5.4. распространение акустических волн через слоистую и доменную структуры в магнетиках

в данном разделе мы ограничимся рассмотрением распространения ультразвуковых волн через структуру 180°-ных доменов в ферромагнитном одноосном образце. причем, как это было рассмотрено в [191-193], основное внимание будет обра-гцено на уединенную доменную границу. в основу теоретических расчетов было положено, что колебания доменной границы, возбужденные в образце первичной акустической волной, будут сопровождаться возбуждением вторичных акустических волн. как показывают расчеты, пепосредствепно со смегцепием границы связана падаюгцая перпендикулярно ей продольная акустическая волна. взаимодействие поперечных волн с доменной границей будет эффективно только благодаря выходу локальной намагниченности из плоскости доменной границы при ее колебаниях. максимум взаимодействия первичной акустической волны с доменной границей приходится, как уже рассматривалось ранее, на область длин волн порядка толгцины доменной границы. при толгцине границы порядка ю-ю" см резонансные частоты находятся в гиперзвуковом диапазоне (10-10 гц).

в основу процессов отражения и преобразования акустических мод на доменной структуре магнетиков положено представление о сугцествовании неоднородных магнитострикционных деформаций в объеме доменной границы. такие неоднородные деформации нрисугци одноосным ферромагнетикам. в то же время, ранее считалось, что в кубических ферромагнетиках магнитострикция не приводит к неоднородным деформациям в доменной границе. однако, как было показано в [193], неоднородные деформации могут возникать и в кубическом ферромагнетике за счет обменной (объемной) магнитострикции.

возбуждение колебаний доменной границы может вызываться как продольной, так и поперечной акустической волной. в любом случае, независимо от тина надаюгцей акустической волны, будут генерироваться вторичные (рассеянные) продольные и поперечные волны но обе стороны от доменной границы. следовательно, нри рассеянии волн на границе будут происходить взаимные преврагцепия продольных и поперечных акустических волн.

в случае рассеяния продольной волны с деформацией Uy на границе будут генерироваться следуюгцие рассеянные волны:

продольные волны Uy\), где верхний индекс обозначает, что это рассеянные волны от надаюгцей продольной волны (вдоль

Sxy = Syx = а/ЗФ,

Sxz = = ajp4l [Ф2 + ф2

Syz = S,y = /37$i*i,

(5.31)

где a, /б, 7 - коэффициенты связи акустических волн с изменением магнитной восприимчивости. Для нерезонансных частот малые параметры а, б, 7 1, точно так же, как и значения частотных функций Ф и Ф < 1 нри оо а;д, где а;д - частота колебаний доменной границы.

Даже не проводя детального анализа выражений (5.31), в работе [193] показано, что паибольгаие значения имеют те коэф-

ОСИ у), а знаки (zb) относятся к волнам, рассеянным соответственно вправо и влево; поперечные волны их\), г(=Ь), где нижние индексы обозначают векторы поляризации колебания в волне.

При рассеянии поперечной волны, падаюгцей на доменную границу и имеюгцей поляризацию вдоль оси ж, возникают следуюгцие рассеянные волны: продольные волны ui\); поперечные волны Uy\±) и ui\±).

Для оценки эффективности процессов отражения и взаимного преврагцепия (трансформации) падаюгцих на границу акустических волн в [193] была введена матрица рассеянных акустических потоков Sij в виде отногаения

(рас). . (рас). . гз - (пад) - д(пад) У")

Т. е. отногаение потока рассеянных волн с поляризацией i к вы-звавгаему их потоку падаюгцих волн с поляризацией j. Эта матрица симметрична: Sij = Sji. Диагональные элементы матрицы S (с одинаковыми индексами и или jj) являются коэффициентами отражения волн данной поляризации, а не диагональные (с индексами ij или ji)-коэффициентами взаимного преврагцепия волн одной поляризации в волны другой поляризации, одинаковые для отраженных и проходягцих волн.

Приближенные выражения для элементов матрицы рассеяния нри условии отсутствия резонансных акустических мод имеют вид

фициенты рассеяния, которым соответствуют процессы с участием продольной волны, например, Syy, Sxy, Syx, Syz, Szy Они являются квадратичными функциями малых параметров а, /б, 7, в то время как другие коэффициенты рассеяния пропорциональны четвертой степени этих параметров. Например, при падении поперечной волпы па границу в отраженной волне амплитуда продольной волны будет иметь ббльгаую величину, чем амплитуда поперечной {Sxy = Syx Sxxi Sxz)- Физически это связано с тем обстоятельством, что сугцественная для рассматриваемых процессов неоднородная деформация в основном состоянии является лигаь деформацией продольного сжатия или растяжения.

В магнитоупорядоченных средах распространение акустических волн связано с трансформацией волн на доменных границах и возбуждением связанных магнитоупругих колебаний [204]. Для такого процесса необходимо, чтобы упругие колебания и{кп, t) сопровождались колебаниями намагниченности

АМи{кп, t) = Хи{кп, t), (5.32)

где коэффициент А зависит от величины магнитоупругого тензора 6, волнового вектора кп и разности частот спиновой и упругой воли.

Магпитоупругий механизм возбуждения и преобразования акустических волн наиболее эффективен нри условии, что амплитуда колебаний намагпичепности будет превосходить саму намагпичепность или хотя бы будет сравнима с ней:

М{кп, t)

где Г] - магнитоунругий коэффициент усиления колебаний намагниченности .

Подобный магнитоунругий механизм был обнаружен в ГеВОз нри распространении акустических импульсов с частотами, близкими к частоте ЯМР ядер Ге [204].

Как уже отмечалось во второй главе, интерес к манганитам связан, прежде всего, с колоссальным магнитосонротивлением, что делает возможным их применение в различных устройствах в качестве сенсоров и элементов памяти. Уникальные электрические и магнитные свойства этих материалов принято считать следствием спинового, зарядового или орбитального упорядочений. При этом в манганитах одновременно могут сосугцество-вать различные формы упорядочения, обладаюгцие в ряде случаев значительной пространственной неоднородностью