // Материалы докладов республиканской научной конференции "Проблемы энергетики", секция "Физика и промышленная электроника". Казань, 1998, ч.2, с.76.

А10 Х.Г.Богданова, В.А. Голенищев-Кутузов, М.И. Куркин,

В.Е. Леонтьев, М.Р. Назипов, С.В Петров, М.М. Шакирзянов. Гигантский магнитоакустический эффект в KMnF3, обусловленный ядерными спиновыми волнами // ЖЭТФ, 1999, т.115, вып.5, с. 1727— 1739,

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

1. Е.А. Туров, М.П. Петров. Ядерный магнитный резонанс в ферро- и антиферромагнетиках. - М.: Наука, 1969, 260 с.

2. М.И. Куркин, Е.А. Туров. ЯМР в магнитоупорядоченных веществах и его применения. М.: Наука, 1990, 244 с.

3. М.П. Петров. Электронно-ядерные взаимодействия // Сб. "Физика магнитных диэлектриков". Л.: Наука, 1974, 454 с.

4. В.В. Леманов. Магнитоупругие взаимодействия // Сб. "Физика магнитных диэлектриков". Л. : Наука, 1974, 454 с.

5. J.B. Merry, D.I. Bolef. Nuclear Acoustic Resonance of 55Mn in Antiferromagnetic RbMnFs// Phys. Rev. B, 1971, Y.4, №5, p.1572-1579.

6. Х.Г. Богданова, B.A. Голенищев-Кутузов, A.A. Монахов, P.В. Сабурова. Акустический ядерный магнитный резонанс Мп55 в антиферромагнегике KMnF3 // ФТТ, 1975, т.17, с.1198-1200.

7. К. Walther. 55Mn-Nuclear Acoustic Resonance in MnTe // Phys. Lett., 1970, У.32А, №3, p.201-203.

8. B.P. Гакель. Взаимодействие гиперзвуковых -и спиновых волн в антиферромагнитном МпСОз // ЖЭТФ, 1974, т.67, вып.5(11), с. 18271842.

9. К. Walther. Sound Velocity and Magnetoelastic Coupling in CsMnF3 // Phys. Lett., 1972, Y.42A, №4, p.315-317.

10. B.A. Голенищев-Кутузов, B.B. Самарцев, H.К. Соловаров, Б.M. Хабибуллин. Магнитная квантовая акустика. М.: Наука, 1977, 200 с.

11. H,Suhl. Effective Nuclear Spin Interactions in Antiferromagnets // Phys. Rev., 1958, Y.109, №2, p.606-607.

12. B.T. Adams, L .W. Hinderks, P.M. Richards. Direct Excitation of Two Nuclear Spin Waves by Parallel Pumping in CsMnF3 // J.Appl.Phys., 1970, ¥.41,p.931-932.

13. В.И. Ожогин, А.Ю.Якубовский. Параметрические пары в антиферромагнетике с анизотропией типа "легкая плоскость" // ЖЭТФ, 1974, Т.67, вып. 1, с.287-308.

14. С.А.Говорков, В.А.Тулин. Параметрическое возбуждение ядерных спиновых волн в антиферромагнитном кристаллеМпСОз // ЖЭТФ, 1976, т.70, вып.5, с.1876-1883.

15. В.И. Ожогин, B.JI. Преображенский. Ангармонизм смешанных мод и гигантская акустическая нелинейность антиферромагнетиков // УФН, 1988, т. 155, вып.4, с.593-621.

16. В.А. Голенищев-Кутузов. Акустические импульсные методы исследования спиновых систем // Сб. "Проблемы магнитного резонанса". М.: Наука, 1978, 376 с.

17. А.И. Морозов, В.П. Проклов, Б.А. Станковский. Пьезоэлектрические преобразователи для радиоэлектронных устройств. М.: Мир, 1972, 184 с.

18. Пьезоэлектрические резонаторы. Справочник. Под ред. П.Е. Кандыбы и П.Г. Позднякова. М.: Радио и сязь, 1992, 390 с.

19. Р. Труэлл, Ч. Эльбаум, Б. Чик. Ультразвуковые методы в физике твёрдого тела. М.: Мир, 1972, 307 с.

20. В.П. Жуховицкая, Г.М. Уткин. Ламповые генераторы дециметровых волн. Расчет и проектирование. М.: МЭИ, 1972, 176 с.

21. С.С. Аршинов, C.B. Персон, А.И. Эйленкриг. Инженерный расчет контуров генераторов УКВ и КВ. М.: Советское радио, 1951, 88 с.-9424. Д.П. Линде. Основы расчета ламповых генераторов ДМВ. М.: Госэнергоиздат, 1959, 687 с.

22. В.В. Палшков. Радиоприемные устройства. М.: Связь, 1965, 543 с.

23. В.И. Сифоров. Радиоприемные устройства. М.: Воениздат, 1954, 804 с.

24. К. Ротхаммель. Антенны. Санкт-Петербург: Бояныч, 1998, 656 с.

25. A.J. Higer, О. Beckman, A.M. Portis. Magnetic Properties of KMnF3. II. Weak Ferromagnetism//Phys. Rev., 1961, V.123, №5, p.1652-1660.

26. E.A. Туров. Физические свойства магнитоупорядоченных кристаллов. -М.: АН СССР, 1963, 224 с.

27. Ю.А. Изюмов, Ф.А. Кассан-Оглы, В.Е. Найш. О взаимодействии структурных и магнитных фазовых переходов в кристалле КМпБз // ФММ, 1981, т.51, вып.З, с.500-509.

28. R.L. Melcher, D.I. Bolef. Ultrasonic Propagation in. RbMnF3. I. Elastic Properties // Phys. Rev., 1969, Y.178, №2, p.864-873.

29. D.T. Teaney, M.J. Freiser, R.W.H. Stevenson. Discovery of a Simple Cubic Antiferromagnet: AFMR in RbMnF3 // Phys. Rev. Lett., 1962, Y.9, №5, p.212-214.

30. E.A. Туров, В.Г. Кулеев. О связанных колебаниях электронных и ядерных спинов в антиферромагнетиках // ЖЭТФ, 1965, т.49, вып. 1(7), с.248-256.

31. Р.А. Fedders. Coupled Electronic Spins, Nuclear Spins, and Phonons in a Cubic Antiferromagnet // Phys. Rev. B,1970, У. 1, №9, p.3756-3762.

32. P.G. De Gennes, P. Pincus, F. Hartman-Boutron, J.M. Winter. Nuclear Magnetic Resonance Modes in Magnetic Material. I. Theory // Phys. Rev., 1903, V.129, №3, p. 1105-1115.

33. А.И. Ахиезер, В.Г. Барьяхтар, С.В. Пелетминский. Спиновые волны, М.: Наука, 1967, 368 с.-9537. А.С. Боровик-Романов. Антиферромагнетизм // Сб. Антиферромагнетизм и ферриты. М;: Изд-во АН СССР, 1962, с.367-380.

34. A.M. Portis, G.L.Witt, A.J. Higer. Excitation of Nuclear Magnetic Resonance Modes in Antiferromagnetic KMnF3 // J. Appl. Phys., 1963, V.34, №4, p. 1052-1053.

35. G.L. Witt, A.M. Portis. Nuclear Magnetic Resonance Modes in Magnetic Materials // Phys. Rev., 1964, У.135, №6A, p.A1616-A1618.

36. W.J. Ince. Coupled Antiferromagnetic-Nuclear-Magnetic Resonance in RbMnF3 // Phys. Rev., 1969, У.184, №2, p.574-588.

37. K.Lee, A.M. Portis, G.L.Witt. Magnetic Properties of the Hexagonal Antiferromagnet CsMnFs// Phys. Rev., 1963, У.132, №1, p.144-163.

38. У. Minkewicz, A. Nacamura. Direct Observation of Mn55 NMR in Antiferromagnetic CsMnF3 // Phys. Rev., 1966, V.143, №2, p.361-365.

39. А.С. Боровик-Романов, Ю.М. Буньков, Б.С. Думеш, M.И. Куркин, M.П. Петров, В.П. Чекмарев. Спиновое эхо в системах со связанной ядерно-электронной прецессией // УФН, 1984, т. 142, №4, с.537-570.

40. M. Hidaka. A Note on the Magnetic Structure of KMnF3 // J. Phys. Soc. Japan, 1975, V.39, №1, p.103-108.

41. K. Saiki, K. Horai, H. Yoshioka. Equilibrium Spin Configuration and Antiferromagnetic Resonance of KMnF3 at Low Temperature Phase // J. Phys. Soc. Japan, 1973, V.35, №4, p. 1016-1024.

42. M.J. Freiser, P.E.Seiden, D.T. Teaney. Field-Independent Longitudinal Antiferromagnetic Resonance // Phys. Rev. Lett., 1963, У.10, №7, p.293-294.

43. Ультразвук. Маленькая энциклопедия. M.: Советская энциклопедия, 1979, 420 с.

44. Дж. Такер, В. Рэмптон. Гиперзвук в физике твердого тела. М.: Мир, 1975,453 с. . ■

45. Е.А. Туров, Ю.П. Ирхин. О спектре колебаний ферромагнитной упругой среды // ФММ, 1956, т.З, вып.1, с. 15-17.

46. М.А. Савченко. Связанные магнитоупругие волны в антиферромагнетиках // ФТТ, 1964, т.6, вып.З, с.864-872.

47. А.И. Ахиезер, В.Г. Барьяхтар, C.B. Пелетминский. К теории релаксационых процессов в ферродиэлектриках при низких температурах // ЖЭТФ, 1959, т.36, выпЛ, с.216-223.

48. С.В, Пелетминский. Связанные магнитоупругие колебания в антиферромагнетиках //ЖЭТФ, 1959, т.37, вып2(8), с.452-457.

49. В.И. Ожогин, B.JI. Преображенский. Эффективный ангармонизм упругой подсистемы антиферромагнетиков // ЖЭТФ, 1977, т.73, вып.3(9), с.988-1000.

50. Р. ле-Кроу, Р. Комсток. Магнитоупругие взаимодействия в ферромагнитных диэлектриках // Физическая акустика ЗБ. М.: Мир, 1968, т.ЗБ, с. 156-243.

51. М.Н. Seavey. Acoustic Resonance in the Easy-Plane Weak Ferromagnets a-Fe203 and FeB03 // Sol. St. Comm., 1972, V.10, №2, p.219-223.

52. Л.Д. Ландау, E.M. Лившиц. Теория упругости. M.: Наука, 1987, 248 с.

53. Автор искренне благодарен доктору физико-математических наук Михаилу Ивановичу Куркину и доктору физико-математических наук Вадиму Алексеевичу Голенищеву-Кутузову за поддержку и дискуссии при выполнении работ по теме диссертации.

54. Автор высоко ценит вклад в эту работу Вячеслава Евгеньевича Леонтьева.

55. Автор глубоко благодарен всем сотрудникам лаборатории резонансных явлений и института за полезное обсуждение работы и дискуссии.