Динамика и структура крупномасштабных магнитных неоднородностей в двухподрешеточных магнетиках во внешних осциллирующих полях тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.11 ВАК РФ

НАЦИОНАЛЬНАЯ АКАДЕМИЯ НАУК УКРАИНЫ ДОНЕЦКИЙ ФИЗИКО-ТЕХНИЧЕСКИЙ ИНСТИТУТ

Р Г б од ■

Ба правах рукописи

ГЕРАСИМЧУК Виктор Семенович

ДИНАМИКА И СТРУКТУРА КРУПНОМАСШТАБНЫХ МАГНИТНЫХ НЕОДНОРОДНОСТЕЙ В ДВУХПОДРЕШЕТОЧНЫХ МАГНЕТИКАХ ВО ВНЕШНИХ . ОСЦИЛЛИРУЮЩИХ ПОЛЯХ

01.04.11. - магнетизм

АВТОРЕФЕРАТ диссертации на соискание ученой степени доктора физико-математических наук

Донецк — 1996

Диссертация является рукописью.

Работа выполнена, в Донбасской государственной академии строительства и архитектуры

Научные консультанты: д.ф.-м.н., профессор Горобец Ю.И.

д.ф.-м.н., с.н.с. Сукстанский А.Л.

Официальные оппоненты: доктор физико-математических наук,

Ведущая организация: Институт магнетизма IIAH Украины

на заседании Специализированного Совета Д 06.11.01 при Донецком физико-техническом институте HAH Украины (340114, Донецк-114, ул. Р.Люксембург, 72).

С диссертацией можно ознакомиться в научной библиотеке ДонФТИ HAH Украины.

Автореферат разослан " /Я" ¿УМ/елЯ 1996г. Ученый секретарь

Специализированного Совета Д 06.11.01

с.н.с. Гнатченко С.Л.

доктор физико-математических наук,

профессор Денисов С.И.

доктор физико-математических наук,

с.н.с. Стефановский Е.П.

Защита состоится

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Актуальность темы. Под крупномасштабными магнитными неоднороднастяки следует понимать локализованные пространственно-неоднородные рапределения намагниченности, в которых отклонения намагниченности от равновесной ориентации оказываются значительными. Таковыми, в первую очередь, являются доменные структуры (ДС) и доменные границы (ДГ).

Динамика крупномасштабных магнитных неоднородностей во внешних постоянных и переменных полях является одним из приоритетных направлений в современной физике магнитных явлений. Исследования в этом направлении представляются принципиально значимыми во многих отношениях. Их интенсификация в последние два десятилетия обусловлена взаимным сочетанием интересов фундаментальных исследований динамики намагниченности с прикладными, позволяющими рассматривать доменосодержащий кристалл в качестве вычислительной среды.

Приоритетность этого направления подчеркивают исследования последнего времени, свидетельствующие о наличии тенденции в физике магнетизма к смешению от традиционных проблем, связанных с процессами перемагничивания, к динамическим аспектам поведения крупномасштабных магнитных неоднородностей. Движение доменов в магнитоупорядоченной среде является во многих отношениях более значимой задачей, нежели проблемы простого перемагничивания, и представляет существенно больший интерес как с фундаментальной, так и прикладной точек зрения. Заметим, что Ландау и Лифшиц [1] процесс намагничивания ставили в зависимость от процесса направленного смещения доменных границ.

Поведение спиновой подсистемы магнитоупорядоченных кристаллов в постоянных и слабых переменных полях изучено достаточно полно. Актуальным стал анализ систем, степень возбуждения которых не мала. В таких системах начинают проявляться существенно нелинейные явления, которые не описываются линеаризованными уравнениями. В их числе, например, экспериментально наблюдаемые [2-7]: изменения структуры ЛГ и изменения характера их движения; изменения ДС, связанные с преобразованием и переориентацией ДГ; образование новых доменов.

Необходимость теоретического обоснования указанных и других подобных экспериментальных фактов представляется назревшей задачей и стимулирует развитие новых теоретических схем и представлений учета нелинейных взаимодействий в магнетиках. Имея в виду существенно нелинейный характер динамики намагниченности, очевидно, что адекватное описание сильнонелинейных систем, примером которых могут служить магнитоупорядоченные среды, может быть проведено лишь в рамках соответствующих теорий.

В основе одной из них, занимающей ключевое положение в физике магнетизма, лежит уравнение Ландау-Лифшица [1]. Теоретические исследования динамики намагниченности в магни-тоупорядоченных системах и, в особенности, динамического поведения крупномасштабных магнитных неоднородностей, в подавляющем большинстве случаев базируются на феноменологическом подходе, основанном на анализе этого уравнения.

Анализ динамики намагниченности в многоподрешеточных антиферромагнетиках (АФМ) и слабых ферромагнетиках (СФМ) может быть проведен с использованием уравнения [1], записанного для векторов намагниченностей подрешеток. Описание движения ДГ в реальных кристаллах не может быть полным без учета внешних полей, диссипации и т. п. Для этих случаев точное аналитическое решение уравнения Ландау-Лифшица чаще всего неизвестно.

Применение и развитие теории возмущений, наряду с методами качественного решения нелинейных систем, позволяет расширить область исследований и углубить наши представления об основных закономерностях существования и нелинейной динамики пространственно-неоднородных распределений намагниченности в магнитоупорядоченных средах.

Основной целью работы является теоретическое исследование нелинейной динамики доменных границ (в том числе, межфазных) и доменных структур в магнитоупорядоченных кристаллах с несколькими магнитными подрешетками в переменных полях различной физической природы. В числе основных задач:

- Исследование нелинейной динамики 180° ДГ и регулярных решеток полосовых доменов в осциллирующих полях различной природы.

- Изучение нелинейной динамики в осциллирующих магнитных полях 90° межфазных ДГ, разделяющих двухфазные магнитные

- s -

состояния при спин-ориентационных фазовых переходах.

- Исследование влияния переменных полей на структуру и динамическую переориентацию ДГ.

- Изучение структурных фазовых преобразований в регулярных решетках ЦМД.

- Исследование закономерностей существования ДС в магнито-неоднородных средах.

Проведенные в диссертационной работе исследования имеют целью развитие общего научного направления - теории нелинейной динамики крупномасштабных магнитных неоднородностей распределения намагниченности в основных классах магнитоупо-рядоченных кристаллов во внешних переменных полях.

Научная новизна положений, развитых в диссертации, определяется тем, чго в ней поставлен и решен ряд новых проблем, актуальных для физики магнитных доменных структур. В частности:

Установлены основные закономерности нелинейной динамики и динамической переориентации 180° ДГ и плоскопараллельной ДС в двухподрешеточных СФМ и ферритах в осциллирующих полях произвольной частоты, направления и поляризации.

Исследованы особенности колебательного и предсказано дрейфовое движение ДГ и ДС в сегнетомагнетиках в осциллирующих магнитном и электрическом полях.

Изучена нелинейная динамика ДГ во внешнем переменном магнитном поле в четырехподрешеточном АФН типа La2CuC>4, проявляющем при определенных условиях свойства высокотемпературной сверхпроводимости.

Исследовано влияние высокочастотного магнитного поля на ДГ, обладающие неоднородным характером распределения намагниченности. Определены изменения параметров таких ДГ и предельной скорости их стационарного движения от ориентации и характеристик поля.

Изучено колебательное движение и предсказан эффект дрейфа в осциллирующем магнитном поле 90° межфазных ДГ и двухфазных ДС, возникающих при спин-ориентационных ФП 1-го рода.

На основе лагранжева формализма описания динамики изучены закономерности дрейфа 180° ДГ в СФМ в поле звуковой волны произвольной поляризации. Предсказана возможность дрейфа решетки полосовых доменов.

Представлено теоретическое обоснование возможности структурных преобразований в плотноупакованной гексагональной решетке ЦМД. Определены условия ее трансформации в решетку ЦМД, подобную кристаллической решетке графита.

Построена теория пространственной стабильности ЦМД, расположенных в смежных слоях многослойных пленок, обладающих различными структурными особенностями.

Достоверность результатов, полученных в диссертации, обеспечивается использованием апробированных методов теоретической и математической физики, строгой обоснованностью приближений и модельных допущений. Критерием достоверности служит получение идентичных результатов при использовании различных теоретических подходов; совпадение предельных случаев и асимптотик с существующими теориями. Во всех случаях, когда имеются экпериментальные результаты, проведено сравнение развиваемых теоретических расчетов с экспериментальными данными.

Научная и практическая ценность диссертационной работы состоит в том, что полученные в ней результаты расширяют существующие фундаментальные представления о динамических свойствах и закономерностях поведения крупномасштабных магнитных неоднородностей во внешних переменных полях в реальных магнитных кристаллах; стимулируют постановку новых теоретических и экспериментальных задач в области физики ДС.

Полученные результаты представляют значительный интерес для практики физического эксперимента, поскольку либо объясняют известные экспериментальные данные, либо предсказывают новые эффекты. Проведенное в диссертационной работе всесто-ронее изучение динамики различных типов ДГ и ДС, реализующихся в магнитоупорядоченных средах, во внешних переменных полях различной природы, имеет также важное практическое значение для прикладных исследований в области микроэлектроники. Результаты изучения структуры магнитных неоднородностей в многослойных пленках и структурных преобразований решеток магнитных доменов могут служить основой для разработки и создания устройств с применением доменосодержащих и магнитооптических материалов.

Личный вклад автора и публикации. Результаты диссертации, выносимые на защиту, получены лично автором и опубликованы в 33-х научных работах, список которых приведен в конце

автореферата.

Апробация работы. Основные результаты диссертационной работы докладывались и обсуждались на - 37th, 38th Annual Conference on Magnetism and Magnetic Materials (Хьюстон, США, 1992; Миннеаполис, США, 1ЭЭЗ), the 6th Joint МММ -Intermag Conference (Альбукерк, США, 1994), International Conference on Magnetism - ICM'94 (Варшава, Польша, 1994), 2nd International Conference Phenomena in Crystals (Аскона, Швейцария, 1993), Y Международной конференции по гиромагнитной электронике и электродинамике (Вильнюс, СССР, 1980), XIY, XYII, XYIII Всесоюзных конференциях по физике магнитных явлений (Харьков, 1979; Донецк, 1985; Калинин, 1988), YI-X Всесоюзных объединенных семинарах по физике ЦМД (Симферополь, 1983; 1987; 1991; Москва, 1985; 1989), IX Всесоюзной шк.-семинаре "Новые магнитные материалы для микроэлектроники" (Саранск, 1984), YII Международном научном семинаре "Физика магнитных явлений" (старый Караван, 1994).

Структура и объем диссертации. Диссертация состоит из введения, 6 глав, заключения, приложения и списка цитированной литературы. Ее полный объем составляет 302 страницы и включает 15 рисунков на 10 страницах, приложения на 3 страницах и списка литературы из 271 источника.

ОСНОВНОЕ СОДЕРЖАНИЕ ДИССЕРТАЦИИ

Во Введении сформулирована тема диссертации и обоснована ее актуальность, указана цель работы, научная и практическая значимость, кратко изложено содержание отдельных глав и основные результаты.

В первой главе представлено теоретическое исследование нелинейной динамики 180° ДГ и полосовой ДС в слабых ферромагнетиках в зависимости от частоты, направления и поляризации внешних осциллирующих полей. С использованием лагранжева формализма описания макроскопической динамики излагается версия теории возмущений для солитонов применительно к двух-подрешеточным магнетикам. Ее схема строится на введении коллективной координаты вместо голдстоуновской (сдвиговой) моды, что позволяет избежать расходимостей в высших порядках

теории возмущений [8]. Условия разрешимости уравнений соответствующих приближений связаны с требованием отсутствия сдвиговой моды в разложениях решений уравнений движения.

В п. 1. 1. приведены уравнения движения для угловых переменных 0 и <р, параметризующих единичный вектор антиферромагнетизма 1 С ФИ с антисимметричным взаимодействием Дзяло-шинского при учете диссипативных процессов. В предположении малости амплитуды внешнего поля [9, 10] , решения уравнений движения ищутся в виде рядов по степеням амплитуды поля

тг

0(y,t) = - + О, (?,t) + + ...

2 1 2

(1)

p(y,t> - <pow + ^(e,t) + 02(e,t) + ...

где С - у - Y(t): коллективная переменная Y(t) имеет смысл координаты центра ДГ в произвольный момент времени t, и преобразуется в динамическую координату Y(t) = V(t) - скорости ДГ в соответствующем порядке теории возмущений. Функция описывает движение неискаженной ДГ. Функции <?п(£|. t), $ t) описывают искажение формы ДГ и возбуждение спиновых волн на фоне ДГ.

В п. 1. 1. 1. получены уравнения первого приближения, описывающие возбуждение линейных спиновых волн на фоне ДГ. Их решения находятся в виде разложения по полному ортонорми-рованному набору собственных функций {f (£). fk(£)} оператора типа оператора Шредингера. Для монохроматического

внешнего поля Й = Ö(t)/M частоты ш

о

V?,t) - Re {[I сЛ(С) + o0f0(?>] eiwt j. k

(2)

- Re {[^fk(£) + def0(C)] ei(jt } k

Условие отсутствия в этих разложениях голдстоуновской моды определяет уравнение для скорости ДГ V (t) в линейном по полю приближении. Его решения имеет вид

у дМ * о3 о

г >

V (С) - --——\пигь ) - сЗидМЬ (Ь) ] (3)

где у - параметр толщины ДГ, д - гиромагнитное отношение, - характерная релаксационная частота, <1 - константа обменно-релятивистского взаимодействия Дзялошинского (ВД).

Установлено, что составляющие внешнего поля, лежащие в плоскости ДГ (И^ и Ь ) возбуждают объемные колебания только с к = 0, в то время кан наличие компоненты поля вдоль оси неоднородности (Ь ) позволяет уже в первом порядке теории возмущений возбуждать объемные спиновые волны с к * О.

В п. 1.1.2. получено уравнение для функции 02(£. Ь), описывающее нелинейную динамику ДГ в осциллирующем магнитном поле во втором порядке теории возмущений. Его решение снова ищется в виде разложения по собственным функциям оператора Шредингера. Потребовав, как и при решении уравнений первого порядка, обращения в нуль коэффициента при сдвиговой моде в этом разложении, получим уравнение для скорости ДГ V (О. Решение этого уравнения, усредненное по осцилляциям переменного поля, определяет искомую скорость дрейфа ДГ

V, - V и) - V (и;*) Н Н + V (и-х ) Н Н (4)

С1Г 2 хг Ох Ог ху 1 Ох Оу

где V {ю;х) и у ) - некоторые функции частоты и

Х2 Ху 1 1-.г

произвольных сдвигов фаз; в дальнейшем - нелинейные подвижности (НП) доменной границы.

Из (4) следует, что дрейф ДГ - эффект второго порядка по амплитуде осциллирующего поля и имеет место только в том случае, если отличны от нуля по меньшей мере две составляющие магнитного поля. Этот факт можно интерпретировать следующим образом: %- или ^-компоненты поля вызывают колебания ДГ, а ос-компонента обеспечивает различные значения линейной подвижности границы при ее движении вдоль положительного и отрицательного направлений оси У. Если же поле ориентировано в плоскости (YZ), то явление дрейфа ДГ не возникает.

Фактически, в переменном поле на фоне осциллирующего движения ДГ появляется постоянная составляющая скорости,

перпендикулярная плоскости ДГ.

Нелинейная подвижность v^tcj;*) определяется двумя слагаемыми различной природы; одно из которых связано с наличием в СФМ БД, второе - отлично от нуля и в скомпенсированном АФМ, где вд заведомо отсутствует

V {и; х) - [Diu; х) + А (и; *)]. (5а)

XZ О L J

Здесь

d2 ^(qj- ljcosar + q2 sin^J

Diu;»;) ---;---, (56)

(«3,- 1) '+

q2cos^r + O") (q^ О" - 1) + q2 jsinsr

a(u;x) = q,q2 -. (5b)

[(qt - o-)2+ q^ftq," <r - 1)'+ q" ]

V = пдгу /4и ; а = (и>/и> )2; а = (ии /и2) ; и - частота

О О г 1 0 2 гО О

активации нижней ветви спиновых волн; <5 - постоянная однородного обменного взаимодействия; сг - (Р2"Э1)//31; Э и |32~ постоянные анизотропии.

Проведен детальный анализ вкладов обоих слагаемых в

V (и;аг) при различных значениях частоты и сдвигов фаз. Из

хг

(5) следует, что зависимость скорости дрейфа от частоты поля имеет резонансный характер. Существует возможность изменения направления движения ДГ на противоположное в зависимости от частоты и поляризации поля.

Численные оценки для типичного СФМ УРеС^ при амплитуде осциллирующего поля - 1 3 дают характерную скорость дрейфа Уо" ~ 0,35 см/с, которая в резонансе достигает значений

(ы /Ы ) V - З'Ю2 V ~ 1 м/с.

О г о о

Функция НП V (и-,я;1) ~ <3, т. е. обусловлена исключительно ВД. В низкочастотном пределе (у -> 0) НП V {и\х ) ■* О-

ху 1

Амплитудные значения скорости дрейфа имеют тот же порядок величин, что и в случае поля, поляризованного в плоскости ДГ.

В п. 1. 1.3. установлены условия дрейфа полосовой ДС в СФМ. Если направление вращения вектора 1 в соседних ДГ, различающихся топологическими зарядами, одинаково (по или против часовой стрелки), то имеет место дрейф ДС в поле, поляризованном в плоскости ДГ. В поле любой другой поляризации дрейф полосовой ДС невозможен.

В п. 1.2. изучена нелинейная динамика ДГ аЬ-типа. Установлено различие условий появления дрейфа ДГ аЬ- и ас-типов, реализующихся в СФМ типа редкоземельных ортоферритов с симметрией 2 2 . Найдено, что колебания ДГ аЬ-типа воз-

X 2

буждает только перпендикулярная ее плоскости составляющая переменного поля. Дрейф такой ДГ возможен лишь в том случае, если осциллирующее поле ориентировано в аЬ-плоскости кристалла.

Дрейф крупномасштабных магнитных неоднородностей в скрещенных осциллирующих магнитном и электрическом полях исследован в п. 1. 3. на примере двухподрешеточной модели СФМ, описывающей, в частности, магнитную подсистему ромбических сегнетомагнетиков типа N1-С1-борацитов или редкоземельных манганитов (кристаллический класс С^ ). Показано, что в кристаллах, обладающих линейным магнитоэлектрическим взаимодействием, при наложении переменных магнитного и электрического полей нелинейная динамика приобретает качественно новые черты. Так, объмные спиновые волны с к * 0 в первом порядке теории возмущений, помимо составляющей магнитного поля вдоль оси неоднородности (Ь ) , возбуждает и составляющая электрического поля Й(Ь) - Ее. Выражение для скорости дрейфа ДГ (4) приобретает добавку

V (м;х) Н Е + V [и;х ) Н Е

гу 02 Оу уу 1 Оу Оу

где функции V и V {и;х ) имеют смысл НП ДГ в осцил-

IV УУ 1

лирующих магнитном и электрическом полях.

Следовательно, для наличия эффекта необходима определенная комбинация составляющих магнитного и электрического полей. При их взаимно перпендикулярной ориентации дрейф ДГ обусловлен наличием в магнетике БД. В свою очередь, совпадающие по направлению составляющие магнитного и электрического полей обеспечивают дрейф ДГ в скомпенсированном АФМ. Нало-

жение осциллирующего электрического поля дополнительно к магнитному изменяет и условия дрейфа полосовой ДС.

В чисто электрическом поле (Й(ь) = О) явление дрейфа ДГ отсутствует. В то же время, при наличии электрического поля эффект возможен при любой ориентации магнитного поля.

Как установлено эспериментально [4], помимо колебательного движения и дрейфа ДГ, под действием осциллирующего магнитного поля, не вызывающего смещения ДГ, наблюдается их динамическая переориентация относительно направления переменного поля. Переориентация ДГ может быть связана с изменением их энергии в осциллирующем поле [11].

В п. 1.4 изучено влияние переменного магнитного поля произвольного направления на изменение эффективной энергии ДГ в двухподрешеточном СФМ. Использовано разложение плотности энергии системы во внешнем поле с учетом представлений (1) до членов, квадратичных по т5(£,Ь) и Учитывая в

этом разложении решения уравнений движения в соответствующих порядках теории возмущений, получено уравнение, описывающее распределение намагниченности в ДГ во внешнем осциллирующем поле и выражение для эффективной плотности энергии ДГ

- [ —— | Г Н Н А (и) +

I 2и > I- 0г 0у 1

о

+ Н2 А (и) + Я2 А (у) + Н2 А (и)

Ох 1 Ог 2 Оу 3

(6)

где г ~ (а@1)1/г; функции А; (ю) имеют характерные

резонанс- и резонанс-антирезонансные зависимости вблизи

частот и , и - и \/а~, и = и /1+сГ , совпадающих с часто-0 10 2 0

тами активации, соответственно, нижней, локализованной и верхней объемных ветвей спиновых волн.

Например, в поле Н0х * О, с повышением частоты знак функции А1 (ы) цоочередно изменяется на противоположный при переходе от.,одной резонансной частоты к другой. Соответственно, эффективная энергия ДГ -у ^ понижается относительно

1 вблизи частот и о , ы и повышается вблизи и . С пони-

'о ' -'-02 1

жением энергии связана стабилизация состояния ДГ. Повышение энрргии 5 приводит к неустойчивости ДГ и ее пере-

1

ориентации к положению с минимальной энергией.

Переориентирование ДГ на резонансных частотах от направления, параллельного высокочастотному полю, к направлению перпендикулярному этому полю с повышением его частоты наблюдалось экспериментально [2, 3] . Двукратное переориентирование ДГ вдоль взаимно перпендикулярных направлений при увеличении амплитуды поля описано в [4] .

Из (6) следует также, что изменение энергии ДГ вызывают именно те коибинации компонент осциллирующего поля, которые не приводят к ее дрейфу. Следовательно, ориентируя переменное поле относительно плоскости ДГ определенным образом, можно достичь желаемого эффекта (дрейфа или переориентации).

Во второй главе на основе развитого в предыдущей (главе) общего подхода описания нелинейной динамики и динамической переориентации ДГ в осциллирующем магнитном поле, изучена динамическая реакция на внешние возбудения более сложных моделей магнетиков: ферримагнетиков с двумя неэквивалентными подрешетками и четырехподрешеточного АФМ типа Ьа СиО .

2 4

Проанализированы особенности динамики ферримагнетика с двумя неэквивалентными подрешетками вдали (ФМ-предел) и вблизи точки компенсации (АФИ-предел) в переменном магнитном поле. В п. 2. 1. получены решения уравнений движения для угловых переменных с учетом релаксации, служащие обобщением соответствующих решений, описывающих нелинейную динамику одноподрешеточных ФМ и двухподрешеточных АФМ.

В отличие от СФМ, уравнения первого приближения теории возмущений по амплитуде внешнего поля в феррите образуют связанную систему уравнений, решение которой найдено в п.2.1.1. Здесь же получены и проанализированы уравнения, описывающие колебательный режим движения ДГ в феррите и его ФМ- и АФМ-пределах. Показано, что колебания ДГ возбуждаются внешним полем, имеющим составляющую вдоль "легкой оси" кристалла Ш) или перпендикулярную плоскости ДГ (1г ). В точке компенсации колебания обусловлены только составляющей Ь .

В п.2. 1. 2. получены уравнения для угловых переменных, описывающие нелинейную динамику феррита в переменном магнитном поле во втором порядке теории возмущений. Решение уравнения для усредненное по периоду колебаний пере-

менного поля, имеет структуру подобную (4). Функция НП

Tlxz(iJ; X) = Zvo Re||A(cj; x) +■ F(CJ; e"1* j (7)

имеет типичный резонансный или резонанс-антирезонансный характер на резонансных частотах, совпадающих с частотами активации двух ветвей объемных спиновых волн и одной ветви, локализованной на ДГ.

Проведен анализ зависимости нелинейной подвижности феррита Ъ (.w,х) от частоты при *-тг/4 для различных значений параметра е = |М -М 1/М << 1.

Определены условия дрейфа полосовой ДС в ферритах.

Из выражения (7) следует, что НИ феррита формируется двумя слагаемыми: ферромагнитной РЫ;х) и анги-ферромагнитной K[w,x) природы, каждое из которых обеспечивает НП в соответствующем пределе.

В АФК-пределе (е -> О) обращается в нуль второй член в правой части выражения (7) и T\tF(u-,x) совпадает с антиферромагнитной частью ЯП СФН (5а) v lci;x)- Выявлена существенная зависимость скорости дрейфа ДГ от симметрии магнетика и поляризации поля. Так, для АФМ ромбической симметрии в случая эллиптически поляризованного поля в интервале частот (J << о

о

V, ~ (О3, при О << U << Ш

dr IV г о

V, ~ ю , при и << и << lt> dr i f r 0

Для одноосного АФМ, во всем интервале частот вплоть до

и <j , имеем V, ~ и3. Т.о., с понижением частоты пере-

о dr !

менного поля, скорость дрейфа ДГ в скомпенсированном АФМ падает.

Оценки скорости дрейфа ДГ в феррите вблизи точки компенсации (АФМ-предел) дают величину порядка нескольких см/с.

В ФМ-пределе (6 ш, е 1) обращается в нуль первое слагаемое в правой части (7) и выражение для скорости дрейфа ДГ с точностью до обозначений совпадает с соответствующим выражением, полученным в [10] непосредственно для одноподре-шеточного ФМ.

В низкочастотной области (w << cj3, из - ßjS^o'

т)^ (и; п/2) ~ и и стремится к нулю при и ■* О, в то: время как

т)^(ы;0) * 0 при о ■ О. В высокочастотном пределе (и » а>з)

соответственно, 11Г (и; тг/2) - и"1 и т)Г (и; 0) - со"2.

хг хг

При промежуточных значениях х частотная зависимость -ц (и;х) подобна случаю х - тг/2.

Для феррита, находящегося вдали от точки компенсации, получена численная оценка характерной скорости дрейфа ДГ в ФМ-пределе порядка нескольких см/с.

Функция НП V (и;х ) ~ с и, следовательно, в отличие

ху 1

от содержит члены только ФМ происхождения. Кроме

того, т) ~ ы и обращается в нуль в низкочастотном пределе.

ху

В п.2. 1. 3. изучены особенности динамической переориентации ДГ в феррите. Используя схему п.1.4. получены выражения для эффективной анизотропии и эффективной плотности поверхностной энергии ДГ. Показано, что в ФМ-пределе в области частот и >> о^ выражение для с точностью до

обозначений совпадает с соответствующим выражением работы [11]. В другом частотном интервале (при Н - 0)

[, дН л 2 , дН , 2-,

1 + —+ —J (8)

где А - релаксационная постоянная.

В противоположном, АФМ-пределе, эффективная плотность энергии ДГ, обусловленная осциллирующим полем, совпадает с соответствующим выражением для СФМ, полученным в главе 1, если пренебречь ВД. В области частот превышающих собственные частоты колебаний магнетика, плотность поверхностной энергии ДГ пропорциональна квадрату амплитуды поля и обратно пропорциональна квадрату его частоты, что согласуется с известными результатами [11]. При этом, наличие составляющей поля, лежащей в плоскости ДГ и перпендикулярной "легкой оси" магнетика (Ь ) , стабилизирует положение ДГ, понижая ее энергию. Включение компоненты поля Ьповышает энергию ДГ.

Обобщение используемой схемы исследований нелинейной динамики ДГ в осциллирующих полях на случай многоподрешеточ-ных магнетиков продемонстрировано в п.2.2. на примере четы-рехподрешеточного соединения Ьа СиО^. Системы типа Ьа2Си04>

по существу, являются квазидвумерными в магнитном отношении объектами. Особенности их магнитной динамики обусловлены сильной пространственной анизотропией обменных и релятивистских взаимодействий.

Определены условия возбуждения колебательного режима движения акустических ДГ и их дрейфа. В акустических ДГ векторы А ФИ 1 и ^ вращаются, сохраняя антипараллельную ориентацию относительно друг друга. Показано, что выражение для НП акустических ДГ подобно соответствующему выражению для АФМ части нелинейной подвижности ДГ в СФМ. Обменные ДГ (с противоположным направлением разворота векторов и )

в высокочастотном поле не возбуждаются и не дрейфуют.

Далее В' этой и последующих главах, наряду с теорией возмущений для солитонов, используется другой подход описания движения пространственно-неоднородных распределений намагниченности в быстропеременных полях. В его основе лежит предложенная П.Л. Капицей идея разделения осциллирующего и медленного движения системы, если это движение характеризуется двумя сильно различающимися временными масштабами. Усредняя уравнения движения по периоду осцилляций переменного поля можно получить описание системы, учитывающее ее осредненную эволюцию.

Малым параметром в используемой схеме теории возмущений является амплитуда осциллирующего поля. Условие применимости по частоте, фактически, позволяет использовать весь доступный для экспериментов частотный интервал. Условие применимости метода усреднения ограничено требованием >>!■■ Но в этом случае и амплитуда переменного поля может быть достаточно большой. В высокочастотном пределе результаты обоих подходов (как уже было показано выше) совпадают.

В п.2.3. показано, что метод усреднения может строиться не только на базе уравнений Ландау-Лифшица, но и на уравнениях Слончевского [12]. С использованием метода усреднения изучено влияние быстро осциллирующего магнитного поля на ДГ, обладающие неоднородной внутренней структурой ("скрученные" и содержащие линии Блоха (БЛ)). Воздействие такого поля проявляется в изменении распределения намагниченности в ДГ, изменении ее толщины и ширины БЛ, изменении плотности поверхностной энергии ДГ. Отмечен факт усложнения структуры ДГ во внешнем переменном поле, что свидетельствует о закручива-

нии спинов в участках ДГ.

Наложение осциллирующего поля дополнительно к постоянному полю подмагничивания, приводит к изменению характера движения ДГ: предельная (уокеровская) скорость стационарного режима движения одномерной ДГ достигается в полях, меньших уокеровского. Выявлена зависимость скорости ДГ от направления переменного поля. Имеет место перенормировка динамических параметров ДГ.

В третьей главе представлен анализ нелинейной динамики 90° межфазных ДГ (МГ) и двухфазных ЛС, возникающих в процессе индуцированных магнитным полем или температурой спин-ориентационных ФП 1-го рода в двухподрешеточных АФМ в широком диапазоне частот осциллирующего магнитного поля.

В зависимости от частоты и поляризации переменного поля исследована динамика МГ и неоднородных состояний, реализующихся при опрокидывании магнитных подрешеток во внешнем продольном магнитном поле, а также МГ и однородных состояний, возникающих при переходе типа Морина, индуцированном температурой. Существующие вблизи этих переходов однородные магнитные фазы различаются магнитной симметрией, что заметно влияет на их магнитные свойства. Наложение внешнего осциллирующего поля в этих условиях приводит к нарушению условий равновесия однородных магнитных фаз, вследствие чего смещается МГ, увеличивая тем самым долю термодинамически выгодной фазы.

В п. 3. 1. рассмотрена динамика МГ и двухфазной ДС в условиях spin-flop перехода при наличии внешнего осциллирующего поля произвольного направления и поляризации.

Особенность задачи о дрейфе 90° МГ связана с тем, что уравнения соответствующих приближений содержат оператор типа Шредингера, не обладающий свойством безотражательности. Учитывая это обстоятельство и имёя целью описание экспериментальных результатов, где'рабочие частоты переменного поля не превышают 106- 107 с"1, изучена динамика МГ в области

частот (cj << и << (j ) . Для типичных АФМ и ~ 1011 с \

01 о __о

о ~ 109-Ю10 с"1, где ш = ы /3 |/20 - частота акти-

01 01 О • 1 1

вации объемной ветви спиновых волн в постоянном магнитном поле, совпадающем с полем spin-flop перехода.

В основном приближении по малому параметру '"oi^o'2 и

линейном по амплитуде внешнего поля, в п. 3. 1. 1. показано, что МГ осциллирует с частотой поля, как и 180° ДГ вдали от точки ФП. Интегрирование уравнения второго приближения для t) и усреднение его решения по периоду колебаний дает искомое выражение для скорости дрейфа МГ

Vdr ■ I *1» fi0iV (1-J - (9)

i , J

где коэффициенты v - нелинейные подвижности межфазной ДГ.

' ^ о

Анализ показывает, что дрейф 90 МГ возможен при произвольной ориентации переменного поля, в отличие от изученного в предыдущих главах дрейфа 180° ДГ. При наличии а,- и составляющих осциллирующего магнитного поля и отличного от нуля сдвига фаз между ними, скорость дрейфа межфазной ДГ оказывается наибольшей, и при амплитуде осциллирующего поля порядка 1 Э может достигать 1 м/с. Эта оценка согласуется с экспериментальной величиной скорости движения МГ при малых амплитудах возбуждающего поля [13].

С дрейфом 90° МГ связано дрейфовое движение двухфазной ДС, образованной 90-градусными соседствами. Для этого необходимо, чтобы двухфазная ДС состояла из чередующихся фаз АФМ+, СФМ+, АФМ , и СФК - состояний [14], а направление вращения вектора i было одинаковым.

Следуя схеме п. 3. 1. в п.3.2. решена задача о колебаниях и дрейфе 90° МГ в условиях перехода Морина. Установлено, что колебательный режим движения обеспечивает только перпендикулярная плоскости МГ компонента переменного поля, а дрейфовое движение - любая.

Помимо дрейфа МГ, осциллирующее магнитное поле приводит к заметным изменениям интервалов существования неоднородных и однородных состояний в условиях рассматриваемых спин-ориентационных ФП 1-го рода. В п. 3.1. 2. и п. 3.2.2. , в качестве иллюстрации к дополнения результатов, полученных в рамках теории возмущений, приведены расчеты, использующие метод усреднения. В высокочастотной области (u >> переменное магнитное поле обеспечивает смещение и изменение ширины интервала существования промежуточного состояния, реализующегося в орестности spin-flop перехода. При этом

смещение поля ФП соизмеримо с шириной интервала существования ПС. В условиях перехода Морина изменяется интервал существования метастабильного состояния и возможно изменение характера фазового перехода.

Четвертая глава посвящена изучению нелинейной динамики в поле звуковой волны 180° ДГ и доменных структур, существующих вдали, а также двухфазных и однородных состояний, реализующихся в окрестности спин-ориентационных ФП 1-го рода в магнитоупорядоченных кристаллах с несколькими магнитными подрешетками.

Используя лагранжев формализм описания макроскопической динамики двухподрешеточного СФМ, в рамках теории возмущений для солитонов рассмотрено взаимодействие ЛГ со звуковой волной произвольной поляризации, распространяющейся вдоль оси неоднородности. Предполагается, что звуковая волна задана как достаточно сильное внешнее поле, и поэтому обратное влияние магнитной подсистемы на упругую пренебрежимо мало. При этом значения волнового вектора kaQ << 1, (где k = u/s, s - скорость волны, aQ - постоянная решетки).

В п.4. 1. 1. показано, что в линейном по амплитуде волны приближении звук не вызывает движения ДГ (в отличие, например, от динамики ДГ под действием осциллирующего магнитного поля), а приводит только к возбуждению локализованных и нелокализованных спиновых волн.

Анализ решений уравнений второго приближения приводит к следующему выражению для скорости дрейфа ДГ

V, - ц (k) (ки )2 + ц (к) (ки )2 +

□ Г XX Ох ZZ Oz

(Ю)

+- и (к) (ки ) (ки )

xz Ox Oz

где (к) - нелинейные подвижности ДГ в поле акустической

волны, и - амплитуда волны. 01 *

Из выражения (10) следует, что продольный звук (и^#0), падающий перпендикулярно к плоскости ДГ, дрейфа ДГ не вызывает.

Получены длинно- и коротковолновые асимптотики функций НП д^(к). В наиболее интересном с точки зрения эксперимента длинноволновом приближении (ку << 1), которому соответствует

область частот и = sk << ID10 с"1

ку0д2 ^ 2

(И-сг) (Г а(1+сг)

где и = v 6 (b М ) 2/4S , b - магнитоупругая постоянная.

О О 1 О ' 1 1 %г

Учитывая порядок величин q2 из (11) следует, что доминирующий вклад в скорость дрейфа ЛГ обусловлен недиагональной НП

U (к).

XZ

Скорость дрейфа 180 ДГ в этом диапазоне частот пропорциональна квадрату амплитуды и частоты звуковой волны и по порядку величины составляет - Ю-1 (cj uq)2 см/с. Поскольку экспериментальные возможности возбуждения звуковой волны в кристалле лимитируются величиной тензора деформации и4.~кио> то полученную оценку удобно представлена в виде

Vdr ~ 10 1 s2(kuo)2 см/с (12)

Отсюда следует, что при характерной для СФМ скорости звука б ~ 3-Ю5 см/с и максимально допустимом значении тензора деформации кио~ (при более высоких значениях тензора

деформации кристалл разрушается) , скорость дрейфа ДГ составляет 1 см/с.

В коротковолновом приближении (куо >> 1), которому

отвечают гиперзвуковые частоты о >> 10 с , нелинейная подвижность пропорциональна квадрату амплитуды и

обратно пропорциональна квадрату частоты. Величина эффекта

в этом приближении

/ и N 4

- 10 (и и)2 — см/с, ° и '

а основной вклад, по-прежнему, обусловлен НП ц (к).

Изучены условия дрейфа полосовой ДС в поле звуковой волны. Ее дрейф (как и в переменном магнитном поле) имеет место при определенном согласовании знаков топологического заряда ДГ и параметра, характеризующего направление вращения в ней вектора I. Кроме того, скорость дрейфа ПДС может и не

зависеть от поляризации ДГ, если поперечная звуковая волна поляризована строго вдоль легкой или средней оси кристалла.

Представленные результаты обнаруживают качественное согласие с экспериментом [6] ; количественное сравнение затруднительно, гак как в [В] изучался дрейф ДГ в одноподреше-точном ФМ и, кроме того, иной была геометрия экспериментов.

В последующих параграфах этой главы рассмотрено влияние продольных и поперечных звуковых волн на динамическую переориентацию ДГ в одноосном ФМ (п. 4. 2. ) и спин-ориентационные ФП в двухподрешеточных АФМ с образованием двухфазных и мета-стабильных состояний (п. 4. 3. ) .

Установлено, что для изменения эффективной энергии ДГ существенное значение имеет как поляризация звуковой волны, так и характер распределения намагниченности в ДГ. При этом принципиально важна взаимная ориентация звуковой волны и плоскости вращения вектора намагниченности в ДГ.

Анализ показывает, что:(1) - продольная звуковая волна, распространяющаяся в плоскости вращения вектора Й, повышает энергию ДГ; распространяющаяся перпендикулярно плоскости вращения намагниченности - не оказывает на нее влияния; (2) - поперечный звук как перпендикулярный, так и параллельный плоскости разворота вектора Й, понижает энергию ДГ; (3) -волна поляризованная в плоскости, перпендикулярной "легкой оси" кристалла - не изменяет энергию ДГ.

Продольная звуковая волна, распространяющаяся вдоль "легкой оси" кристалла, приводит к смещению поля spin-flop перехода. Поперечная звуковая волна, распространяющаяся в плоскости МГ вызывает смещение температуры Морина и температурного интервала существования метастабильного состояния в ее окрестности. В условиях указанного ФП подбором параметров звуковой волны оказывается возможным изменить характер ФП. При той же ориентации звуковой волны в условиях ФП АФМ « ферримагнетик имеет место смещение полей лабильности и температурных интервалов устойчивости однородных магнитных фаз. Указанные эффекты могут быть особенно велики в соединениях с гигантской магнитострикцией.

В пятой главе представлены результаты исследований структурных особенностей ДС типа ЦИД и их периодических решеток, связанные с отказом от некоторых модельных предположений, принятых в теории ЦМД.

Вне рамок стандартного подхода [15], допускающего существование бесконечно тонкой толщины граничного слоя ЦМД, в п.3.1. изучены условия устойчивости изолированного ЦМД относительно коллапса.

Найдено решение магнитостатической задачи для ЦМД, имеющего конечную (ненулевую) толщину ДГ (х >> 5 > О, где х - линейный размер ЦМД, 5 - эффективная толщина ДГ). Последовательный учет в полной энергии ЦМД энергии, связанной с конечной толщиной ДГ, наиболее ярко проявляется именно в энергии магкитостатического взаимодействия. Сравнение полученного аналитического выражения для энергии магнитостати-ческого взаимодействия с результатами компьютерного моделирования [16] обнаруживает хорошее количественное соответствие. Получены модифицированные функции стабильности ЦМД, учитывающие эффективную толщину ДГ. Проведен анализ условий стабильности ЦМД относительно коллапса.

Показано, что с увеличением толщины ДГ верхняя граница области стабильности ЦМД по полю поднимается. Это обусловлено тем, что для неограниченного сжатия домена требуется дополнительная энергия, необходимая и для сжатия его ДГ конечной толщины. Связанное с этой энергией дополнительное поле, в зависимости от параметров ЦМД-материала, может составить несколько процентов к полю коллапса Н° в теории [15]. Подобные поправки к Н° могут быть весьма значительными в материалах с субмикронными ЦМД, которые отличаются очень высокой намагниченностью насыщения.

В теории регулярных решеток ЦМД подразумевается, что структура ДГ ЦМД является однородной, а линейные размеры доменов - одинаковы.

В случае неоднородной структуры ДГ функцией линейных размеров ЦМД х = <1/Ь, (где д. - диаметр ЦМД, Ь - высота) и параметра, характеризующего состояние граничного слоя п, является плотность поверхностной энергии ДГ ун(х, п) и связанная с ней величина 1(х,п) = (х,и)/4пМ2. Учитывая это обстоятельство показано, что интервал стабильности решетки аномальных ЦМД (п#0) по полю смещен относительно соответствующего интервала решетки нормальных ЦМД (п=о). В зависимости ог-знака прозводной 81(х,п)/3х, он может быть как больше, так-и меньше интервала стабильности решетки нормальных ЦМД. Однако, интервал стабильности решетки аномальных ЦМД

всегда шире интервала существования изолированного аномального ЦМД,

Последствия отказа от принятого модельного предположения о равенстве линейных размеров ЦМД, образующих плотноупа-кованную гексагональную решетку, проанализированы в п..5.3. Опираясь на экспериментальные данные [17] принято, что решетка ЦМД формируется из двух, "вложенных" друг в друга, решеток. Первая, с доменами диаметром с^, подобна кристаллической решетке графита с периодом, равным а. Вторая, с доменами диаметром <32> является гексагональной и имеет период ар. В результате, домены диаметром располагаются в центре, а диаметром с31 - в узлах составной гексагональной решетки.

Решена соответствующая магнитостатическая задача и получено выражение для полной энергии гексагональной решетки с НМД двух разных (не равных) диаметров. Энергия взаимодействия между доменами определяется выражением

■ Ь ^

Е = (47ТМ) а к (р) 1 п! 3

а

[, (3 4 / ¿1 4 / ч2, <3 ,2 !

•(т) * ,1**' М (т) т ]

(13)

где а - (Зр) кз(р) 0, 172 - постоянная дипольного приближения в теории решеток ЦМД.

Найдены равновесные параметры составной решетки и условия ее устойчивости. С понижением температуры в нулевом поле смещения условия разрешимости системы уравнений, определяющих линейные размеры ЦМД, с соответствующими условиями устойчивости фиксируют критические точки: (а) - коллапса решетки ЦМД с доменами одинакового диаметра и (б) - структурного ФП. при котором гексагональная решетка трансформируется в решетку с ЦМД разного диаметра. Из анализа численного решения уравнений для и х^ следует, что в определенном температурном интервале ЦМД, расположенные в центре гексагональной ячейки уменьшаются, а диаметры ЦМД, находящихся в узлах ячейки, - увеличиваются. При достижении некоторого критического размера первые - коллапсируют, а вторые скач-

кок увеличивают свои размеры. В дальнейшем существует решетка НМД, подобная плоской кристаллической решетке графита, условия стабильности которой относительно коллапса также определены.

Теоретически обоснованные в этом параграфе положения о существовании решеток ЦМД с доменами разного диаметра и структурных ФП по температуре в таких решетках, имеют экспериментальное подтверждение [17].

В шестой главе изучены закономерности существования и условия стабильности ЦМД в условиях метамагнитного ФП и в многослойных системах.

В п. 6. 1. определены интервалы стабильности ЦМД и их равновесных решеток вблизи линии ФП 1-го рода в метамагнети-ках Н = Нп {н - А М, А - константа молекулярного поля). Доменная структура таких соединений, энергия анизотропии которых существенно превосходит энергию обменного взаимодействия, связана с кинетикой перехода из парамагнитного состояния в антиферромагнитное. Используя энергетический подход показано, что при низкотемпературном метамагнитном ФП, как и прочих ФП [18], области существования полосовой ДС ограничены с обеих сторон областями существования решеток и изолированных ЦМД. В данном случае, соответственно, с антиферро-и парамагнитной фазами внутри доменов.

С общих позиций в п. 6.2. проведен анализ условий статического равновесия и пространственной стабильности ЦМД в многослойных магнитных пленках произвольной структуры с различным характером взаимодействия. Решена магнитостати-ческая задача взаимодействия между ЦМД, расположенными в смежных, имеющих произвольные параметры, слоях многослойной пленки. Получено выражение для полной энергии такой системы.

Стабильность ДС в КМП, доменосодержащие слои которой разделены слоями немагнитного материала, обусловлена эффектами связи магнигостатического происхождения. Получена зависимость величины магнитостатического взаимодействия между доменными структурами смежных магнитных слоев от толщины немагнитного слоя между ними.

В качестве иллюстрации теории представлено детальное исследование ДС в трехслойной пленке, состоящей для простоты из идентичных магнитных слоев, разделенных слоем немагнитного материала ЛЬ. Наличие немагнитного слоя существенно

влияет на статические свойства ЦМД лишь при достаточно малых его толщинах. В этом случае энергия взаимодействия между доменами в магнитных слоях велика и оба ЦМД ведут себя как единое целое. однако, уже при ЛЬ г (3*5 )Ь взаимодействие между доменами ослабевает настолько, что их поведение становится независимым. При ДЬ >> Ь каждый из доменосодержа-щих слоев системы можно рассматривать как однослойную изолированную ЦМД-пленку.

В многослойной пленке со скачкообразным характером изменением материальных констант вдоль выделенной оси, где взаимодействие между слоями носит обменный характер, устойчивые доменные состояния одного доменосодержащего слоя существенно зависят от наличия или отсутствия ДС в других слоях.

Рассмотрен предельный случай двухслойной системы, когда один из слоев пленки является ЦМД-содержащим (информационный слой), а другой, в зависимости от его функционального назначения, управляющим или покрывающим. Определены условия устойчивости ЦМД в информационном слое двухслойной пленки в зависимости от наличия или отсутствия домена в управляющем слое (т.н. эффект "переключения покрывающего слоя" [12]).

В п.Б.2.3. представлен сравнительный анализ критических полей стабильности ЦМД в двухслойной системе с однородно намагниченным подслоем и, являющихся эффективно двухслойными, ионно-имплантированных пленках ЦМД-содержащих материалов. На основе расчета плотности энергии 90° торцевой ДГ с непрерывным распределением намагниченности, в системе с произвольными магнитными параметрами слоев, определены значения превышения поля коллапса ЦМД для обоих типов пленок относительно поля коллапса однослойной ЦМД-пленки [15]. Показано, что для пленок с подслоем его величина больше, чем для ибнно-имплангированных пленок. При определенных соотношениях между магнитными параметрами слоев возможно существование ЦМД в нулевом пола смещения.

В заключительном параграфе этой главы дано обобщение на случай ЦМД некоторых результатов, полученных в предыдущих главах, где изучена нелинейная динамика ДГ и полосовой ДС во внешних осциллирующих полях.

В Приложении приведен расчет платности энергии кагнито-статического взаимодействия ЦМД в многослойной магнитной пленке.

В заключении сформулированы основные результаты и положения диссертации, выносимые на защиту:

1. Построена теория колебательного и дрейфового движения в осциллирующих магнитных полях 180° ЛГ в двухподрешеточных СФМ, АФМ, ферримагнетиках с двумя неэквивалентными подрешетками, и в четырехподрещеточном соединении La2Cu04-Найдена зависимость скорости дрейфа от частоты, направления и поляризации поля. Предсказан дрейф ДГ в скомпенсированном АФМ. Определены условия дрейфа полосовой ДС в названных магнетиках.

2. Предсказан эффект дрейфа в осциллирующем магнитном поле произвольной частоты и поляризации 90° межфазных ДГ и двухфазных ДС, реализующихся при спин-ориентационных ФП 1-го рода в двухподрешеточных АФМ. Установлено, что дрейф 90° МГ, в отличие от 180е ДГ, возможен при произвольной ориентации осциллирующего поля.

3. Теоретически обоснована возможность динамической переориентации ДГ в поле высокочастотного возбуждения в СФМ и в ферритах, связанная с изменением эффективной энергии ДГ и неэквивалентностью их свойств относительно ориентации поля.

4. Изучены особенности динамики 120° ДГ и полосовой ДС в сегнетомагнетиках в скрещенных осциллирующих магнитном и электрическом полях. Установлено, что в электрическом поле, имеющем составляющую вдоль пироэлектрической оси кристалла, дрейф магнитных неоднородностей возможен при любой ориентации осциллирующего магнитного поля.

5. Построена теория осциллирующего движения и дрейфа 180° ДГ в двухподрешеточном СФМ в поле звуковой волны произвольной поляризации. Предсказан дрейф решетки полосовых доменов. Показано, что поле звуковой волны оказывает заметное влияние на условия стабильности двухфазных ДС и однородных магнитных состояний, существующих в окрестности спнн-ориентационных ФП 1-го рода в двухподрешеточных АФМ.

6. Впервые изучено влияние высокочастотного возбуждения на ДГ, обладающие неоднородным характером распределения намагниченности. Найдены изменения параметров структуры и динамических характеристик ДГ в зависимости от ориентации поля. Показано, что при наличии высокочастотного возбуждения верхняя граница стационарного режима движения ДГ достигается во внешних полях смещения, меньших уокеровского.

7. Теоретически обоснована возможность структурных ФП в решетках ЦМД. Установлена возможность структурного преобразования плотноупакованной гексагональной решетки ЦНД с доменами одинакового диаметра, в подобную же решетку ЦМД с доменами разного диаметра при понижении температуры. Определены условия трансформации последней в решетку ЦМД, подобную двухмерной кристаллической решетке графита.

8. Построена теория пространственной стабильности ЦМД, существующих в смежных слоях многослойных пленок, обладающих различными структурными особенностями: (а) - доменосодержа-щей пленке со скачкообразным характером изменения материальных констант вдоль выделенной оси; (б) - докеносодержащей пленке, функционально связанные слои которой разделены слоем немагнитного материала.

Публикации. Результаты диссертации опубликованы в следующих работах:

1. Герасимчук B.C., Сукстанский А.Л. Дройф доменных границ в слабых ферромагнетиках // ¡КЭТФ. - 1993. - 103, N 1.

- С. 151- 162.

2. Sukstanskii A.L., " Gerasimchuk V.S. Electric field induced drift motion of magnetic domain walls // Ferroelectrics. - 1994. - 162. - P.293-298.

3. Герасимчук В.С., Сукстанский А.Л. Дрейф магнитных доменных границ в электрическом поле // ФТТ. - 1994. - 36, N8. - С. 2221- 2229.

4. Герасимчук В. С. Дрейф доменных границ в антиферромагнетике'// ЖЭТФ. - 1992. - 101, N 4. - С. 1360-1365.

5. Gerasimchuk V.S., Sukstanskii A.L. Domain wall dynamics in ferrites in an external oscillating magnetic field // JMMM. - 1995. - 146. - P.323-334.

6. Герасимчук B.C., Сукстанский А.Л. Вынужденные колебания доменных границ в ферримагнетиках во внешнем магнитном поле // ФТТ. - 1995. - 37, N 7. - С. 2021-2028.

7. Gerasimchuk'V.S., Gorobets Yu.I., Goujon-Durand S. Domain walls motion in antiferromagnets in microwave fields // Phys. Rev. B. - 1994.- 49, N 14.- P.9608-9612.

8. Герасимчук B.C., Сукстанский A. Jl. Нелинейная динамика четырехподрешеточного антиферромагнетика LazCu04 // ФНТ.

- 1994. - 20, N 2. - С. 142-149.

9. Герасимчук В.С. Влияние быстро осциллирующего магнитного поля на доменные границы с внутренней структурой // ФГТ. - 1990. - 32, N 2. - С. 391-397.

10. Барьяхтар В.Г., Герасимчук B.C., Горобец Ю.И., Клепиков В. Ф. Доменная структура антиферромагнетиков в высокочастотной магнитном поле // ФГТ. - 1978. - 20, N 8. -С. 2312-2314.

11. Герасимчук B.C., Горобец Ю.И. Устойчивость магнитных фаз антиферромагнетика в высокочастотном магнитном поле // ФНТ. - 1979. - 5, N 7. - С. 753-758.

12. Герасимчук B.C., Горобец Ю. И. , Клепиков В. Ф. Влияние быстро осциллирующего магнитного поля на фазовые переходы первого рода в антиферромагнетиках // Изв. АН СССР сер. Физ. - 1980,- 44, N7.- С. 1395-1400.

13. Герасимчук В. С. , Горобец Ю. И. Влияние гиперзвука на доменные границы в ферромагнетиках // УФЖ. - 1979. - 24, N 3. - С. 289-292.

14. Герасимчук В.С., Клепиков В. Ф. Влияние гиперзвука на устойчивость промежуточного и однородных состояний в антиферромагнетиках // УФЖ. - 1986.- 31, N5.- С.763-770

15. Герасимчук B.C., Сукстанский A.JI. Нелинейная динамика доменных границ в поле звуковой волны // ЖЭГФ. - 1994. - 106, N4(10). - С. 1146-1155.

16. Герасимчук В.С. К теории цилиндрических магнитных доменов субмикронных размеров // Известия ВУЗов СССР, сер. физ. - 1984. - К 2. - С. 61-67.

17. Барьяхгар В.Г., Герасимчук B.C., Горобец Ю.И. Статические свойства решетки цилиндрических магнитных доменов со сложной структурой доменной стенки // ФММ. - 1977. -43, N 4. - С. 888-891.

18. Герасимчук B.C., Горобец Ю.И. Сотовая доменная структура в магнитных пленках // ФММ. - 1978. - 45, N 3. -С. 660-662.

19. Герасимчук B.C., Горобец (0. И., Deville Kavellin С. Структурные фазовые переходы в решетках цилиндрических магнитных доменов // Письма в ЖЭТФ. - 1994. - 59, И 7. -С. 467-470.

20. Gerasimchuk V.S., Gorobets Y.I., Deville Kavellin С Phase transitions in bubble lattice under temperature lowe-rings // J. Appl. Phys. - 1994. - 75(10). - P.6092.

21. Герасимчук B.C. Цилиндрическая доменная структура в метамагнетиках и условия ее устойчивости // Известия ВУЗов СССР, сер. физ. - 1988. - N 3. - С. 84-88.

22. Герасимчук В. С. теория статической устойчивости НМД в многослойных пленках // Микроэлектроника. - 1988. - 17, N 1. - С. 33-42.

23. Герасимчук В. С. Критические поля стабильности цилиндрических магнитных доменов в двухслойных структурах // ЖТФ. - 1993. - 63, N 5. - С. 48-34.

Цитированная литература

1. Ландау Л.Д., Лифшиц Е.М. К теории дисперсии магнитной проницаемости ферромагнитных тел // Ландау Л.Д. Собрание трудов. Т. 1. - М. : Наука, 1969. - С. 1128-143.

2. Dotsch Н., Schmitt H.J., Muller J. Detection and generation of magnetic bubble domains using ferromagnetic reso nance // Appl. Phys. Lett. - 1973. - 23, N 12. - P.639-641.

3. Медников A.M., Ольховский С.И., Редько В. Г. и др. Генерация и движение магнитных доменов в СВЧ магнитном поле // ФТТ. - 1977. - 19, N 4. - С. 1195-1197.

4. Власко-Власов В.К., Хапиков А. Ф. Переориентация и преобразование структуры доменных границ в осциллирующем магнитном поле //ЖЭТФ. - 1987,- 93, N4(10).- С. 1508-1516.

5. Чижик А.Б., Гнатченко С.Л. Дрейф магнитных доменов в слабом ферромагнетике DyFeO в переменном и импульсном магнитных полях // ФНТ. - 1995. - 21, N 5. - С.538-545.

6. Власко-Власов В. К. , Тихомиров 0. А. Прямое экспериментальное изучение взаимодействия ультразвука с блоховскими линиями и доменными границами // ФТТ. - 1990. - 32, N 6. -С. 1678-1689.

7. Gornakov V.S., Nikitenko V.I., Prudnikov I.A., Syno-gach V.I. Elementary excitations and nonlinear dynamics of a magnetic domain wall // Phys. Rev. B. - 1992. - 46, N 17. - P. 10829-10835.

8. Раджараман P. Солитоны и инстантоны в квантовой теории ПОЛЯ. - М. : Мир, 1985. - 334 С.

9. Иорданский С.В., Марченко В.И. О дрейфе блоховских линий в осциллирующем поле // ЖЭТФ.- 1986.- 91, N5(11).-

С. 1867-1874.

10. Барьяхтар В.Г., Горобец Ю.И., Денисов С. И- Дрейф доменных границ в осциллирующем магнитном поле // ЖЭТФ. 1990. - 98, N 4(10). - С.1345- 1353.

11. Епеонский В. М. , Звездин А.К., Редько В.Г. Влияние быстро осциллирующего магнитного поля на доменную структуру ферромагнетиков // ФММ. - 1977.- 43, N 1. - С. 7-14.

12. Иалоземов А. , Слонзуски Дж. Доменные стенки в материалах с цилиндрическими магнитными доменами. - М.: Мир, 1982,- 384 с.

13. Гнатченко С. Л. , Чижик А.Б. , Харченко Н. Ф. Образование фронта перехода АФМ => СФМ в DyFeO^ в поле потери устойчивости АФМ фазы // Письма в ЖЭТФ. - 1990. - 51, N 5. -С. 282-285.

14. Еременко В. В. , Харченко Н. Ф. , Литвиненко Ю. Г. , Науменко В.М. Магнитооптика и спектроскопия антиферромагнетиков. - Киев: Наумова думка, 1989. - 2Б4 с.

15. Thiele A.A. Theory of cylindrical magnetic domains // Bell. Syst. Tech. J. - 1969. - 48, N10. - P.3287-3335.

16. Tu Y.O. Determination of magnetization of micromag-netic wall in bubble domains by direct minimization // J-Appl. Phys. - 1971. - 42, N 13. - P.5704-5708.

17.Gorobets Yu. , Melnichuk, I., Pimenov Yu. The effect of cooling on the bubble lattice structure // JMMM. - 1992. - 115. - P.204-206.

18. Барьяхтар В. Г. , Горобец Ю.И. Цилиндрические магнитные домены и их решетки.- Киев: Наукова думка, 1988,- 168с.

Герасиичук B.C. "Динамана та структура крупномасштабних магн1тних неоднор1дностей в двопл.дграткових магнетиках у зовн!шн1х осциллюючих полях"

Дисергац1я, що е рукописои, подана на здобуття вченого ступени доктора ф1зико-математичних наук за спецаалънз-стю 01.04.11 - магнетизм. Донецький ф!зико-техн^чний 2.нститут НАН Укра1ни, Донецьк, 1ЭЭВ.

Метою дисертац!йно1 роботи е розвиток Teopii нел1н1йно1 динам!ки магн1тних неоднор1дностей в магнгтовпорядкованих кристалах з дек1лькома магн1тними пхдгратками у 30BHiniaix осцилюечих полях. В залежност1 в1д частоти, напрямку та поляризацз.! осцилюючого поля встановлено ocuoBHi законом1р-HocTi HeniHifiHoi динамп-ки та динам!чноа nepeopieHTanii 180° доменних меж i смугово1 домэнно1 структури в двопз.дграткових слабких феромагнетиках i феритах, а також '90° м1жфазних доменних меж i двофазних доменних структур, як± хснуютъ при cnin-opieHTaqiwHKX ФП 1-го рода.

Ключов! слова ? доменна-межа,, доменна структура, дрейф.

Gerasimchuk V.S. "The dynamics and structure of large-scale magnetic inhomogeneities in two-sublattice magnets in external oscillating fields".

The thesis for the degree of Doctor of Sciences in the field of Physics and Mathematics, subject classification code 01. 04.11 - the field of magnetizm; Donetsk Physico-Technical Institute of National Academy of Sciences of Ukraine, Donetsk, 1996.

The goal of the thesis is the developing of the theory of nonlinear dynamics of magnetic inhomogeneities in magnetically ordered crystals with a few magnetic sublattices in external oscillating fields. Depending on frequency, directions and polarization of oscillating fields the main objective laws of nonlinear dynamics and dynamic reorientation of 180° domain walls and stripe domain structures in two-sublattice weak ferromagnets and ferrites, and of 90° interface domain walls and two-phase domain structures, arising under spin-reoriented phase transitions of the first order are determined.

Key words: domain wall, domain structure, oscillating field-, the perturbation theory, nonlinear dynamics, drift. /