Влияние взаимодействия подсистем на динамические свойства магнитоупорядоченных кристаллов тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.07 ВАК РФ

ВВЕДЕНИЕ.

ГЛАВА 1. ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ СПИНОВЫХ, УПРУГИХ И

ЭЛЕКТРОМАГНИТНЫХ ВОЛН В КРИСТАЛЛАХ СО СПИРАЛЬНОЙ МАГНИТНОЙ СТРУКТУРОЙ.

1.1. Энергия и основное состояние кристалла с модулированной магнитной структурой.

1.2. Связанные магнитоупругие волны в геликоидальных магнетиках.

1.2.1. Фазовый переход FS-F.

1.2.2. Фазовый переход FS-SS.

1.2.3. Обсуждение результатов.

1.3. Связанные магнитоупругие и электромагнитные волны в кристаллах со спиральной магнитной структурой.

1.3.1. Спектр связанных волн в кристаллах со структурой типа SS.

1.3.2. Обсуждение результатов.

ГЛАВА 2. ЭЛЕКТРОМАГНИТНОЕ ВОЗБУЖДЕНИЕ ЗВУКА В

КРИСТАЛЛАХ С МОДУЛИРОВАННОЙ МАГНИТНОЙ

СТРУКТУРОЙ.

2.1. Генерация звука в монокристалле диспрозия.

2.1.1. Энергия, основное состояние и система уравнений взаимодействующих электромагнитных, спиновых и упругих волн.

2.1.2. Дисперсионные уравнения.

2.1.3. Амплитуды ультразвуковых волн и коэффициенты ЭМАП.

2.1.4. Обсуждение результатов и сравнение с экспериментом.

2.2. Электромагнитно - акустическое преобразование в монокристалле эрбия.

2.2.1. Основное состояние.

2.2.2. Генерация звука в фазе LSW.

2.2.3. Генерация звука в фазе FS.

2.2.4. Обсуждение результатов.

ГЛАВА 3. СВЯЗАННЫЕ МАГНИТОУПРУГИЕ И

ЭЛЕКТРОМАГНИТНЫЕ ВОЛНЫ В КУБИЧЕСКИХ ФЕРРОМАГНЕТИКАХ В ОБЛАСТИ ОРИЕНТАЦИОННЫХ ФАЗОВЫХ ПЕРЕХОДОВ.

3.1. Энергия и основное состояние ферромагнетика.

3.2. Спектр взаимодействующих колебаний ферромагнетика.

3.3. Ферромагнитный диэлектрик.

3.4. Ферромагнитный металл в слабом магнитном поле.

3.5. Ферромагнитный металл в сильном магнитном поле.

3.6. Вращение плоскости поляризации звуковых и электромагнитных волн в ферромагнитном диэлектрике.

3.7. Особенности связанных электромагнитах и магнитоупругих волн в ограниченных средах.

3.8. Заключительные замечания.

ГЛАВА 4. ОТРАЖЕНИЕ ЭЛЕКТРОМАГНИТНЫХ ВОЛН ОТ

ПОВЕРХНОСТИ ФЕРРОМАГНИТНОГО ДИЭЛЕКТРИКА.

4.1. Основные уравнения.

4.2. Отражение электромагнитных волн от поверхности полубесконечного ферромагнитного диэлектрика.

4.2.1. Частотная зависимость КО ЭМВ.

4.2.2. Полевая зависимость КО ЭМВ.

4.3. Отражение электромагнитных волн от поверхности пластины ферромагнитного диэлектрика.

4.3.1. Частотная зависимость отражения.

4.3.2. Полевые зависимости отражения.

4.4. Отражение электромагнитных волн от структуры ферромагнитный диэлектрик - металл.

4.4.1. Спектры связанных колебаний и граничные условия.

4.4.2. Частотная зависимость отражения.

4.4.3. Полевые зависимости отражения.

4.5. Выводы.

ГЛАВА 5. ОСОБЕННОСТИ ИЗЛУЧЕНИЯ ВАВИЛОВА - ЧЕРЕНКОВА

В АНИЗОТРОПНОМ ФЕРРОМАГНИТОМ ДИЭЛЕКТРИКЕ В ОБЛАСТИ ОРИЕНТАЦИОННОГО ФАЗОВОГО

ПЕРЕХОДА.

ГЛАВА 6. ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ КОЛЕБАНИЙ В РЕДКОЗЕМЕЛЬНЫХ

ОРТОФЕРРИТАХ.

Ф- 6.1 Спектр колебаний в ортоферритах с крамерсовскими редкоземельными ионами.

6.1.1. Энергия ортоферрита.

6.1.2. Основное состояние.

6.1.3. Уравнения движения.

6.1.4. Дисперсионные уравнения.

6.1.5. Обсуждение результатов и сравнение с экспериментом.

6.2. Спектр связанных колебаний в ортоферритах с некрамерсовскими редкоземельными ионами.

6.2.1. Основное состояние.

6.2.2. Дисперсионные уравнения.

6.2.3. Обсуждение результатов и сравнение с экспериментом.

6.3. Влияние продольной восприимчивости на спектр связанных колебаний при индуцированных ОФП.

ГЛАВА 7. СВЯЗАННЫЕ КОЛЕБАНИЯ В ДВУХПОДРЕШЕТОЧНЫХ

АНТИФЕРРОМАГНЕТИКАХ.

7.1. Плотность свободной энергии и основное состояние антиферромагнетика.

7.2. Система уравнений взаимодействующих колебаний в

7.3. Колебания, связанные с квазиферромагнитной модой.

7.4. Колебания, связанные с квазиантиферромагнитной модой.

7.5. Обсуждение результатов.

В настоящее время в физике конденсированного состояния активно исследуются физические явления, обусловленные одновременным сочетанием нескольких свойств различных материалов, что делает их перспективными в отношении принципиально новых применений. Особое внимание привлекают к себе материалы, обладающие магнитным порядком [1]. Например, любой магнитоупорядоченный кристалл одновременно обладает как магнитными, так и упругими свойствами. Кристаллы сегнетомагнетиков одновременно сочетают в себе магнитные, упругие и диэлектрические свойства [2], манганиты, в зависимости от химического состава и температуры, проявляют физические свойства от ферромагнитного металла до парамагнитного диэлектрика [3] и т.д.

Перечисленные свойства кристаллов обязаны существованием в них магнитной (спиновой) подсистемы, упругой (решетка кристалла), электронной (электроны проводимости), дипольной (электромагнитное поле) и других подсистем, а таюке наличием взаимодействия между ними. Так, созданные упругие деформации в магнетике приводят к изменению магнитных свойств, и наоборот изменение магнитных свойств кристалла влечет за собой изменение упругих свойств. Взаимная связь между магнитной и упругой подсистемами магнетика определяется магнитоупругим (МУ) взаимодействием. Наряду с МУ взаимодействием в магнитных кристаллах возможно существование магнитоэлектрического, электромагнитно - спинового (ЭМС), акусто - электромагнитного (АЭМ) и других взаимодействий [1,4]. Перечисленные взаимодействия играют важную роль в формировании многих физических свойств магнитоупорядоченных кристаллов. Каждое взаимодействие можно характеризовать безразмерным параметром. Обычно, за исключением особых случаев, параметры взаимодействия подсистем малы. В частности, вдали от точек фазовых переходов мал параметр МУ взаимодействия. Однако, при потере устойчивости в магнитной подсистеме, то есть в окрестности фазового перехода, этот параметр стремится к единице и роль МУ взаимодействия в физических свойствах магнетиков сильно возрастает. Это относится и к другим взаимодействиям в магнитоупорядоченных кристаллах. В динамике каждая подсистема кристалла характеризуется своими колебательными модами или элементарными возбуждениями. Взаимодействие подсистем также приводит к взаимодействию между элементарными возбуждениями и возникновению связанных колебаний или элементарных возбуждений нового типа.

Известно, что во всех магнетиках существуют фазовые переходы двух типов - «порядок - беспорядок» (точки Кюри и Нееля) и «порядок -порядок», так называемые спин-переориентационные или ориентационные фазовые переходы (ОФП) [1,5-9]. Фазовые переходы в магнетиках могут наблюдаться как при изменении температуры (спонтанные переходы), так и внешних воздействий - упругих напряжений, электрического и магнитного полей (индуцированные переходы). ОФП в магнитных кристаллах сопровождаются изменением направления равновесного вектора магнитного упорядочения относительно кристаллогрифических осей. Приближение магнетика к точке ОФП приводит к существенному изменению спектра колебаний и, следовательно, динамических свойств кристалла. Так, при приближении ферро- (ФМ) или антиферромагнетика (АФМ) к точке ОФП, без учета МУ взаимодействия, ферромагнитная мода колебаний становится мягкой, при учете МУ взаимодействия мягкими являются связанные МУ волны [10 - 17].

Первые исследования по взаимодействию спиновой и упругой подсистем магнетиков, в которых было предсказано существование связанных МУ волн в ФМ и АФМ, были выполнены в работах Турова, Ирхина [18], Ахиезера, Барьяхтара, Пелетминского [19], Киттеля [20], Пелетминского [21]. Указанные работы явились основополагающими при зарождении новой области физики магнитоупорядоченных веществ магнитоакустике. Магнитоакустика в настоящее время находит важные применения в электронике и технике СВЧ [22 - 28].

Как уже отмечалось выше взаимодействия подсистем, в частности МУ взаимодействие, относятся к сравнительно слабым взаимодействиям. И наиболее ярко эти взаимодействия проявляют себя при резонансах и в окрестности точек ОФП. МУ взаимодействие в магнетиках в окрестности ОФП может стать преобладающим или сравнимым с другими взаимодействиями, вследствие уменьшения магнитной анизотропии до нуля. В этом случае безразмерный параметр МУ взаимодействия резко возрастает и МУ взаимодействие может оказать существенное влияние на статистические, динамические, кинетические и другие свойства магнетиков. Исследование влияния МУ взаимодействия на свойства магнетиков началось в 60-х годах прошлого века с работ Рудашевского, Шальниковой [29], Тасаки, Ииды [30], Боровика-Романова, Рудашевского [31, 32], Шаврова [33], Турова, Шаврова [34], Ишмухаметова, Новожилова, Шаврова [35], Шаврова [36-38], Ииды, Тасаки [39], Мицумиши, Ииды [40], Коренблита [41], Савченко [42]. Эти работы дали начало новому направлению в физике магнитных явлений - исследование эффектов сильного проявления сравнительно слабых взаимодействий.

В работах [30] и [32] при исследовании антиферромагнитного резонанса (АФМР) в гематите (а-РегОз) экспериментально был открыт эффект, который в литературе получил название эффекта «магнитоупругой щели» [32,34] или «замороженной решетки» [43^5]. Из опытов по АФМР было определено, что резонансная частота описывается соотношением о со где (Ол - частота АФМ резонанса определяемая внешним магнитным полем и магнитной анизотропией перенормированной магнитострикцией, а соте представляет собой обнаруженный эффект «магнитоупругой щели» появляющийся вследствие динамического взаимодействия спиновой подсистемы с решеткой кристалла. В точке ОФП соА зануляется и в динамике МУ взаимодействие приводит к растяжению или сжатию образца в направлении вектора антиферромагнетизма и создает дополнительное эффективное поле для колебаний магнитных моментов. Намагниченность уже прецессирует вокруг этого поля с частотой соте. Динамические деформации как бы вновь создают эффективную магнитную анизотропию и намагниченность прецессирует вокруг этого направления - в магнитной подсистеме как бы исчезает фазовый переход. Именно так упругая подсистема влияет на магнитную подсистему вблизи точки и в самой точке ОФП.

В работах [34,13] показано, что эффект «магнитоупругой щели», обусловленный МУ взаимодействием, является общим для всех магнитоупорядоченных кристаллов. Теоретические оценки величины МУ щели соте для редкоземельных ФМ с анизотропией типа легкая плоскость (Dy, Tb) показали, что соте / g ~ 105 Э т.е. имеет аномально большое значение (g - гиромагнитное отношение). Эти теоретические оценки были подтверждены экспериментально в опытах по неупругому рассеянию нейтронов на спиновых волнах [46,47].

В результате исследований МУ взаимодействия в кристаллах с ФМ и АФМ порядком выяснилось, что МУ щель представляет собой одну сторону явления: она соответствует лишь одной точке спектра (£=0), квазимагнонкой ветви спектра связанных МУ волн. Щель обусловлена влиянием упругой подсистемы на магнитную. Другая же сторона явления заключается в том, что и колебания намагниченности влияют на колебания упругой подсистемы. Обе эти ветви связанных колебаний в окрестности ОФП (квазимагнонная и квазиакустическая) изменяют свой вид по сравнению с невзаимодействующими ветвями колебаний из-за сильного взаимодействия подсистем. В этом случае взаимодействие подсистем оказывается наиболее

СИЛЬНЫМ, и магнонная щель целиком сводится к МУ щели. Сильное искажение квазиакустической ветви такое, что при к —» 0, закон дисперсии для этой ветви изменяется с линейного на квадратичный, это объясняется тем, что магноны «утяжеляют» фононы. Экспериментально этот эффект проявляется как уменьшение скорости звука при уменьшении (Оа в (1), что может быть достигнуто за счет изменения магнитного поля, температуры или давления [48-55]. Смягчение квазифононной ветви проявляется также в возрастании вблизи точки соА= 0 затухания звука [10-14,56-67]. Вдали от ОФП оба указанных эффекта (МУ щель и смягчение фононной моды) сильно подавляются большой анизотропией, входящей в первое слагаемое в (1). МУ щель в спектре квазимагнонов в области ОФП связана с антифазными колебаниями намагниченности и решетки. Аналогом таких колебаний являются оптические колебания решетки. Квазиупругим колебаниям соответствуют синфазные колебания спинов и решетки. Аналогом последних служат акустические колебания решетки.

Исследования влияния МУ взаимодействия на различные физические свойства, проводились для магнетиков с различным магнитным упорядочением. Работы [10, 11, 29-32, 39, 40, 48-51, 68 - 71] были выполнены на гематите (a-Fe203), в FeB03 [50, 52, 69, 71, 72], в кубических ФМ и АФМ [41, 73 - 80], в ортоферритах [16, 17, 53 - 56, 81 - 94], в АФ типа «легкая ось» вблизи поля опрокидывания (MnF2, CoF2, Сг 2Оз и др.) [11, 57-62, 94 - 98], в ФМ типа «легкая ось» [99] и в ферритах [100, 101]. В [102] был рассмотрен вопрос о МУ щели с точки зрения симметрии магнетика.

Наряду с упругими и спиновыми возбуждениями в магнитоупорядоченных кристаллах (диэлектриках, полупроводниках и металлах) могут существовать и электромагнитные (ЭМ) возбуждения или колебания ЭМ поля. В металлах и полупроводниках в сильных магнитных полях могут распространяться слабозатухающие спиральные ЭМ волны (геликоны) [103,104]. Взаимодействие спиновых и ЭМ волн в магнитном диэлектрике рассматривалось в работе Ахиезера, Барьяхтара и

Пелетминского [105]. Связанные спиновые и спиральные волны распространяющиеся вдоль внешнего магнитного поля в ФМ металле были рассмотрены Штерном и Калленом [106], Бланк [107] рассмотрел связь спиновых и геликоидальных волн в случае произвольного направления распространения волн. Спектор и Касселман [108] рассмотрели взаимодействие спиновых волн с альфвеновскими волнами в ФМ металле, Барьяхтар, Савченко и Степанов [109] исследовали спектр связанных плазменных, ЭМ и спиновых волн в ФМ полупроводниках и металлах с магнитной анизотропией типа «легкая ось» и типа «легкая плоскость». Взаимодействие спиновой подсистемы с ЭМ полем, так называемое ЭМС взаимодействие приводит к изменению величины активации квазиспиновой ветви, то есть в ней появляется член ЭМ природы - магнитостатическая частота сом = 4ngMs, Ms - намагниченность насыщения. Также ЭМС взаимодействие приводит к уменьшению фазовой скорости ЭМ волн.

Взаимодействия спиновой и упругой, спиновой и ЭМ подсистем наиболее ярко проявляются в окрестности точки ОФП, что приводит к возникновению связанных МУ и ЭМ волн и изменению динамических свойств магнетиков [110]. В частности указанные взаимодействия изменяют активацию квазиспиновых колебаний, и в точке ОФП она определяется как МУ, так и ЭМС взаимодействиями fi>0 = OD^ + COM . (2)

Геликоны также могут взаимодействовать с упругими и спиновыми волнами [111-114]. Взаимодействие геликонов с упругими и спиновыми волнами вдали от ОФП в одноосном ФМ металле изучалось в работах [113,114]. В них было показано, что при определенных условиях в ФМ может наблюдаться тройной резонанс, при котором возбуждаются все три типа волн.

Всестороннее исследование влияния МУ и ЭМС взаимодействий на динамические свойства ФМ и АФМ в области ОФП стимулировало постановку новых экспериментов и формулировку новых теоретических задач связанных с взаимодействием подсистем магнитоупорядоченных кристаллов. Экспериментальные и теоретические исследования показали, что для более точного описания физических свойств и явлений, наряду с МУ и ЭМС взаимодействиями необходимо учитывать другие существующие в магнетиках взаимодействия и тип магнитного упорядочения.

До последнего времени во всех работах, посвященных исследованию взаимодействия подсистем в магнитоупорядоченных кристаллах, при рассмотрении основного состояния однодоменных образцов предполагалось, что деформации и напряжения внутри образца являются однородными. Это утверждение справедливо лишь в том случае, когда в основном состоянии магнетика распределение намагниченности является однородным.

В настоящее время известно большое количество веществ, имеющих неоднородную по всему объему образца намагниченность Л^ в основном состоянии. Прежде всего, к ним относятся редкоземельные металлы и соединения на их основе, а также некоторые соединения на основе переходных металлов. Эти вещества являются как проводниками, так и диэлектриками. Наиболее полный перечень обсуждаемых веществ приведен в [115]. В этих веществах в определенных интервалах температур наблюдаются модулированные (спиральные или геликоидальные) магнитные структуры, в которых компоненты спиновых векторов периодически меняются при перемещении вдоль некоторого выделенного кристаллографического направления [116-137]. Перечислим типы структур, которые реализуются в модулированных магнетиках: SS - простая спираль (ее еще называют в литературе антиферромагнитной спиралью), FS -ферромагнитная спираль, S3- скошенная спираль, CS - сложная спираль, LSW - структура типа «продольной спиновой волны», TSW - типа «поперечной спиновой волны» и FAN - веерная структура. Типы LSW, SS,

TSW вместе с их разновидностями образуют особый класс магнитного упорядочения, которые можно рассматривать как длиннопериодическую модуляцию простых ФМ и АФМ структур.

В модулированных магнетиках период модуляции часто непрерывно меняется с температурой, принимая несоизмеримые с периодом кристаллической решетки значения, поэтому модулированные или длиннопериодические структуры также называют несоизмеримыми. Все эти определения выступают как синонимы. Надо отметить, что структуры FS и FAN существуют только в магнитном поле и получаются из SS структуры по мере приложения внешнего магнитного поля вдоль, либо поперек оси спирали. Любая из перечисленных структур характеризуется волновым числом спирали q, q = 2njT, где Т — период спирали. Причиной возникновения длиннопериодических структур является конкуренция положительных и отрицательных обменных взаимодействий между соседними атомами и следующими за ними (вторая координационная сфера) или отсутствие центра симметрии в магнитном кристалле. Часто при описании магнитных свойств модулированных структур используют феноменологический подход. Это возможно только при условии, если вектор спирали много меньше, чем вектор обратной решетки кристалла. Взаимодействие со следующими за соседними атомами учитывается путем сохранения в записи неоднородной обменной энергии, инвариантов от более высоких степеней пространственных производных намагниченности [115,122,134-137]. Это относится к кристаллам с центром инверсии. В магнетиках без центра инверсии геликоидальное упорядочение может быть обусловлено линейными по производным намагниченности инвариантами (инвариантами Лифшица) [115, 119 - 122].

Наличие модулированной структуры у магнетиков приводит к существенным отличиям динамических свойств геликоидальных магнетиков от обычных ФМ и АФМ. Спектр спиновых волн имеет зонный характер и является безактивационным не при к = 0, как в АФМ и ФМ, а на волновом векторе, равном волновому вектору магнитной спирали k = q [115]. Спектр связанных волн в модулированных структурах еще не полностью изучен. МУ волны в ферромагнитной фазе кристаллов со спиральной структурой рассматривались в [138, 142]. Некоторые аспекты взаимодействия упругих и спиновых колебаний в спиральной фазе магнетиков рассматривались с работах [139-141]. Однако, в них не учитывались спонтанные деформации, возникающие в основном состоянии. Последовательный учет спонтанных деформаций в геликоидальной фазе гексагональных магнетиков проведен в [143]. В работе показано, что наличие неоднородной намагниченности в основном состоянии обуславливает и неоднородные напряжения во всем объеме кристалла. При этом, в случае qd »1 (d - размер образца), а также при отсутствии анизотропии в базисной плоскости и магнитного поля, деформации в плоскости, перпендикулярной волновому вектору q, становятся изотропными. В результате все это приводит к отсутствию МУ щели в спектре квазиспиновых волн. В диссертации исследуется влияние МУ взаимодействия на спектр связанных колебаний одноосных спиральных магнетиков с центром и без центра симметрии при наличии внешнего магнитного поля вдоль оси симметрии и при индуцированных им фазовых переходах FS - F и FS - SS. Также в фазе SS исследуется влияние МУ и ЭМС взаимодействий на спектр связанных волн магнитного диэлектрика.

Процесс взаимодействия ЭМ волн с твердым телом сопровождается многими физическими явлениями - отражение и поглощение ЭМ излучения, генерация различных элементарных возбуждений и т.д. Падение ЭМ волн на границу магнитного металла сопровождается генерацией в нем спиновых и звуковых колебаний. Совокупность экспериментальных и теоретических методов, используемых для изучения этого явления, образуют в настоящее время самостоятельную область физики твердого тела на стыке традиционной акустики и радиоспектроскопии. Исследование явления возбуждения ультразвука ЭМ волнами позволяет получить новые сведения не только о самих процессах трансформации, но и о различных характеристиках самого проводника [175, 185].

Возбуждение ультразвука в проводнике ЭМ волнами возможно за счет нескольких механизмов электромагнитно - акустического преобразования (ЭМАП).

Деформационный механизм ЭМАП заключается в том, что часть энергии электромагнитной волны, проникающей на глубину скин - слоя проводника, превращается в джоулево тепло. В отсутствии постоянного магнитного поля возбуждение ультразвука происходит лишь в условиях аномального скин-эффекта, когда длина свободного пробега электрона превышает толщину скин-слоя. Полная сила, действующая на металл, равна нулю, и в этом случае прямое воздействие электрического поля волны на ионы в скин-слое локально не компенсируется их столкновениями с электронами. Электроны передают свой избыточный импульс решетке в поверхностном слое толщиной, порядка длины своего свободного пробега. Детальному анализу деформационного механизма ЭМАП посвящены работы [144- 159, 185].

Индукционный механизм ЭМАП наблюдается при приложении к проводнику помимо переменного магнитного поля еще и постоянного. В этом случае на электроны в скин - слое действует сила Лоренца, направление которой определяется ориентацией постоянного магнитного поля относительно границы металла. Увлекая за собой кристаллическую решетку, электроны возбуждают в ней упругие колебания [160 - 171, 185]. Помимо деформационного и индукционного ЭМАП, генерация ультразвука происходит также за счет термоупругого [172] и инерционного [173, 174] механизмов. Однако, эти механизмы ЭМАП экспериментально не исследованы.

В магнитных металлах наряду с перечисленными механизмами возникает магнитострикционный (или МУ) механизм ЭМАП. Внешнее переменное магнитное поле, в скин - слое металла, действуя на систему атомных магнитных моментов, за счет МУ взаимодействия вызывает деформацию кристаллической решетки генерируя тем самым звуковые волны. Детальному изучению МУ механизма ЭМАП посвящено много работ (см. например [175, 185] и библиографию к ним). Все экспериментальные и теоретические работы по ЭМАП за счет МУ механизма были выполнены для металлов находящихся в ФМ и АФМ фазах. Для кристаллов, находящихся в фазах с модулированными магнитными структурами существует несколько экспериментальных работ [176 - 184]. Теоретическому же изучению ЭМАП в металлах с модулированными магнитными структурами не было посвящено ни одной работы. В диссертации теоретически исследуется процесс генерации звука ЭМ волной в гексагональных редкоземельных металлах (Dy и Ег), имеющих модулированные фазы.

Как уже отмечалось выше, МУ и ЭМС взаимодействия оказывает существенное влияние на распространение спиновых и упругих и ЭМ волн в магнетиках. В окрестности точки ОФП эти взаимодействия приводят к изменению спектра колебаний и возникновению связанных МУ и ЭМ волн. В частности, сильная МУ связь в области ОФП должна повлиять на скорость распространения ЭМ волн, на угол вращения плоскости поляризации ЭМ и МУ волн [186 - 188], а также на отражение, прохождение и поглощение ЭМ волн. Однако, в указанных выше работах [105 - 114] не проводился полный анализ особенностей законов дисперсии связанных МУ и ЭМ волн в области ОФП. Это относится как к ФМ диэлектрикам, так и к ФМ металлам. Не исследовалось ранее влияние МУ, ЭМС и акусто - электромагнитного взаимодействия (обусловленного действием силы Лоренца на ионы магнетика) на спектр связанных волн в магнетиках. Более того, вблизи точек ОФП спектр связанных МУ волн и геликонов еще не исследовался.

Учет взаимодействия различных подсистем магнетиков приводит к появлению новых физических эффектов. В частности, учет МУ и ЭМС взаимодействий ведет к аномальному поведению коэффициента отражения ЭМ волн (КО ЭМВ) вблизи и в точке ОФП. Проблема расчета КО ЭМВ от поверхности магнитоупорядоченной среды при учете взаимодействия подсистем, содержит в себе несколько задач. Это определение дисперсионного уравнения, спектров связанных колебаний и динамической магнитной проницаемости. После решения этих проблем решается задача на граничные условия (на напряженности и индукции ЭМ поля, упругие смещения и напряжения, намагниченность) и определение КО ЭМВ.

Интерес к исследованиям КО ЭМВ от поверхностей твердых тел обусловлен тем, что в современной науке и технике имеется потребность, как в высоко- отражающих (неметаллических), так и в поглощающих покрытиях, а также в материалах с управляемым коэффициентом отражения [189].

Известно, что КО при нормальном падении ЭМ волны из вакуума на границу среды с отличными от единицы диэлектрической е и магнитной }Х проницаемостями определяется формулой [190]

Формула (3) справедлива только в тех случаях, когда и е и ц не имеют пространственной дисперсии. Как видно, уменьшение КО может быть достигнуто за счет близости значений диэлектрической и магнитной проницаемостей вещества, а увеличение — при выполнении неравенства е»|1, либо е«ц. Обычно, решение данной проблемы на практике реализуется с помощью создания композитных (или искусственных) материалов, с управляемыми за счет изменения состава и структуры, диэлектрической и магнитной проницаемостями [189, 191 - 193]. Однако имеется и другая, более простая, возможность управления КО ЭМВ — за счет изменения динамической магнитной проницаемости магнитоупорядоченных веществ при постоянной диэлектрической проницаемости. Магнитная проницаемость, как известно, может аномально возрастать или уменьшаться

R =

3) в области частот магнитных резонансов, которые лежат в СВЧ-дапазоне [22]. При этом может резонансно зависеть от частоты и КО. Отмеченное явление наблюдалось экспериментально [194] при исследовании КО ЭМВ от тулиевого ортоферрита (ТтРеОз) в субмиллиметровом диапазоне длин волн.

В работе [195] был теоретически исследован КО в гигагерцовом диапазоне частот от полубесконечного проводящего ферромагнетика кубической симметрии и системы АФМ диэлектрик - немагнитный металл. Также в работе были представлены экспериментальные результаты по отражению ЭМ волн от поверхности кобальтового феррита и АФМ РеВОз, в диапазоне частот 8-12 ГГц. Оказалось, что в случае хорошо проводящего феррита в области ФМ резонанса удается понизить КО ЭМВ на 50%. Для системы АФМ диэлектрик - немагнитный металл также имеются резонансные провалы КО в области ФМ резонанса. При соответствующем подборе величин размагничивающих факторов и коэффициента затухания спиновых волн в работе удалось достигнуть хорошего согласия между теоретическими и экспериментальными результатами.

Слоисто-периодические структуры представляют собой новый тип искусственно создаваемых материалов. Свойствами таких структур легко управлять, изменяя состав слоев, их размеры, внешние параметры — температуру, упругие напряжения, магнитное поле и т.д. Исследования КО ЭМВ от поверхностей слоистых структур содержащих магнитные слои практически не проводились. Имеются в основном лишь работы по электродинамике [196], магнитным [197] и магнитооптическим свойствам магнетиков [198 - 200], а также по распространению электромагнитных волн в таких средах [201, 202]. В работе [203] исследовано прохождение ЭМ волны через периодическую структуру сверхпроводник - диэлектрик, состоящую из чередующихся слоев диэлектрика и тонких слоев сверхпроводника второго рода. Обнаружена резкая зависимость КО от угла падения волны, толщины сверхпроводящей пленки и величины внешнего магнитного поля. В работах [204, 205] рассматривалось прохождение нормально падающей ЭМ волны через сверхструктуру из периодически повторяющихся магнитных и немагнитных слоев во внешнем магнитном поле параллельном направлению волны. В качестве магнитных слоев выбирались ФМ [204] и АФМ [205]. Аномальное поведение КО ЭМВ наблюдалось на резонансных частотах. Было показано, что управлять КО ЭМВ от данных структур можно за счет изменения числа чередующихся слоев. Однако, в перечисленных работах не исследовалось влияние МУ и ЭМС взаимодействий на поведение КО ЭМВ от поверхностей магнитоупорядоченных сред.

В диссертации проводятся аналитические и численные расчеты КО ЭМВ от поверхностей магнитоупорядоченных сред (полубесконечного ФМ, ФМ пластины, и структуры ФМ диэлектрик - немагнитный металл) при учете МУ и ЭМС взаимодействий и затухания спиновых волн как вблизи, так и вдали от точки ОФП.

При движении электрона в сплошной среде его скорость, оставаясь всегда меньше скорости света в вакууме, может превосходить скорость света в данной среде. В этом случае электрон начинает обгонять ЭМ поле, которое, отрываясь от него, начинает излучать. Это явление носит название эффект Вавилова-Черенкова. Данный эффект напоминает собою волны Маха, которые излучают тела при движении в воздухе со сверхзвуковыми скоростями. Излучению Вавилова-Черенкова в различных твердых телах посвящено достаточно большое количество работ. Исследования по данному вопросу обобщены в работах [206 - 209]. Излучение Вавилова-Черенкова рассматривалось в диэлектрических и магнитоупорядоченных изотропных и анизотропных средах. Оказалось, что для изотропных сред условие существования излучения является довольно жестким - скорость движения заряда v должна быть больше фазовой скорости света в среде. В анизотропной диэлектрической среде излучение Вавилова-Черенкова возможно и при нерелятивистском движении заряда (v—>0) [210]. В работе

211] было показано, что излучение Вавилова-Черенкова в анизотропной среде имеет более сложный характер по сравнению с излучением в изотропной среде, поскольку в первой имеется два некруговых конуса лучей и интенсивность излучения неодинакова на образующих этих конических поверхностей.

Исследование излучения Вавилова-Черенкова в изотропном магнитном диэлектрике [212] показало, что энергия, теряемая зарядом на излучение ЭМ волн, отнесенная к интервалу частот, пропорциональна магнитной проницаемости магнетика. В работе [213] было показано, что в ФМ средах излучение Вавилова-Черенкова должно наблюдаться в области низких частот ((D~1010-10n с"1), соответствующих частотам ФМ резонанса. Таким образом, излучение Вавилова-Черенкова в изотропных и анизотропных диэлектрических и магнитоупорядоченных средах достаточно хорошо изучено. Однако до сих пор не изучен вопрос об особенностях излучения Вавилова-Черенкова в среде в области ОФП. Магнитный ОФП в ФМ сопровождается резким увеличением динамической магнитной проницаемости и, как следствие, существенным уменьшением скорости ЭМ волн. В связи с этим, следует ожидать, что излучение Вавилова-Черенкова будет иметь особенности в области указанного фазового перехода.

В диссертационной работе, при учете взаимодействия спиновой, упругой и ЭМ подсистем, исследуется излучение Вавилова-Черенкова в магнитогиротропной среде вблизи точки магнитного ОФП.

В связи с появлением новых экспериментальных данных, полученных на редкоземельных ортоферритах (РЗОФ) типа RFe03, R - редкоземльный ион, возникли расхождения теории с экспериментом. По теории в точке ОФП Г/»- Г24 скорость поперечного звука S5 с поляризацией вдоль оси а при распространении МУ волн вдоль оси 5 должна в идеальном случае уменьшаться до нуля [56]. На эксперименте [53 - 55,82 - 86] уменьшение 35 составило всего 0,1 - 3%. В другой точке ОФП Г2— Г24 экспериментально наблюдалось такое же малое изменение скорости поперечного звука. По теории [56] здесь это малое изменение S5 может быть объяснено влиянием вклада дипольного взаимодействия, который возникает из-за неколлинеарности волнового вектора Л и вектора ФМ Л?, в частоту колебаний квазимагнонов, вследствие чего параметр МУ взаимодействия вблизи ОФП остается таким же малым, как и вдали от ОФП. При исследовании МУ волн в РЗОФ эрбия в области низкотемпературного перехода Г2 - Г]2 [84] впервые было получено уменьшение скорости поперечного звука с поляризацией вдоль оси Б на 25%, несмотря на то, что и здесь вектор к не параллелен вектору Л?. В экспериментальных работах [214 - 232] также определялась величина активации квазимагнонных ветвей МУ волн в точках, указанных выше ОФП в различных РЗОФ. По теории [56] величина активации квазиспиновой ветви в точках ОФП должна быть равна величине МУ щели. Однако, в эксперименте величины активаций ни в одной из точек ОФП не совпадали с величинами МУ щелей.

В некоторых РЗОФ, кроме магнитных Fe-ионов (J-ионов), магнитными являются и редкоземельные (РЗ) ионы (или /-ионы). Температура упорядочения J-ионов около 600 К, а/-ионы упорядочиваются только при очень низких температурах (Т < 10 К). Таким образом, в большинстве ОФП РЗ подсистема находится в парамагнитном состоянии. Ранее (см. например, [7]) в таких случаях учет РЗ подсистемы сводился только лишь к температурной перенормировке констант анизотропии. Колебания же / -подсистемы не учитывались. В экспериментах [214 - 232] по АМФР в РЗОФ кроме двух мод колебаний, отвечающих квазиферро- и квазиантиферромагнитной модам колебаний ^-подсистемы, наблюдались также дополнительные моды колебаний. Было сделано предположение, что эти моды являются модами колебаний парамагнитной / -подсистемы. Экспериментальное доказательство существования колебаний парамагнитных РЗ ионов приводит к необходимости учета этих колебаний и в теории. Таким образом, возникла задача о влиянии /^ионов на спектр колебаний спиновых волн й?-подсистемы и спектр колебаний связанных МУ волн, в частности, квазиакустические ветви этих колебаний.

Влияние колебаний /-ионов на спектр квазиспиновых волн d-подсистемы было исследовано в работах [194, 216, 233 - 237]. В них было показано, что полный спектр магнитных колебаний состоит из четырех ветвей (при сделанных в данных работах предположениях). Две из этих ветвей описывают колебания й?-подсистемы, а другие две - колебания f— подсистемы. Причем, оказалось, что мягкой модой, по которой происходит ОФП, может являться в точке ОФП как мода й?-подсистемы, так и мода/подсистемы. Было также показано, что ^подсистема в точке ОФП дает отличный от нуля вклад в активацию спиновых волн й?-подсистемы (по природе такой же, как и МУ щель). Однако, полученные в [194, 216, 233 -237] результаты не вполне объясняют экспериментальные величины активаций квазиспиновых мод в точках ОФП. По нашему мнению, получить хорошее согласие экспериментальных и теоретических результатов по величине активаций спиновых волн в точках ОФП в РЗОФ позволяет учет упругой и дипольной (электромагнитной - колебания ЭМ поля) подсистем магнетика.

Отличительной особенностью АФМ является очень резкая анизотропия магнитной восприимчивости [238]. Доказательство вклада продольной восприимчивости в резонансные частоты упорядоченных магнетиков было получено в работе [239] на примере слабых ферромагнетиков УТеОз и DyFe03 относящихся к РЗОФ. В работе [239] показано, что наличие ОФП во внешнем магнитном поле Н является необходимым условием обнаружения вклада продольной восприимчивости в динамику магнетиков. Этот вклад приводит к появлению щели в спектре спиновых волн при индуцированных ОФП. Однако, в [239] не учитывалось влияние взаимодействия подсистем магнетика (упорядоченной спиновой, парамагнитной, магнитоупругой, дипольной) на величину активации квазиспиновых колебаний.

В диссертационной работе, при учете взаимодействий между железной,

РЗ, упругой и электромагнитной подсистем, дается объяснение экспериментальных данных по поведению квазиспиновых и квазиупругих ветвей колебаний РЗОФ вблизи спонтанных ОФП, а также исследуется роль продольной восприимчивости в формировании динамики РЗОФ в окрестности индуцированных магнитным полем ОФП.

Теоретическим и экспериментальным исследованиям физических свойств АФМ при учете продольной восприимчивости, релаксации в магнитной подсистеме и анизотропии g-фактора посвящено большое число работ (см. например [4] и ссылки в ней). Так в работе [87] теоретически исследован спектр связанных спиновых и упругих колебаний в двухподрешеточном АФМ при учете продольной восприимчивости, МУ связи и релаксации в магнитной подсистеме. Показано, что спектр связанных колебаний состоит из двух активационных (прецессионной и релаксационной) и двух безактивационных (квазиупругих) ветвей. Релаксационная мода, которая в отсутствии магнитоупругой связи была бы мягкой, становится активационной с величиной щели, определяемой МУ взаимодействием. Мягкой модой вблизи ОФП является квазиупругая мода, которая при большой величине параметра релаксации в магнитной подсистеме, может стать нераспространяющейся. В работах [228, 240] проводились экспериментальные и теоретические исследования спектра колебаний АФМ при учете анизотропии g-фактора. В [228] показано, что анизотропия g-фактора существенно влияет на активацию спиновой квазиферромагнитной ветви, и если анизотропия g-фактора отсутствует, то в точке ОФП данная ветвь становится мягкой. Отметим, что наиболее яркий пример АФМ с анизотропией g-фактора обусловленной обменными взаимодействиями - это NiFe2, для него при Т=4.2 К разница между компонентами тензора g-фактора достигает 50% [241]. Однако, остается открытым вопрос о влиянии МУ, ЭМС взаимодействий, анизотропии g -фактора, продольной восприимчивости и релаксации в магнитной подсистеме на спектр связанных колебаний АФМ со слабым ферромагнетизмом

В диссертации исследуется спектр связанных колебаний в двухподрешеточном АФМ со слабым ферромагнитизмом, при учете всех выше перечисленных факторов.

В прикладных аспектах изучение влияния взаимодействия подсистем на связанные колебания и волны в магнитоупорядоченных кристаллах при ОФП представляет большой интерес в связи с перспективами использования данных волн в твердотельных устройствах функциональной электроники. Так, эти волны могут осуществлять задержку, запоминание и преобразование сигнала. Связанные волны могут эффективно возбуждаться как переменным упругим полем, так и электромагнитным; быть поверхностными; взаимодействовать с электронами проводимости и т.д. Скорость их распространения можно изменять в довольно широком интервале с помощью внешних воздействий. Все это приводит к возможности создания наукоемких технологий и устройств, аналогичных по своим конструкциям и функциям устройствам СВЧ на ультразвуковых, спиновых и магнитостатических волнах [242 - 260].

Из вышесказанного следует, что исследование взаимодействий между различными подсистемами и их влияние на физические свойства магнитоупорядоченных веществ в области ОФП является актуальным направлением физики конденсированного состояния и магнетизма.

Целью диссертационной работы является теоретическое исследование влияния взаимодействия подсистем (магнитной упорядоченной, парамагнитной, упругой, электромагнитной) на динамические свойства магнитоупорядоченных кристаллов с различным типом магнитного порядка (ФМ, АФМ и длиннопериодические структуры), как вдали так и вблизи точек магнитных ОФП.

Диссертация состоит из введения, семи глав, заключения и трех приложений.

4.5. ВЫВОДЫ

В настоящей главе теоретически продемонстрирован простой способ возможности существенного увеличения и уменьшения КО ЭМВ от поверхности полубесконечного ФМД для экспериментально достижимых значений частот, температур и магнитных полей.

Коэффициент отражения принимает аномально малые (вплоть до нуля) и аномально большие (вплоть до единицы) значения в области частот ФМР, MAP и МСР, а также на частотах, меньших МУ щели. Величина пиков уменьшается при увеличении затухания спиновых волн. Показано, что учет затухания спиновых волн может не оказывать существенного влияния на аномальное изменение КО ЭМВ в области низких частот.

Проведенное исследование КО ЭМВ от пластины непроводящего ФМД позволяет сделать следующие выводы.

Из анализа частотных зависимостей КО ЭМВ следует, что при учете МУ взаимодействия КО ЭМВ имеет особенности не только на размерных резонансах ЭМВ, но и на размерных резонансах упругих волн. КО правополяризованных ЭМВ может принимать аномально большие значения (вплоть до единицы) в области частот, в которой магнитная проницаемость этих волн отрицательна. Коэффициент отражения принимает аномально малые значения (вплоть до нуля) при совпадении динамической магнитной проницаемости с диэлектрической проницаемостью. В точке ОФП резонансы КО ЭМВ на упругих волнах выражены значительно сильнее, чем вдали ОФП. В точке ОФП КО ЭМВ может принимать аномально большие значения в области низких частот.

Из анализа полевых зависимостей КО ЭМВ следует, что в области низких частот он может быть аномально мал при всех значениях магнитного поля. Эти частоты могут лежать в СВЧ-диапазоне. При более высоких частотах на полевых зависимостях КО правополяризованных ЭМВ принимает аномально малые значения, если e = (j.+ . Данное условие выполняется в области экспериментально доступных значений магнитного поля.

Таким образом, с помощью внешнего магнитного поля можно изменять КО ЭМВ от пластины непроводящего ФМ от единицы до нуля в широком диапазоне частот.

Из анализа частотных и полевых зависимостей КО ЭМВ от двухслойной структуры пластина ФМД - немагнитный металл, следует, что из-за резонансного возрастания динамической магнитной проницаемости ФМД слоя при определенных частоте и магнитном поле можно добиться выполнения условия (J. = е и, тем самым, существенно уменьшить коэффициент отражения от такой структуры при данных значениях частоты и поля. В точке ОФП при низких частотах, а также при магнитных полях, отвечающих ФМР в слое, коэффициент отражения можно уменьшить до аномально малых значений.

Полученные результаты имеют важное значение с прикладной точки зрения - они могут быть использованы в устройствах, в которых требуется уменьшить отражение ЭМ волн от металлических поверхностей. Для этой цели необходимо на металл нанести слой ФМД и создать в нем условия, близкие к ОФП.

ГЛАВА 5.

ОСОБЕННОСТИ ИЗЛУЧЕНИЯ ВАВИЛОВА-ЧЕРЕНКОВА В АНИЗОТРОПНОМ ФЕРРОМАГНИТНОМ ДИЭЛЕКТРИКЕ В ОБЛАСТИ ОРИЕНТАЦИОННОГО ФАЗОВОГО ПЕРЕХОДА

Излучению Вавилова-Черенкова в различных твердых телах посвящено достаточно большое количество работ. Исследования по данному вопросу обобщены в обзорах и монографиях [206 - 209]. Излучение Вавилова-Черенкова рассматривалось в диэлектрических и магнитоупорядоченных изотропных и анизотропных средах. Первоначально теоретически было описано излучение в изотропных диэлектрических средах. В частности, было сформулировано условие существования излучения и получено выражение для энергии излучения движущегося заряда. Оказалось, что для изотропных сред условие существования излучения является довольно жестким - скорость движения заряда v должна быть больше фазовой скорости света в среде. В анизотропной диэлектрической среде излучение Вавилова-Черенкова возможно и при нерелятивистском движении заряда (v—>0) [210]. В работе [211] было показано, что излучение Вавилова-Черенкова в анизотропной среде имеет более сложный характер по сравнению с излучением в изотропной среде, поскольку в первой имеется два некруговых конуса лучей и интенсивность излучения неодинакова на образующих этих конических поверхностей.

Исследование излучения Вавилова-Черенкова в изотропном магнитном диэлектрике [212] показало, что энергия, теряемая зарядом на излучение ЭМ волн, отнесенная к интервалу частот, пропорциональна магнитной проницаемости магнетика. В работе [213] было показано, что в ФМ средах излучение Вавилова-Черенкова должно наблюдаться в области низких частот (со—1010—1011 с'1), соответствующих частотам ФМР. Таким образом, излучение Вавилова-Черенкова в изотропных и анизотропных диэлектрических и магнитоупорядоченных средах достаточно хорошо изучено. Однако до сих пор не изучен вопрос об особенностях излучения Вавилова-Черенкова в среде в области ориентационного фазового перехода. При движении заряда в веществе, в котором происходит ориентационный фазовый переход 1-го рода, возможно, как излучение Вавилова-Черенкова, так и переходное излучение, поскольку фазовый переход 1-го рода происходит не сразу во всем объеме. Ориентационный фазовый переход 2-го рода, наоборот, происходит сразу во всем объеме вещества. Магнитный ОФП 2-го рода в ФМ сопровождается резким увеличением динамической магнитной проницаемости и, как следствие, существенным уменьшением скорости ЭМ волн [А1]. В связи с этим, следует ожидать, что излучение Вавилова-Черенкова будет иметь особенности в области указанного фазового перехода.

В данной главе теоретически исследуется излучение

Вавилова-Черенкова в магнитогиротропной среде вблизи точки магнитного ориентационного фазового перехода 2-го рода. Так как объектом изучения

12 1 является магнитная среда, то рассматривается диапазон частот 0<со<10 с" . В области частот со>1012 с'1 магнитная проницаемость в ФМД (1=1, а диэлектрическая проницаемость е является функцией частоты. При этом проблема сводится к уже исследованной задаче об излучении Вавилова-Черенкова в диэлектрической среде.

Рассмотрим движение точечной частицы, с зарядом е, в безграничной ФМ диэлектрической среде кубической симметрии. Предположим, что частица движется равномерно со скоростью V вдоль внешнего постоянного магнитного поля Й, направленного вдоль оси 2 Тензор магнитной проницаемости кубического ФМД в указанной геометрии выглядит следующим образом [22]

М- 'К о Р= М- 0

0 0 1 г ч

Диэлектрическая проницаемость в рассматриваемом интервале частот может быть представлена в виде: ё = еб^, причем е = const. Конкретные выражения для компонент тензора магнитной проницаемости будут приведены ниже.

ЭМ поле, возникающее в ФМД при движении точечного заряда, определяется системой уравнений Максвелла где ]е =pev, ре =e5(z-v/)5(*)5(y).

Решение системы (5.2) будем искать с помощью преобразования Фурье для напряженностей и индукций ЭМ поля Ё, Й, В, D в виде с использованием уравнений связи между компонентами Фурье индукций и напряженностей полей

1 дВ 1 ЭD An .

- —, rotff = - — + — je, с at с at с

5.2) divB = 0, divD = 4кр е,

5.3)

D(k,co)=e(o))E(R,(o), В(к,со)=р((о)й(к,(о). (5.4)

Решая систему уравнений (5.2) с учетом соотношений (5.3) и (5.4), получим Фурье компоненты ЭМ поля в ФМД в виде

Ex{K,<o)=i — jzkQk\ekl(vkx-щаку)-кх{^1+к2)]/А, с

Ey(k,a))=i — jzk0kz[ek20(tLky + ^акх)-ку(Мк2±+к2)]/А, с

Ez (к,co)=-i — jzk0 [к] (к] -e^ik2)+ [к2гц -k2e{jx2 - д2 Ш -ек2)]/ А, (5.5) с

Hx{k,(o)=i — jzekl\kl-£k2)^Lk +щакх)+кк2]/Л, с

H(k,a))=-i — Jzek2[(k2± -ек20Укх - щаку)+ кхк2]/ А,

Н2 (£,«)=- — jze^Laek2kzkl / А, где ev

Jz =

5(С0-kzv), A = 8A:02[A:22(A:2-8^02)+(jlA:2-e(jl2-^>02)(^-8A:02)], (5.6)

2тс)3 kl=k2x+k2 k0 = co/c, k2 - k2L +k2.

Из условия равенства нулю знаменателя фурье-компонент ЭМ поля (Д=0) (5.5) получаем дисперсионное уравнение ЭМ волн в Л магнитогиротропной среде. Разрешая это уравнение относительно к и вводя

Л Л Л О О О О / обозначения kz = к cos 0, кх=к sin 0, |i± = |i-}ia/}i, получим квадраты показателей преломления нормальных волн, распространяющихся в ФМД к2 с2 1,2 со2 1

2 + (Ма — l)sin2 0± (ц±-1)2 sin4 0 + 4^-cos2 9 1/2

L v J

2(cos2 e + M-sin2 е)

5.7)

Из (5.7) следует, что показатель преломления волн зависит от угла 6, а также частоты со в случае, если Д и ё являются функциями частоты. Первая нормальная волна (знак "+") в пределе 6=0 превращается в правополяризованную волну, а вторая нормальная волна (знак "-") - в левополяризованную.

Потери энергии движущегося заряда на единице пути можно найти двумя методами: использовать теорему Пойтинга или вычислить прямые потери энергии заряда dW.

J^L = -evEz\ . (5.8)

В случае потерь энергии на излучение оба метода приводят к одному и тому же результату.

Рассмотрим далее только потери энергии частицы на излучение ЭМ волн. Подставляя Ez из (5.5) в (5.8), где значение поля берется в точке нахождения заряда, получим dW е2 uvv^ = ---Re dz v 2 г 1 (l-e^^ + ^l-eM2)^.2-^2)^, г 1 О-е^^ + цд-е^Х^-ер2)^ }rW Qi ~ Ял

5.9)

Здесь с

М- 2ц Т

32=V (5.10)

Интегрирование в (5.9) производится по областям частот, определяемым следующими неравенствами

I) q\ > 0, (5.11)

II) >0. (5.12)

Эти неравенства являются условиями излучения двух нормальных ЭМ волн в ФМД. Неравенство (5.11) соответствует условию излучения первой нормальной волны, а неравенство (5.12) - условию излучения второй волны.

Если в тензоре магнитной проницаемости компоненту \La положить равной нулю, то формула (5.9) приводит к результату Ситенко [212], а условие излучения ЭМ волны в этом (изотропном) случае переходит в хорошо известное неравенство J32£|i> 1.

Угол 0, под которым должно происходить излучение каждой из волн относительно оси z, определяется из условия cos20,)2 = ^ ч. (5.13)

Данное уравнение связывает между собой три независимые переменные 0, со, v. Совместное решение уравнений (5.10)-(5.13) позволяет определить значения скорости частицы v, частоту со и угол 0, при которых будут наблюдаться максимумы излучения нормальных ЭМ волн.

Условия излучения (5.11) и (5.12), определяющие пределы интегрирования в (5.9) по частоте, сами зависят от скорости движения частицы v (или параметра (3). Определим из них частотные области, в которых возможно излучение ЭМ волн в ФМД. Для этого компоненты тензора магнитной проницаемости в пренебрежении пространственной дисперсией и затухания магнитных колебаний, а также при учете МУ взаимодействия можно записать в виде [22,А1]

5.14)

2 '

5.15) где сом=4 ngM0, со, =co0+come, со0 = g(2K/M0 + Я), со me=gB% / М0САА, gгиромагнитное отношение, М0 — намагниченность насыщения, К — константа анизотропии, Н - внешнее магнитное поле, В2 - постоянная МУ взаимодействия, С44 - упругая постоянная.

После подстановки компонент тензора магнитной проницаемости (5.14) и (5.15) в условия излучения (5.11), (5.12) из них можно получить значения скоростей и частоты, при которых будет иметь место излучение волн.

Излучение первой нормальной волны при скоростях ер2 < со, /(со^ + со,) возможно в области частот

С05 -Р2£(С0,+С0м)

1-р2е СО < л/СО, (СО, + СОд^ ) ,

5.16а) в случае ер2 > со, /(со, + (дм) - при частотах

5.166) и, наконец, при ер2 > 1 - в интервале частот

3 £-1

Излучение второй нормальной волны при скоростях cos /(cos + сом) < £(32 < д/сОу /(cos + сом) возможно в области частот

Р2£(0),+С0м)-С0,

1-Р2£

5.17а) в случае е(32 > Jcos /(со^ + сом) - при частотах

0<co<>)s(cos+coM), (5.176) а при £(32 > 1 - в интервале частот

Va)s(cos (5.17в)

Из (5.16) следует, что первая нормальная волна излучается при любых скоростях частицы. При малых (3 (вплоть до нуля) ее излучение возможно только в узком частотном диапазоне, который при (3 —» 0 переходит в интервал со^ < со< д/соДсо^ +сом) • Вторая нормальная волна (5.17) излучается только при (3 > д/со^ / е(оо5 + сом) . При малых (3 частотный интервал излучения данной волны также является узким (5.17а).

В связи с тем, что частота (0^ зависит от величины внешнего магнитного поля, следует полагать, что и энергия частицы, расходуемая на излучение ЭМ волн, также будет зависеть от магнитного поля. Расчеты энергии излучения ЭМ волн в ФМД для различных значений магнитного поля, при характерных значениях постоянных магнетика: В2= 1x107 эрг/см3, С44=1х1012 эрг/см3, К= -105 эрг/см3, М0=500 Гс, е=10, приведены в таблице.

1. Вонсовский с в . Магнетизм. М.: Наука, 1971.

2. Сегнетомагнитные вещества. М.: Наука, 1990.

3. Изюмов Ю.А., Скрябин Ю.Н. Модель двойного обмена и уникальные свойства манганитов.// УФН, 2001, Т. 171, № 2, 121.

4. Туров Е.А., Колчанов А.В., Меньшенин В.В., Мирсаев И.Ф., Николаев В.В. Симметрия и физические свойства антиферромагнетиков. М.: Физматлит,2001.

5. Акулов Н.С. Ферромагнетизм. М.: Гостехтеориздат, 1939.

6. БозортР. Ферромагнетизм. М.: Мир, 1956.

7. Белов К.П., Звездин А.К., Кадомцева A.M., Левитин Р.З. Ориентационные переходы в редкоземельных магнетиках. М.: Наука, 1979.

8. Наташинский А.З., Покровский В.Л. Флуктуационная теория фазовых переходов. М.: Наука, 1982.

9. Туров Е.А., Шавров В.Г. Нарушенная симметрия и магнитоакустические колебания в ферро- и антиферромагнетиках. Препринт № 81/1. Свердловск: ИФМ УНЦ АН СССР, 1981.

10. Туров Е.А., Шавров В.Г. Нарушенная симметрия и магнитоакустические эффекты в ферро- и антиферромагнетиках // УФН, 1983, Т. 140, № 3, 4289. -295-

11. Дикштейн И.Е., Туров Е.А., Шавров В.Г. Магнитоакустические явления и мягкие моды вблизи магнитных ориентационньгх переходов // Динамические и кинетические свойства магнетиков. М: Наука, 1986, 53.

12. Барьяхтар В.Г., Витебский И.М., Пашкевич Ю.Г., Соболев В.Л., Тарасенко В.В. Стрикционные эффекты и динамика магнитной подсистемы при спин-переориентационных фазовых переходах. Симметрийные эффекты // ЖЭТФ, 1984, Т. 87, № 3, 1028.

13. Бучельников В.Д., Даньшин Н.К., Цымбал Л.Т., Шавров В.Г. Магнитоакустика редкоземельных ортоферритов // УФЫ, 1996, Т. 166, № 6,С.585.

14. Бучельников В.Д., Даньшин Н.К., Цымбал Л.Т., Шавров В.Г. Соотношение вкладов прецессионных и продольных колебаний в динамике магнетиков // УФН, 1999, Т. 169, № 10, 1049.

15. Туров Е.А., Ирхин Ю.П. О спектре колебаний ферромагнитной упругой среды // ФММ, 1956, Т. 3, № 1, 15.

16. Ахиезер А.И., Барьяхтар В.Г., Пелетминский СВ. Связанные магнитоупругие волны в ферромагнетиках и ферроакустический резонанс // ЖЭТФ, 1958, Т. 35, № 1, 228.

17. Kittel Interaction of spin wave and ultrasonic wave in ferromagnetic crystals //Phys. Rev., 1958, V. 110,№4, P. 836

18. Пелетминский C.B. Связанные магнитоупругие колебания в антиферромагнетиках // ЖЭТФ, 1959, Т. 37, № 2, 452.

19. Ахиезер А.И., Барьяхтар В.Г., Пелетминский СВ. Спиновые волны. М.: Наука, 1967.

20. Ле-Кроу Р., Комстак Р. Магнитоупругие взаимодействия в ферромагнитных диэлектриках // Физическая акустика, Т. 3, Ч. Б. М., 1968, 156.

21. Штраусе В. Магнитоупругие свойства иттриевого феррита-граната // Физическая акустика, Т. 4, Ч.Б, М., 1970, 248. -296-

22. Леманов B.B. Магнитоупругие взаимодействия.// Физика магнитных диэлектриков. Ленинград: Наука, 1974, 284.

23. Кузьмин Е.В., Петраковский Г.А., Завадский Е.А. Физика магнитоупорядоченных веществ. Новосибирск: Наука, 1976.

24. Белов К.П. Магнитострикционные явления и их технические приложения. М.: Наука. 1987.

25. ГОЛДИН Б.А., Котов Л.Н., Зарембо Л.К., Карпачев Н. Спин - фононные взаимодействия в кристаллах (ферритах). Ленинград: Наука, 1991.

26. Rudashevsky E.G., Shalnikova T.A. Anti ferromagnetic resonance in hematite // Physics and Techniques of Low Tempretures: Prog, of З'^ '^ Regional Conference. Prague, 1963, P. 84.

27. Tasaki A., Iida S. Magnetic properties of synthetic single crystal of а-РсгОз // J. Phys. Soc. Japan, 1963, V. 18, P. 1148.

28. Боровик-Романов A.C., Рудашевский Е.Г. О влиянии спонтанной стрикции на спектр спиновых волн в антиферромагнетике со слабым ферромагнетизмом (гематит) // 11-е Всес. Сов. по физике низк. температур: Тезисы докладов. Минск, 1964, 39.

29. Шавров В.Г. О влиянии электрического поля на резонансную частоту антиферромагнетиков // ФТТ, 1965, Т. 7, 328.

30. Шавров В.Г. О магнитоэлектрическом эффекте // ЖЭТФ, 1965, Т. 48, 1419.

31. Tasaki Д., lida S. Magnetoelastic coupling in parasitic ferromagnet a- РегОз // Proc. Of Intem.Conference on Magnetism. Nottingham, 1964, P. 583.

32. Mizushima K., lida S. Effective in-plane anisotropy field in РегОз // J. Phys. Soc. Japan, 1966, V. 21, P. 1521.

33. Коренблит И.Я. Особенности спектра магнитоупругих колебаний в ферромагнетиках с большой магнитострикцией // ФТТ, 1966, Т. 8, 2579.

34. Савченко М.А. Связанные магнитоупругие волны в антиферромагетиках // ФТТ, 1964,Т. 6, 864.

35. Cooper B.R. Spin waves and magnetic resonance in rare-earth metals: Thermal, applied- field and magnetoelastic effects // Phys. Rev., 1968, V. 169, № 2,P. 281.

36. Cooper B.R. Magnetic properties of rare-earth metals. // Solid State Physics, N.-Y., 1968, V. 21, P. 39.

37. Cooper B.R. Phenomenological theory of magnetic ordering // Magnetic properties of rare-earth metals. N.-Y., 197, P. 17.

38. Nielsen M., Miller H.B., Lindgard P.A., Mackintosh A.R. Magnetic anisotropy in rare-earth metals. // Phys. Rev. Lett., 1970, V. 25, P. 1451.

39. Nielsen M., Miller H.B., Mackintosh A.R. Magnon-phonon interaction in terbium. // J. Appl. Phys., 1970, V. 41, P. 1174. 48.0zhogin V.I., Maksimenkov P.P Easy plane antiferromagnet for applications: Hematite // IEEE Trans. Magn., 1972, V.Mag-8, P. 645.

40. Максименков П.П., Ожогин В.И. Исследование магнитоупругого взаимодействия в гематите с помощью антиферромагнитного резонанса // ЖЭТФ, 1973.Т. 65, 657.

41. Tantz W., Wetting W. Spin wave dispersion of РеВОз at small wavevector // J. Appl. Phys., 1978, V. 15, P. 399.

42. Gorodetsky G., Luthy B. Sound-wave-soft-mode interaction near displacive phase transitions: spin reorientation in ЕгРеоз // Phys. Rev. В., 1970, V. 2, P. 3698.

43. Гришмановский A.H., Леманов B.B., Смоленский Г.А., Балбашов A.M., Червоненко А.Я. Пьезомагнитный и магнитоупругий эффекты при распространении упругих волн в кристаллах редкоземельных ортоферритов // ФТТ, 1974, Т. 16, 1426.

44. Gorodetsky G., Shaft S., Wanklyn В.М. Magnetoelastic properties of ТтРеОз at the spin reorientation region // Phys. Rev. В., 1976, V. 14, P. 2051.

45. Дикштейн И.Е., Тарасенко B.B., Шавров В.Г. Магнитоупругие волны в ортоферритах // ФТТ, 1977, Т. 19, 1107.

46. Shapira Y. Absoфtion peak for ultrasonic waves near the spin-flop transition of uniaxial antiferromagnets // Phys. Lett., 1967, V. 24A, № 27, P. 361.

47. Shapira Y., Zak Y. Ultrasonic attenuation near and above the spin-flop transition of MnFj // Phys. Rev. В., 1968, V. 170, P. 503.

48. Shapira Y. Ultrasonic behavior near the spin-flop transition of Gr03 // Phys. Rev. В., 1969, V. 187, P. 734. бО.Чепурных Г.К. Особенности взаимодействия магнитоупрунгих волн в одноосных антиферромагнетиках // ФТТ, 1975, Т. 17, 430.

49. Чепурньгх Г.К. Влияние магнитострикции на опрокидывание подрешеток антиферромагнетика // ФТТ, 1975, Т. 17, 2141. -299-

50. Ожогин В.И Обменное усиление магнитоупругости в антиферромагнетиках // Изв. АН СССР. Сер.Физ., 1978, Т. 42, 1625.

51. Преображенский В.Л. Магнитоакустика высокотемпературных антиферромагнитных диэлектриков с анизотропией типа «легкая плоскость»: Автореферат дисс. М., 1986, 22 с.

52. Березин А.Г., Шавров В.Г. Антиферромагнитный резонанс в кубических кристаллах // ЖЭТФ, 1977, Т. 72, 2362.

53. Соколов В.И., Шевалеевский О.И. Антиферромагнитный резонанс в кубических кристаллах FeGeG и CrGeG // ЖЭТФ, 1977, Т. 72, 2367.

54. Туров Е.А. Эффекты спонтанно нарушенной симметрии в магнитоупругой динамике ферро- и антиферромагнетиков // Электронная структура и свойства твердых тел., Свердловск: УНЦ АН СССР, 1977, 49.

55. Шавров В.Г., Бучельников В.Д. Могнитоупругие волны в кубических кристаллах // Всес. Конф. По физике магнитных явлений:Тезисы докладов, Донецк, 1977, 69.

56. Бучельников В.Д., Шавров В.Г. Спин-переориентационные фазовые переходы в кубических магнетиках при упругих напряжениях // ФТТ, 1981,Т.23, 1296.

57. Бучельников В.Д., Шавров В.Г. Магнитоакустические колебания в упругонапряженных кубических магнетиках // ФММ, 1983, Т. 55, 892.

58. Бучельников В.Д., Гуревич В.А., Шавров В.Г. Об аномально широкой доменной границе в многоосном ферромагнетике // ФММ, 1981, Т.52, 298.

59. Дикштейн И.Е., Тарасенко В.В., Шавров В.Г. Особенности спектра магнитоупругих волн при фазовых переходах // Всес. Конф. По физике магнитных явлений. Тезисы докладов, Баку, 1975, 72.

60. Даньшин Н.К., Жерлицын СВ., Звада С, Крамарчук Г.Г., Сдвижков М.А., Филль В.Д. Динамические свойства УЬРеОз при ориентационных фазовых переходах //ЖЭТФ, 1987, Т. 93, 2151.

61. Даньшин Н.К., Жерлицын СВ., Звада С С , Мухин А.А., Сдвижков М.А., Филль В.Д. Динамические свойства НоРеОз в области спиновой переориентации // ФТТ, 1989, Т. 31, 198. -301-

62. Балбашов A.M., Даньшин Н.К., Изотов А.И., Сдвижков М.А., Цымбал Л.Т. Аномальность акустических свойств ЕгРеОз // ФТТ, 1989, Т. 31, 279.

63. Витебский И.М., Даньшин Н.К., Изотов А.И., Сдвижков М.А., Цымбал Л.Т. Особенности динамики низкотемпературного фазового перехода в ЕгРеОз // 26-е Всес.сов. по физике низ. температур: Тезисы докладов. Донецк, 1990, 139.

64. Витебский И.М., Даньшин Н.К., Изотов А.И., Сдвижков М.А., Цымбал Л.Т. Аномальная критическая динамика при низкотемпературном переходе в ортоферрите эрбия // ЖЭТФ, 1990, Т. 98, 334.

65. Бучельников В.Д., Шавров В.Г. Влияние продольной восприимчивости и релаксации на спектр спиновых и упругих волн в антиферромагнетиках при спиновой переориентации// ЖЭТФ, 1994, Т.106, № 6(12), 1756.

66. Даньшин Н.К., Непочатых Ю.И., Цымбал Л.Т, Роль продольных колебаний намагниченности в динамике ориентационных переходов. Препринт ДонФТИ. 1996, № 1, 54с.

67. Даньшин Н.К., Непочатых Ю.И., Шкарь В.Ф. Роль прецессии и продольных колебаний намагниченности в динамике спиновой переориентации в РсзВОб //ЖЭТФ, 1996, Т. 109, № 2, 639.

68. Бучельников В.Д., Даньшин Н.К., Непочатых Ю.И., Шавров В.Г. Обнаружение вклада продольной восприимчивости в частоту мягкой магниторезонансной моды в SmFeOs //ЖЭТФ, 2001, Т. 114, № 4, 867.

69. Даньшин Н.К., Непочатых Ю.И. Вклад продольных колебаний намагниченности в спиновую динамику спонтанной переориентации//ФНТ, 1998, Т. 24, № 4, 353.

70. Даньшин Н.К., Крамарчук Г.Г. Энергетические щели в спектре спиновых волн редкоземельных ортоферритов в магнитном поле // ФНТ, 1993, Т. 19, 888.

71. Даньшин Н.К. Влияние продольной восприимчивости и релаксации на спектр связанных колебаний в редкоземельных ортоферритах // ФНТ, 1994,Т. 20, 353. -302-

72. Белозоров Д.П., Ахиезер И. А. Магнитоупругие колебания в антиферромагнетиках при значениях внешнего магнитного поля, близких к критическому// ФТТ, 1969, Т. 11, 1010.

73. Melcher R.L. Magnon-phonon interactions in МпГг // J. Appl. Phys., 1970, V.41,P. 1412.

74. Lieberman R.S., Banerjee S.K. Anomalies in the compressional and shear properties of transition // J. Appl. Phys., 1970, V.41, P. 1414.

75. Гуртовой Г.К. Антиферромагнитный резонанс во фториде кобальта в перпендикулярном магнитном поле // ФТТ, 1977, Т. 19, 647.

76. Гуртовой Г.К. Исследования спин-переориентационных фазовых переходов в некоторых антиферромагнетках: Автореферат канд. дис, М., 1987, 18 с.

77. Барьяхтар В.Г., Гришин A.M. Магнитная восприимчивость ферромагнетиков в условиях переориентационного фазового перехода.// ФНТ, 1981,Т. 7,С. 787.

78. Барьяхтар В.Г., Дикштейн И.Е., Львов В.А., Тарасенко В.В., Яблонский Д.А. Магнтоакустический резонанс в ферритах в сильном магнитном поле //ФТТ, 1979, Т. 21, 1025.

79. Lee E.W., Teal R.W. Ferromagnetic resonance in frozen lattice model // J. Phys. C , 1979, V. 12, P. 1131.

80. Барьяхтар В.Г., Яблонский Д.А. О магнитоупругой щели в спектре спиновых волн // ФММ, 1977, Т. 43, 645.

81. Константинов О.В., Перель В.И. О возможности прохождения электромагнитных волн через металл в сильном магнитном поле.// ЖЭТФ, 1960,Т.38, 161.

82. Абрикосов А.А. Основы теории металлов. М.: Наука, 1987.

83. Ахиезер А.И., Барьяхтар В.Г., Пелетминский С В . //ЖЭТФ, 1958, Т.35, 474.

84. Stem Е.А., Callen E.R. Helicons and magnons in magnetically ordered conductors. //Phys. Rev., 1963, v. 131, p. 512. -303-

85. Бланк А.Я. Электромагнитные волны в металле в условиях ферромагнитного резонанса.//ЖЭТФ, 1964, Т.47, 325.

86. Spector H.N., Cfsselman T.N. Interaction of Alfven waves and spin waves in a ferromagnetic metal.//Phys. Rev., 1965, v.139, p. A1594.

87. Скобов В.Г., Канер Э.А. Теория связанных электромагнитных и звуковых волн в металлах в магнитном поле.// ЖЭТФ, 1964, Т.46, 273.

88. Давыдов А.С. Теория твердого тела. М.: Наука, 1976. ИЗ. Бланк А.Я., Каганов М.И. Связанные волны в ферромагнитном проводнике. Тройной резонанс // ФТТ, 1966, Т. 8, № 8, 2340-2343.

89. Бланк А.Я., Каганов М.И. Ферромагнитный резонанс и плазменные эффекты в металлах.// УФН, 1967, Т.92, в.4, 583.

90. Изюмов Ю.А. Дифракция нейтронов на длиннопериодических структурах. М.: Энергоатомиздат, 1987, 200 с.

91. Villain J. La ctructure des substances magnetiques // J.Phys.and Chem.Sol., 1959, V. 11, № 3 - 4 , P. 303.

92. Kaplan T.A. Classical spin-configuration stability in the presence of competing exchange forces // Phys. Rev., 1959, V. 116, P. 888.

93. Yoshimory A. A new type of antiferromagnetic structure in the rutiel type crystal // J.Phys.Soc.Japan, 1959, V. 14, P. 807.

94. Дзялошинский И.Е. Теория геликоидальлных структур в антиферромагнетиках. 1. Неметаллы //ЖЭТФ, 1964, Т.46, 1420.

95. Дзялошинский И.Е. Теория геликоидальлных структур в антиферромагнетиках. 2. Металлы // ЖЭТФ, 1964, Т.47, 336. т -304-

96. Дзялошинский И.Е. Теория геликоидальлных структур в антиферромагнетиках. 3. // ЖЭТФ, 1964, Т.47, 992.

97. Изюмов Ю.А. Модулированные, или длиннопериодические магнитные структуры кристаллов // УФН, 1984, Т. 114, 439.

98. Соболева Т.К., Стефановский Е.П. К теории неоднородных магнитных структур в двухосных кристаллах // ФТТ, 1981, Т. 23, 2866.

99. Соболева Т.К., Стефановский Е.П Равновесные состояния и магнитные фазовые перехода типа порядок-порядок в ромбических кристаллах с неоднородным обменно-релятивистским взаимодействием // ФММ, 1982, Т. 54, 186.

100. Барьяхтар В.Г., Стефановский Е.П., Яблонский Д.А. Теория магнитной структуры и электрической поляризации системы GrBe04 // Письма в ЖЭТФ, 1985,Т.42, 258.

101. Барьяхтар В.Г., Стефановский Е.П., Яблонский Д.А. Феноменологическая теория двойных обменных длиннопериодических струкрур в ромбических антиферромагнетиках //ФТТ, 1986, Т. 28, 504

102. Стефановский Е.П., Яблонский Д.А. Теория электрической поляризации многоподрешеточных ромбических антиферромагнетиков с двойной обменной сверхструктурой // ФНТ, 1986, Т. 12, 844

103. Стефановский Е.П. Обменно-релятивистские модулированные магнитные структуры в многоподрешеточных ромбических антиферромагнетиках // ФТТ, 1986, Т. 28, 3452.

104. Стефановский Е.П., Яблонский Д.А. Теория сверхструктур в магнитных диэлектриках // Проблемы теоретической физики, Киев, 1986, 237.

105. Стефановский Е.П. Модулированные магнитные структуры в некоторых моноклинных системах (МпООН и изоморфные ему соединения) // ФНТ, 1987, Т. 13, 740.

106. Чупис И.Е. Новый тип магнитной обменно-релятивистской спирали // ФНТ, 1986, Т. 12, 330. -305-

107. Чупис И.Е. Равновесные состояния и спектр прецессионных возбуждений несоизмеримой антиферромагнитной структуры // ФНТ, 1986, Т. 12, 1049.

108. Чупис И.Е., Александрова Н.Я. Продольный слабый ферромагнетизм несоизмеримой магнитной структуры // УФЖ, 1987, Т. 32, 111.

109. Соболева Т.К., Тарасенко В.В., Стефановс1сий Е.П. Равновесное состояние и спектр элементарных возбуждений в магнетиках с неоднородным обменно-релятивистским взаимодействием во внешнем магнитном поле // ФТТ, 1980, Т. 22, 2353.

110. Michelson А. Phase diagram near the lifshitz point. 1. Uniaxial magnetization // Phys.Rev.B., 1977, V. 16, P. 577.

111. Michelson A. Phase diagram near the lifshitz point. 2. Systems with cylindrical, hetxagonal and rombohedral symmetry having an easy plane of magnetization // Phys.Rev.B., 1977, V. 16, P. 585.

112. Michelson A. Phase diagram near the lifshitz point. 3. Tetragonal crystals an easy plane of magnetization // Phys.Rev.B., 1977, V. 16, P. 5112.

113. Цвирко Ю.А. Свойства связанных магнитоупругих волн в магнетиках без центра инверсии // ФТТ, 1968, Т. 10, 3526.

114. Nagyar А.Н., Sherringtin D. Magnon-phonon interaction in rare-earth metals with helical spin structures //J.Phys. F., 1972, V. 4, P. 893.

115. Власов К.Б., Барьяхтар В.Г., Стефановский Е.П. Распространение звуковых волн в магнитоупорядоченных кристаллах со спиральной магнитной структурой // ФТТ, 1973, Т. 15, 3656.

116. Власов К.Б., Смородинский Я.Г. Упругие волны в магнетиках с конической спиральной магнитной структурой // ФММ, 1978, Т. 45, 903.

117. Бучельников В.Д., Шавров В.Г. Магнитоупругие волны в геликоидальных магнетиках // ФТТ, 1988, Т. 30, 1167.

118. Бучельников В.Д., Шавров В.Г. Магнитоупругие волны в кристаллах с геликоидаольной магнитной структурой // ФТТ, 1989, Т. 31, 81. -306-

119. Гантмахер В.Ф., Долгополов В.Т. Электромагнитное возбуждение звуковых волн в олове и висмуте //ЖЭТФ, 1971, Т. 57, 132.

120. Долгополов В.Т. Электромагнитное возбуждение звуковых волн в сурьме и висмуте //ЖЭТФ, 1971, Т. 61, 1545.

121. Канер Э.А., Фалько В.Л., Сальников Л.П. Теория нелокальной электромагнитной генерации ультразвука в щелочных металлах при низких температурах // ФНТ, 1986, Т. 12, 81.

122. Kaner Е.А., Falko V.L. On the theory of electromagnetic generation of ultrasound in metals // Sol.ST.Comm., 1980, V. 35, P. 353.

123. Gaerthner M.R., Wallace W.D., Maxfield B.W. Experiments relating to the theory of magnetic direct generation of ultrasound in metals // Phys.Rev., 1969, V. 184, P. 702.

124. Chimenti D.E., Kukkonen C.A., Maxfield B.W. Nonlocal electromagnetic generation and detection of ultrasound in potassium // Phys.Rev. B, 1974, V. 10, P. 3228.

125. Banik N.C., Overhauser A.W. Electromagnetic generation of ultrasound in metals // Phys.Rev. B, 1977, V. 16, P. 3379.

126. Banik N.C., Overhauser A.W. Position-dependent amplitude of electromagnetically generated ultrasound in metals // Phys.Rev. B, 1978, V. 18, P. 3838.

127. Lacueva G., Overhauser A.W. Determination of the Hall coefficient by direct generation of ultrasound // Phys.Rev. B, 1984, V. 30, P. 5525.

128. Ram Moham L.R., Kartheuser E. Rodriguez S. Direct generation of ultrasound by electromagnetic radiation in metals: effect of surface scattering // Phys.Rev. B, 1979, V. 20, P. 3233.

129. Feyder G., Ram Moham L.R., Kartheuser E. Rodriguez S. Direct generation of ultrasound by electromagnetic radiation in metals in magnetic field // Phys.Rev. B, 1982, V. 45, P. 7141.

130. Rodriguez S., Ram Moham L.R., Kartheuser Theory of electromagnetic generation of acoustic waves in metals // Adv.Phys., 1986, V. 35, P. 423. m -307-

131. Feyder G., Ram Moham L.R., Kartheuser E. Rodriguez S. Effect of the Bragg and deformation-potential forces on ultrasounic propagation in metals // Phys.Rev. B, 1983, V. 27, P. 3213.

132. Feyder G., Ram Moham L.R., Kartheuser E. Rodriguez S. Direct generation of ultrasound by electromagnetic radiation in metals in magnetic field. An integral-equation approach // Phys.Rev. B, 1983, V. 27, P. 7107.

133. Gopalan S., Feyder G., Rodriguez S. Effect of elastic anisotropy on the electromagnetic generation of ultrasound in potassium // Phys.Rev. B, 1983, V. 28, P. 7323.

134. Kartheuser E. Rodriguez S. Deformation potentials and electron-phonon interaction in metals // Phys.Rev. B, 1986, V. 33, P. 772.

135. Гайдуков Ю.П., Петров А.П. Электромагнитное возбуждение звука в олове // Письма в ЖЭТФ, 1968, Т. 8, 666.

136. Гайдуков Ю.П., Петров А.П. Особенности поведения поверхностного импеданса олова при установлении стоячей звуковой волны и квантовые осцилляции скорости звука // Письма в ЖЭТФ, 1969, Т. 9, 585.

137. Гайдуков Ю.П., Петров А.П. Поверхностная проводимость в олове в сильном магнитном поле // Письма в ЖЭТФ, 1971, Т. 13, 307.

138. Кравченко В.Я. Электромагнитное возбуждение звука в металлической пластине // ЖЭТФ, 1968, Т. 54, 1494.

139. Власов К.Б., Кулеев В.Г., Розенфельд Е.В., Шур М.Л. Коэффициенты отражения, прохождения и преобразования связанных волн для плоскопараллельной пластины // ФММ., 1973, Т. 35, 5.

140. Власов К.Б., Кулеев В.Г. Преобразование электромагнитных волн в другие и наоборот на границах магнитополяризованных металлов // ФММ., 1968, Т. 25, 15.

141. Власов К.Б., Кулеев В.Г. Частотный и размерный резонансы в явлениях возбуждения упругих волн //ФТТ, 1967, Т. 9, 3022.

142. Quinn J.J. Electromagnetic generation of acoustic waves and impedance of metals // Phys.Lett.A.,1967, V. 25, P. 522. * ь

143. Quinn J.J. Direct generation of sound of metals and acoustic nuclear spin resonance//J.Phys.Chem.Sol., 1970, V. 31, P. 1701.

144. Quinn J.J. Helicon-phonon interaction and direct generation of sound in semimetals // Phys. Rev.Lett., 1970, V. 24, P. 817.

145. Alig R.C. Direct electromagnetic generation of transverse acoustic waves in metals // Phys. Rev., 1969, V. 17, P. 1050.

146. Васильев A.H., Гайдуков Ю.П. Электромагнитное возбуждение звука в ^ металлах//УФН, 1983, Т. 141, 431.

147. Каганов М.И. Термоэлектрический механизм электромагнитно- акустического преобразования ЭМАП // ЖЭТФ, 1990, Т. 98, 1828.

148. Гуревич В.Л., Ланг И.Г., Павлов СТ . Об индукционном и деформационном поглощении звука в проводниках // ЖЭТФ, 1970, Т. 59, 1679.

149. Конторович В.М. Динамические уравнения тории упругости в металлах // УФН, 1984, Т. 142, 265. щ 175. Бучельников В.Д., Васильев А.Н. Электромагнитное возбуждение ультразвука в ферромагнетиках // УФН, 1992, № 3, 89.

150. Lin Н., Collins M.F., Holden Т.М., Wei W. Magnetic structure of erbium // Phys. Rev. B. 1992, V. 45, № 22, P. 12873.

151. McMorrow D.F., Jehan D.A., Cowley R.A., Eccleston R.S., Mclntyre G.J. On the magnetic phase diagram of erbium in a с axis magnetic field.//J. Phys.: Condens. Matter, 1992, V.4, P.8599.

152. Gama S., Foglio M.E. Magnetization of erbium in the ordered and paramagnetic phases.// Phys. Rev. B. 1988, V. 37, № 4, P.2123. -309-

153. Lim СМ., Edwards С , Dixon S., Palmer S.B. Ultrasound studies of single e crystal thulium in an applied magnetic field // ЛУ1ММ, 2001.V.234, P.387.

154. Бучельников В.Д., Шавров В.Г. Электромагнитное возбуждение поперечного звука в редкоземельных магнитных металлах // ФТТ, 1991, Т. 33, 3284.

155. Андрианов А.В., Бучельников В.Д., Васильев А.Н., Гайдуков Ю.П., Ильясов Р.С., Шавров В.Г. Электромагнитное возбуждение ультразвука в ^ гадолинии // ЖЭТФ, 1988, Т. 94, 277.

156. Андрианов А.В., Бучельников В.Д., Васильев А.Н., Гайдуков Ю.П., Шавров В.Г. Электромагнитное возбуждение ультразвука в монокристалле диспрозия // ЖЭТФ, 1990, Т. 97, 1674.

157. Васильев А.Н., Бучельников В.Д., Гуревич Ю., Каганов М.И., Гайдуков Ю.П. Электромагнитное возбуждение звука в металлах. Челябинск-Москва, Изд. ЮУрГУ, 2001.

158. Туров Е.А., Кайбичев И.А. Устойчивость основного состояния и ^^ акустический эффект Фарадея в ферромагнетике. Вращательно инвариантная теория.// ФТТ, 1989, Т. 31, в. 9, 138.

159. Кайбичев И.А. Шавров В.Г. Вращательно инвариантная теория акустического двулучепреломления в ферромагнетике.// Акустический журнал, 1993, Т. 39, в. 4, 671.

160. Кайбичев И.А. Устойчивость основного состояния, спектры поперечных магнитоупругих волн и акустический эффект Фарадея в тетрагональном антиферромагнетике. Вращательно инвариантная Ш теория.// ФТТ, 1993, Т. 35, в. 1, 145.

161. Конверистый Ю.К., Лазорева И.Ю., Раваев А.А. Материалы поглощающие СВЧ-излучение. М.: Наука, 1982.

162. Ландау Л.Д., Лифшиц Е.М. Электродинамика сплошных сред. // Теоретическая физика. Т.8. М: Наука, 1982.

163. Казанцев Ю.Н., Костин М.В., Крафтмахер, Г.А. Шевченко В.В. Композиционные структуры с высокой СВЧ - магнитной -310-проницаемостью, приближающейся к диэлектрической // Письма в ЖТФ, 1991, Т. 17, вып. 22, 19.

164. Казанцев Ю.Н., Крафтмахер Г.А. Гигантский СВЧ электромагнетизм в киральных искусственных средах, не обладающих статическими магнитными свойствами // Письма в ЖТФ, 1993, Т. 19, вып. 22, 74.

165. Казанцев Ю.Н., Крафтмахер Г.А. Структура киральная среда - феррит: киральный - ферромагнитный резонанс // Письма в ЖТФ, 1995, Т. 21, ^ ' вып. 17, 61.

166. Мухин А.А., Прохоров А.С. Магнитная спектроскопия антиферромагнитных диэлектриков. Редкоземельные ортоферриты // Труды ИОФ АН СССР, 1990, Т. 25, 162.

167. Бучельников В.Д., Романов B.C., Крафтмахер Г.А., Шавров В.Г. Отражение электромагнитных волн от поверхности магнитоупорядоченных кристаллов. // Радиотехника, 2000, № 8, 15.

168. Sarychev А.К., McPhedran R.C., Shalaev V.M. Electrodynamics of metal- ^ . dielectric composites and electromagnetic crystals // Phys. Rev. B, 2000, Vol. 62, № 12, pp. 8531-8539.

169. Griinberg P. Layered magnetic structm^es: history, facts, figures // JMMM, 2001, Vol. 226-230, pp. 1688-1693.

170. Visnovsky S., Postava K. Yamaguchi T. Magneto-optic polar Kerr and Faraday effects in magnetic superlattices // Czechoslovak Journal of Physics, 2001, Vol. 51, № 9, pp. 917-948.

171. Richard N., Dereux A., David Т., Bourillot E., Goudonnet J.P., Scheurer F., •Ш, Beaurepaire E. and Garreau G. Magneto-optical effects in multilayers illuminated by total internal reflection // Phys. Rev. B, 1999, Vol. 59, № 8, pp. 5936-5944.

172. Bertrand P., Hermann C , Lampel G., Peretti J. and Safarov V. L General analytical treatment of optics in layered structures: Application to magneto-optics // Phys. Rev. B, 2001, Vol. 64, pp. 1-12. -311-

173. Yibing Li, Shaoping Li and Huahui He. The theory of electromagnetic wave propagation in a ferromagnetic film // Journal of Physics C: Solid State Physics, 1988, Vol. 21, p. 2369.

174. Yibing Li and Zechuan Xu. The theory of electromagnetic wave propagation in magnetic multilayers // Journal of Physics: Condensed Matter, 1993, Vol. 5, p. 6587.

175. Глущенко А.Г., Головкина М.В. Отражение электромагнитной волны от слоистой структурой сверхпроводник - диэлектрик // Письма в ЖТФ, 1998, Т. 24, № 1,С. 9.

176. Xue-Fei Zhou, Jing-Ju Wang, Xuan-Zhang Wang, Tilley D.R. Reflection and transmission by magnetic multilayers // JMMM, 2000, Vol. 212, P. 82.

177. Jing-Ju Wang, Xue-Fei Zhou, Wei-Long Wan, Xuan-Zhang Wang, Tilley D.R. Transmission by antiferromagnetic - nonmagnetic multilayers // J. Phys.: Condens. Matter, 1999, Vol. 11, P. 2697.

178. Джелли Дж. Черепковское излучение. М.: ИЛ, 1960.

179. Зрелов В.П. Излучение Вавилова-Черепкова и его применение в физике высоких энергий. М.: Атомиздат, 1968.

180. Гинзбург В.Л. Теоретическая физика и астрофизика. М.: Наука, 1987.

181. Гинзбург В.Л., Цытович В.Н. Переходное излучение и переходное рассеяние. М.: Наука, 1984.

182. Ситенко А.Г., Каганов М.И. О потерях энергии заряженной частицей движущейся в анизотропной среде. //ДАН СССР. 1955. Т. 100. №4. с.681.

183. Ситенко А.Г., Коломенский А.А. О движении заряженной частицы в оптически активной анизотропной среде. //ЖЭТФ. 1956. Т.ЗО. в.З. с.511.

184. Ситенко А.Г. О прохождении заряженной частицы через магнетик. // ДАН СССР. 1954. T.XCVIII. №3. с.377.

185. Барьяхтар В.Г., Каганов М.И. Черепковское излучение при прохождении заряженной частицы через ферродиэлектрик. //ЖЭТФ. 1958. Т.35. в.3(9), 766. -312-

186. Le Craw R.C., Wolf R,, Georgy E., Hagedom F., Hensen J., Remeika J. Microwave absorption near the reorientation temperature in rare-earth ortoferrites // Phys.Rev. B, 1968, V. 39, P. 1019.

187. Shapiro S.M., Axe J.D., Remeika J. Neutron-scattering studies of spin waves in rare-earth ortoferrites // Phys.Rev. B, 1974, V. 10, P. 2014.

188. Aring K.B., Sievers A.J. Role of ytterbium spins in the spin reorientation in УЬРеОз // J.Appl.Phys., 1979, V. 41, P. 1197.

189. Koshizuka N., Hayashi K. Temperature dependence of one-magnon light scattering in RFeOa //JMMM, 1983, V. 31, Pt. 2, P. 569.

190. White R.M., Nemanich R.J., Herring C. Light scattering from magnetic excitations in ortoferrites // Phys.Rev. B, 1982, V. 25, P. 1822.

191. Ожогин В.И., Шапиро В.Г., Гуртовой Г.К., Гальстян Е.А, Червоненкис А.Я. К статике и линейной динамике ороферритов. Фазовый переход «полуторного» рода // ЖЭТФ, 1972, Т. 62, 2221.

192. Koshizuka N., Vshioda S. Inelastic-light-scattering study of magnon softening in ЕгРеОз // Phys.Rev. B, 1980, V. 22, P. 5394.

193. Venugopalan S., Dutta M., Ramdas A.K., Remeika J. Raman scattering study of magnons at the spin- reorientation transitions of ТЬРеОз // Phys.Rev. B, 1983, V. 27, P. 3115.

194. Даньшин H.K., Ковтун H.M., Сдвижков M.A. Диэлектрический резонанс в ЕгРеОз в окрестности спиновой переориентации // ФТТ, 1984, Т. 26, 3635.

195. Даньшин Н.К., Ковтун Н.М., Сдвижков М.А. Магнитный резонанс в промежуточном состоянии ЕгРеОз // ЖЭТФ, 1985, Т. 89, 203.

196. Балбашов A.M., Волков А.А., Лебедев СП., Мухин А.А., Прохоров А.С. Высокочастотные магнитные свойства ортоферрита диспрозия // ЖЭТФ, 1985,Т. 88,С. 974.

197. Балбашов A.M., Волков А.А., Козлов Г.В., Лебедев СП., Мухин А.А., Пронин А.Ю, Прохоров А.С, Прохоров A.M. Наблюдения в ТтРеОз -313-прямых электронных переходов внутри основного мультиплета РЗ иона // Письма в ЖЭТФ, 1985, Т. 42, 456.

198. Балбашов A.M., Козлов Г.В., Лебедев СП., Мухин А.А., Пронин А.Ю, Прохоров А.С., Прохоров A.M. Необычное поведение частот магнитного резонанса НоРеОз в области спиновой переориентации // Письма в ЖЭТФ, 1986,Т. 43, 33.

199. Данылин Н.К., Крамарчук Г.Г., Сдвижков М.А Обнаружение мягкой моды и энергетических щелей при спонтанной переориентации в YbPeOs // Письма в ЖЭТФ, 1986, Т. 44, 85.

200. Балбашов A.M., Березин А.Г., Гуфан Ю.М., Колядко Г.С., Марчуков П.Ю., Рудашевский Е.Г. Мягкая мода и энергетическая щель в спектре спиновых волн при ориентационных фазовых переходах второго рода. АФМР в УЬРеОз // ЖЭТФ, 1987, Т. 93, 302.

201. Крамарчук Г.Г. Динамика ориентационных переходов в редкоземельных ортоферритах//Автореферат дис. Донецк, 1990, 14-с.

202. Shuchert Н., Hufer S., Faulhaber R. Optical investigation of НоРеОз // Z.Phys., 1969, B. 220, % 3, S. 280.

203. Malozemoff A.P., White R.L. Optical spectra of even-electron rare-earth ions in orthoferrites // Sol.St.Comm., 1970, V. 8, P. 665.

204. Wallping J.C., White R.L. Study of magnetic interactions in НоРеОз // Phys.Rev. B, 1974, V. 10, P. 4748.

205. Балбашов A.M., Козлов Г.В., Лебедев СП., Мухин А.А., Пронин А.Ю, Прохоров А.С Аномалии магнитных свойсв и новые ориентационные переходы в НоРеОз // ЖЭТФ, 1989, Т. 95, С 1092.

206. Балбашов A.M., Козлов Г.В., Лебедев СП., Мухин А.А., Пронин А.Ю, Прохоров А.С. Ориентационные переходы и динамика магнитных подрешеток в редкоземельных ортоферритах (НоРеОз) :Препринт ИОФ АН СССР, 1988, № 97,71с. -314-

207. Kozlov G.V., Lebedev S.P., Mukhin A.A., Pronin A.V., Prokhorov A.S. Submillimeter dynamics and spin-reorientation transitions in the rare-earth ortoferrites // Acta Physica Polonica, 1989, V. A76, № 1, P.83.

208. Барьяхтар В.Г., Витебский И.М., Яблонский Д.А. Симметрия и частоты магнитного резонанса в магнитоупорядоченных кристаллах //ЖЭТФ, 1779, Т. 76, 1381,

209. Барьяхтар В.Г., Витебский И.М., Пашкевич Ю.Г., Соболев В.Л. О «релаксационном» механизме формирования щели в спектре мягкой моды при спин-переориентационном фазовом переходе //ФТТ, 1984, Т. 26, 1786.

210. Боровик-Романов А.С. Антиферромагнетизм. В кн. Итоги науки. Антиферромагнетизм и ферриты. М.: Изд. АН СССР, 1962.

211. Балбашов A.M., Гуфан Ю.М., Марчуков Н.Ю., Рудашевский Е.Г. Природа энергетической щели в спектре спиновых волн при спиновой переориентации в магнитном поле.// ЖЭТФ,1988,Т.94, в. 4, 305.

212. Мухин А.А., Прохоров А.С. О влиянии продольной релаксации на динамическую восприимчивость антиферромагнетиков.//ФТТ, 1992, Т.34, № 11,С.3323.

213. Гуфан Ю.М., Прохоров А.С, Рудашевский Е.Г. Замкнутое описание намагниченности и резонансных частот антиферромагнетиков в магнитном поле. NiFj.//ЖЭТФ, 1979,1.77, в. 6(12), 2396.

214. Гуревич А.Г. Ферриты на сверхвысоких частотах. М.: ГИФМЛ, 1960.

215. Гуревич А.Г. Магнитный резонанс в ферритах и антиферромагнетиках. М: Наука. 1973.

216. Гуревич А.Г., Мелков Г.А. Магнитные колебания и волны. М: Наука. 1994.

217. Мишин Д.Д. Магнитные материалы. М: Высшая школа. 1991.

218. Такер Дж., Рэмптон В. Гиперзвук в физике твердого тела. М: Мир, 1976. т -315-

219. Смоленский Г.А., Леманов В.В. Ферриты и их техническое применение. Л: Наука, 1975.

220. Яковлев Ю.М., Генделев Ш. Монокристаллы ферритов в радиоэлектронике. М: Сов. радио, 1975.

221. Красильников В.А., Крылов В.В. Введение в физическую акустику. М: Наука, 1984.

222. Евтихиев Н.Н., Мошкин В.В., Преображенский В.Л., Экономов Н.А. Акустооптическая модуляция в гематите // Письма в ЖЭТФ, 1982, Т. 35, 31.

223. Адрущак Е.А., Евтихиев Н.Н., Погожев А., Преображенский В.Л., Экономов Н.А. Акустические колебания в антиферромагнитных резонаторах // Акустический журнал , 1981, Т. 27, 170.

224. Евтихиев Н.Н., Погожев А., Преображенский В.Л., Экономов Н.А. Динамические параметры магнитострикционных антиферромагнитных резонаторов // Вопр. Радиоэлектроники. Сер.ОТ., 1981, № 5, 87.

225. Бережное В.В., Евтихиев Н.Н., Преображенский В.Л., Экономов Н.А. Магнитоакустический преобразователь спектра радиосигналов // РЭ, 1983, Т. 28, 376.

226. Лебедев А.Ю., Ожогин В.И., Якубовский А.Ю. Вынужденное комбинационное рассеяние звука в атиферромагнетиках // Письма в ЖЭТФ, 1981,Т. 34,С. 22.

227. Поверхностные акустические волны - устройства и применение // ТИИЭР, 1976, Т. 64, № 5, 324.

228. Адаме, Колинз Магнитостатические линии задержки сантиметрового диапазона на основе эпитаксиальных пленок железо-иттриевого граната // ТИИЭР, 1976, Т. 64, № 5, 277.

229. Гуляев Ю.В., Зильберман Л.Е Взаимодействие СВЧ-спиновых волн и электронов проводимости в сложных структурах полупроводник -феррит.//РЭ, 1978, с. 897. -316-

230. Перспективы использования устройств на магнитостатических волнах аналоговой обработки СВЧ-сигналов // Радиоэлектроника за рубежом: Инф. Бюл., 1978, №25, 9.

231. Беспятых Ю.И., Вашковский А.В., Зубков В.И., Кильдишев В.Н. Физические явления в структурах феррит-пролупроводник и перспективы их использования в СВЧ-микроэлектронике: Обзор // Микроэлектроника, 1978,Т. 7,С. 430

232. Никитов В.А., Никитов А. Исследование и разработка устройств на магнитостатических спиновых волнах //Зарубежная радиоэлектроника, 1983, № 12, 41.

233. Манжос И.В., Чупис И.Е. Электромагнитно-спиновые волны в кристалах с простой спиральной магнитной структурой // ФНТ, 1988, Т. 14, 600.

234. Стефановский Е.П. Равновесное состояние и спектр спиновых волн в кристаллах со спирально магнитной структурой во внешнем магнитном поле // УФЖ, 1972, Т. 17, 984.

235. Туров Е.А., Луговой А.А. Магнитоупургие колебания доменных границ в ферромагнетиках, 1, Резонансные моды //ФММ. 1989, Т. 50, 717.

236. Туров Е.А., Луговой А.А. Магнитоупургие колебания доменных границ в ферромагнетиках. 2. Резонансные моды //ФММ. 1989, Т. 50, 904.

237. Хуберт А. Теория доменных стенок в упорядоченных средах. М., 1977, 306 с.

238. Сиротин Ю.Н., Шаскольская М.П. Основы кристаллофизики. М.: Наука, 1979.

239. Никитин А. Магнитные свойства редкоземельных металлов и их сплавов. М.: Изд-во МГУ, 1989.

240. Андрианов А.В., Васильев А.Н., Гайдуков Ю.П. и др. Электромагнитное возбуждение ультразвука в монокристалле тербия // ФММ, 1987, Т. 64, 1036. Э -317-

241. Даньшин Н.К., Ковтун Н.М., Сдвижков М.А. Магнитодинамический резонанс в окрестности низкотемпературного фазового перехода в ЕгРеОз //ФТТ, 1986, Т. 28, 1200.

242. Звездин А.К., Матвеев В.М., Мухин А.А., Попов А.И. Редкоземельные ионы в магнитоупорядоченных кристаллах. М.: Наука, 1985.

243. Белов К.П., Кадомцева A.M., Медведев А., Усков В.В., Червоненкис А.Я. Аномалии в температурной зависимости модуля упругости при спонтанной переориентации в редкоземельньгх ортоферритах // ЖЭТФ, 1969, Т. 57, 1124.

244. Кадомцева A.M., Крынецкий И.В., Матвеев В.М. Природа спонтанных и индуцированных переходов в ортоферритах эрбия // ЖЭТФ, 1980, Т. 79, 1451.

245. Витебский И.М., Яблонский Д.А. Теория низкотемпературной спиновой переориентации в ЕгРеОз // ФТТ, 1978, Т. 20, 2300.

246. Дзялошинский И.Е., Кухаренко Б.Г, К феноменологической теории магнитного резонанса и спиновых волн в антиферромагнетиках.// ЖЭТФ,1976,Т.70, в. 6(12), 2360. t