Параметричні магнітоакустичні ефекти у магнітних діелектриках та композитних матеріалах

ТАВРІЙСЬКИЙ НАЦІОНАЛЬНИЙ УНІВЕРСИТЕТ

ІМЕНІ В.І. ВЕРНАДСЬКОГО

Руденко Василь Вікторович

УДК 537.6

Параметричні магнітоакустичні ефекти у магнітних діелектриках та композитних матеріалах

01.04.11 - магнетизм

Автореферат

дисертації на здобуття наукового ступеня

кандидата фізико-математичних наук

Сімферополь - 2008

Дисертацією є рукопис.

Робота виконана в Таврійському національному університеті імені В.І. Вернадського Міністерства освіти і науки України та в об'єднаної лабораторії LEMAC (IEMN), Франція.

Наукові керівники:

Пилип Перно,

професор університету Ecole Centrale de Lille, Франція, керівник об'єднаної лабораторії LEMAC (IEMN);

кандидат фізико-математичних наук, доцент,

Полулях Сергій Миколайович,

Таврійський національний університет імені В.І.Вернадського, доцент кафедри експериментальної фізики.

Офіційні опоненти:

доктор фізико-математичних наук, професор

Данілов Вадим Васильович,

Київський національний університет імені Тараса Шевченка, професор кафедри квантової радіофізики;

доктор фізико-математичних наук, професор

Фрідман Юрій Анатолійович,

Таврійський національний університет імені В. І. Вернадського, завідувач кафедри теоретичної фізики.

Захист відбудеться 16 травня 2008 р. о 15:30 годині на засіданні спеціалізованої вченої ради К 52.051.02 Таврійського національного університету ім. В.І. Вернадського (95007, пр. Вернадського, 4, м. Сімферополь).

З дисертацією можна ознайомитись у бібліотеці Таврійського національного університету ім. В.І. Вернадського за адресою: 95007, пр. Вернадського, 4, м. Сімферополь.

Автореферат розісланий 12 квітня 2008 р.

Вчений секретар спеціалізованої вченої ради О.В. Яценко

ЗАГАЛЬНА ХАРАКТЕРИСТИКА РОБОТИ

ОСНОВНИЙ ЗМІСТ РОБОТИ

У вступі проаналізований сучасний стан проблеми обертання хвильового фронту ультразвуку, наданий бібліографічний огляд, сформульовані мета і задачі дисертації.

У першому розділі надано фізичний та математичний опис лінійних та нелінійних магнітопружних явищ, наведено огляд літератури.

У другому розділі наведені результати дослідження магнітоакустичних властивостей нікелевих феритів, які виготовлені методом гарячого пресування, легованих малими домішками іонів Co, Cu, Bi, In та рідкоземельних іонів Sm, Tb, Yb і Tm. Усі вимірювання здійснювались при кімнатній температурі. Досліджувались ферити наступних складів:

Для вимірювання швидкості звуку у залежності від зовнішнього магнітного поля була здійснена серія луна-імпульсних експериментів. Геометрія поляризації магнітопружних хвиль відносно зовнішнього поля зображена на рис. 1. У зазорі електромагніту встановлювалось необхідне поле. Збудження поздовжніх та поперечних коливань на частотах 5 та 1,4 МГц здійснювалось п'єзоперетворювачами відповідної поляризації, що наклеювалися на один з боків зразка. Ультразвуковий імпульс поширювався вздовж зразка і у зворотному напрямку, приймався тим же перетворювачем та реєструвався осцилографом. Прийнятий сигнал оброблявся програмно фіксацією часу затримки на заданому рівні першого півперіоду. Швидкість вираховувалась як відношення довжини пробігу до часу пробігу. На рис.1 а), б), в) показані варіанти геометрії експерименту. Вектори і визначають напрямок вектора зсуву та хвильового вектора відповідно.

Рис. 1. Різні варіанти геометрії поширення поздовжніх (a) та поперечних (б, в) хвиль, П - п'єзоперетворювач, - хвильовий вектор, - вектор зсуву.

На рис. 2 а, б надані результати вимірювання польової залежності нормованої швидкості звуку та петлі магнітного гістерезису для зразків двох складів №4 и №1 відповідно, що показали найвищий магнітопружний зв'язок. Різниця у поведінці кривих для поперечних хвиль різної орієнтації векторів поляризації та зовнішнього поля пояснюється розрізненням у поздовжньої та поперечної магнітної сприйнятливості та динамічних розмагнічуючих полів у хвилях.

Головним відрізненням складів зразків №1 и №4 є надлишок іонів Fe²⁺ із сильним спін-орбітальним зв'язком у складі №1. Зразок №4 демонструє значення максимального перенормування швидкості поперечного звуку на рівні 12%, але у зразку №1 це значення дорівнює 19% для поперечних хвиль, що поширюються паралельно полю підмагнічування.

а) б)

Рис. 2. Залежність нормованої швидкості поперечного звуку від зовнішнього поля для зразків №4 (a) и №1 (б): крива 2 відповідає геометрії (рис. 1, a), крива 3 - геометрії (рис. 1, б). Крива 1 - петля перемагнічування відповідного зразка, B_m = B(H_ext) - H_ext, H_ext - зовнішнє намагнічуюче поле.

Позиція мінімуму швидкості звуку корелює із полем замикання петлі магнітного гістерезису, що повністю відповідає нашому уявленню про вплив магнітопружного зв'язку на динаміку магнітного фазового переходу. Обчислена величина коефіцієнта магнітомеханічного зв'язку для даної моди у зразках №4 і №1 досягає відповідно 47% і 59%. При цьому максимальна крутизна польової залежності швидкості звуку, що визначає пороги параметричної нестійкості в умовах паралельного електромагнітного нагнітання, в зразку №1 рівна 100%/кЕ, що в три з половиною рази вище, ніж у зразку №4 і в найбільш чутливих до поля нікелевих феритах раніше досліджених складів.

Крім кількісної відмінності у величині магнітопружного перенормування, швидкість поперечного звуку у зразку №1 відрізняє наявність розривів, типових для інтерференції мод при багатомодовому розповсюджуванні. На рис. 3 приведені осцилограми зареєстрованого ультразвукового луна-імпульсу в області розриву при різній величині зовнішнього поля: а) H=660 Е; б) H=600 Е; у) H=400 Е; г) H=270 Е. За встановленим порогом чутливості (горизонтальний пунктир) програма визначає час затримки (вертикальний пунктир). Розриви на кривих на рис. 4 обумовлені трансформацією імпульсу типу (в)>(г) на рис. 3. Спостережувані особливості практично не залежать від частоти звуку, що видно із зіставлення кривих на рис. 4, отриманих на частотах 5 і 1,4 МГц. Причиною виникнення розривів може бути неоднорідність розподілу внутрішнього магнітного поля через перетин зразка. Унаслідок достатньо сильного магнітопружного зв'язку магнітна неоднорідність приводить до спотворення хвильового фронту і віддзеркалень звуку від бічних поверхонь зразка з подальшою їх інтерференцією.

Для всіх досліджених зразків характерна різка анізотропія швидкості поперечного звуку, що видно із зіставлення кривих на рис. 2, отриманих для різних напрямів розповсюдження поперечних хвиль по відношенню до напрямку намагнічування. Однією з причин анізотропії є відмінність динамічних полів розмагнічування у хвилях, що розповсюджуються паралельно і перпендикулярно полю.

У першому випадку змінна намагніченість переважно паралельна фронту хвилі і не приводить до генерації змінного магнітного поля, тоді як в другому намагніченість переважно паралельна хвильовому вектору. У останньому випадку протилежним фазам деформацій у хвилі відповідає протилежний напрям змінній намагніченості, що створює динамічне розмагнічуюче поле, що послаблює магнітопружний зв'язок.

Для всіх досліджених зразків характерна різка анізотропія швидкості поперечного звуку, що видно із зіставлення кривих на рис. 2, отриманих для різних напрямів розповсюдження поперечних хвиль по відношенню до напряму намагнічування. Однією з причин анізотропії є відрізнення динамічних полів розмагнічування в хвилях, що розповсюджуються паралельно і перпендикулярно полю. У першому випадку змінна намагніченість переважно паралельна фронту хвилі і не приводить до генерації змінного магнітного поля, тоді як в другому намагніченість переважно паралельна хвильовому вектору. У останньому випадку протилежним фазам деформацій у хвилі відповідає протилежний напрям змінної намагніченості, що створює динамічне розмагнічуюче поле, яке послаблює магнітопружний зв'язок.

Відмінність в ефективності магнітопружного зв'язку для зразків №1 і №4 виявляється і в польових залежностях швидкості поздовжнього звуку. На рис. 5 приведені результати вимірювань швидкості поздовжніх хвиль. Перенормування швидкості поздовжніх хвиль у всіх досліджених зразках не перевищує 2%, що значно менше, ніж у разі поперечних хвиль, що поширюються уздовж магнітного поля.

а) б)

Рис. 5. Залежність нормованої швидкості поздовжнього звуку (3) при і частоти фундаментальної моди (2) від зовнішнього поля для зразків №4 (a) и №1 (б). Крива 1 - петля перемагнічування відповідного зразка, B_m = B(H_ext) - H_ext, H_ext - зовнішнє намагнічуюче поле.

Звертає на себе увагу близький характер польової залежності швидкості поздовжніх і поперечних хвиль, таких, що поширюються перпендикулярно полю. Ці особливості магнітопружного зв'язку у поздовжніх хвилях також можна пояснити впливом динамічного розмагнічування, оскільки напрям змінної намагніченості у поздовжній хвилі переважно паралельний хвильовому вектору. Крім того, поздовжня сприйнятливість феритів шпінелей, як правило, нижче поперечної і різкіше спадає при наближенні намагніченості до насичення. Відзначимо, що в монодоменних феромагнетиках лінійний зв'язок магнітної підсистеми з поздовжньою хвилею, що розповсюджується уздовж намагніченості, відсутній через рівність нулю поздовжньої сприйнятливості. У полікристалах зв'язок з поздовжньою хвилею обумовлена разорієнтацією магнітних моментів кристалітів відносно поля намагнічування.

На рис. 5 приведені залежності швидкості звуку від поля для зразків №1 і №4, визначені по польових залежностях частоти фундаментальної поздовжньої моди низькочастотних магнітопружних коливань. При її вимірюваннях збудження і реєстрація коливань здійснювалися індукційним методом за допомогою котушки індуктивності, намотаної уздовж довгої сторони зразків, яка паралельна намагнічуючому полю. Резонансна лінія реєструвалася за допомогою панорамного характеріографа. Перенормування резонансної частоти фундаментальної моди магнітопружних коливань помітно сильніше, ніж у високочастотній поздовжній хвилі, що узгоджується з припущенням про сильний вплив динамічного розмагнічування на магнітопружний зв'язок (у разі довгого стрижня розмагнічування значно слабкіше, ніж у пласкій хвилі). На кривих польової залежності частоти резонансу виразно помітні аномалії, які асоціюються з положенням максимуму магнітопружного зв'язку поперечних хвиль, що пояснюється внеском зсувних модулів пружності у формування частоти резонансу поздовжньої фундаментальної моди стрижня.

На рис. 6 наведені приклади форми сигналів при використанні зразків у ролі активного середовища параметричного пристрою обертання хвильового фронту ультразвуку. Зразок №4 демонструє класичну форму оберненого сигналу, тоді як зразок №1 показує два обернені імпульси з різним часом затримки, різною амплітудою і різним інкрементом підсилення, відповідних двом різним модам (див. рис. 3, в, г).

а) б)

Рис. 6. Форма сигналів обернених хвиль для зразків №4 (а) і №1 (б). Відповідні значення інкремента підсилення: Г = 2.03 мкс^-1, Г1 = 2.4 мкс^-1, Г2 = 4.47 мкс^-1.

У третьому розділі обговорюються результати експериментального дослідження параметричної взаємодії магнітопружних коливань з полем електромагнітного нагнітання в матеріалах, акустичний імпеданс яких наближений до імпедансу води: у композиті на основі Терфенола-D і нікелевого фериту з процентним змістом пор 43%. Дані наводяться порівняно з результатами, які отримані на полікристалічному нікелевому фериті. Всі вимірювання здійснювались при кімнатній температурі.

Зразком композитного матеріалу є магнітоакустично активна речовина у вигляді порошку Терфенола-D з розміром часток близько 60 - 90 мкм, упроваджена в матрицю затверділої епоксидної смоли. Концентрація активної речовини складає ~ 55 % об'єму, форма зразка - паралелепіпед. Магнітострикція зразка, зміряна в полі напруженістю до 3 кЕ, склала ~ 5•10^-4. Зразок пористого нікелевого фериту складу Fe_1.943Ni_0.945Co_0.026Sm_0.059О₄ є циліндром, що має пористість 57%. Контрольні порівняльні вимірювання виконувалися на зразку полікристалічного нікелевого фериту складу Fe_2.026Ni_0.95Co_0.024О₄ з магнітострикцією насичення - 4.2•10^-5. Розміри всіх зразків близько декількох сантиметрів.

Збуджуючи вільно затухаючі магнітопружні коливання і спостерігаючи за ними, можна реєструвати не тільки частоту, але і час загасання власних коливань. В рамках даної роботи був розроблений і виготовлений імпульсний спектрометр з індукційним збудженням, алгоритм роботи якого зводиться до наступного: на котушку, що містить зразок, подається радіоімпульс з деякою частотою заповнення. Після закінчення дії імпульсу цією же або іншою котушкою реєструється сигнал. У разі близькості частоти заповнення і резонансної частоти зразка величина сигналу помітно зростає. Плавно змінюючи частоту, можна отримувати спектри власних коливань (див. типовий приклад на рис. 7, б). Вигляд спаду магнітоакустичних коливань представлений на рис. 7, а. Змінюючи величину зовнішнього магнітного поля, можна спостерігати за зміною положення частотних піків і часів загасання власних мод зразків.

а) б)

Рис. 7. Форма сигналу спаду вільно затухаючих магнітопружних коливань, відповідна зразку №4 (а); фрагмент спектру власних коливань, отриманий за допомогою імпульсного спектрометру (б).

При вимірюваннях магнітоакустичних характеристик зразків використовувалася альтернативна методика: магнітопружні коливання збуджувалися і реєструвалися індукційним способом в безперервному режимі за допомогою панорамного характеріографа НР4195А. Досліджувалася фундаментальна мода поздовжніх коливань уздовж довгої сторони паралелепіпеда. Вимірювання магнітоакустичних характеристик зразків включали вимірювання залежності резонансної частоти і добротності моди від напруженості постійного магнітного поля. Результати вимірювань для композиту, пористого фериту і контрольного зразка фериту наведені на рис. 8 а, б і в відповідно.

Максимальна швидкість поздовжнього звуку, відповідна частоті резонансної моди, експериментально отримана густина, вирахувані акустичний імпеданс і коефіцієнт проникнення для води і матеріалів, які досліджуються, наведені у табл. 1. Акустичний імпеданс Z = с•V_max, де с - густина, V_max - максимальна швидкість звуку в полі насичення.

а) б) в)

Рис. 8. Залежність резонансної частоти фундаментальної моди (1) і добротності (2) зразка композиту (a), зразка пористого фериту (б) і контрольного зразка фериту (в) від напруженості магнітного поля.

Табл. 1

Акустичні параметри зразків активних середовищ і води

Схема експерименту по дослідженню ефективності параметричної взаємодії магнітопружних коливань із змінним полем поздовжнього електромагнітного нагнітання наведена на рис. 9, а. Методика експерименту схематично відображена на рис. 9, б.

Рис. 9. a) - схема експериментального пристрою, б) - часова діаграма, що ілюструє методику вимірювань. Позначення: 1 - перший імпульс, збуджуючий резонансні коливання; 2 - імпульс параметричного нагнітання з подвоєною частотою заповнення, h - ось амплітуд імпульсів, у - ось амплітуди резонансних коливань, А0 - амплітуда коливань у момент початку дії другого імпульсу, B0 - амплітуда вільно затухаючих коливань, В1,2 - амплітуда коливань після параметричної взаємодії, ф - момент закінчення дії нагнітання.

До котушки індуктивності послідовно прикладалися два радіоімпульси. Оскільки частота заповнення першого радіоімпульсу відповідала резонансній частоті досліджуваної моди, перший імпульс збуджував резонансні коливання. Після закінчення першого імпульсу прикладався імпульс параметричного нагнітання з подвоєною частотою і варійованою фазою. У відсутність імпульсу нагнітання коливання вільно затухали (рис. 9, б, крива А₀B₀). Залежно від різниці фаз першого і другого імпульсу, останній міг або параметрично підсилити, або подавити затухаючі коливання (рис. 9, б, криві А₀В_1,2). Вимірювання амплітуди коливань після закінчення дії другого імпульсу дозволяло визначити зміну коефіцієнту загасання коливань залежно від амплітуди і фази параметричного нагнітання і розрахувати глибину модуляції швидкості поздовжнього звуку змінним магнітним полем.

На рис. 10 наведені залежності відносної зміни амплітуди магнітопружних коливань від амплітуди і фази імпульсу нагнітання для зразків композиту, пористого фериту і контрольного зразка фериту. Тривалість імпульсу нагнітання для них складала 1.3, 5.5 і 4.7 мс відповідно. Амплітуда змінного поля нагнітання складала: для композиту - 253 Е, для пористого фериту - 35 Е, для контрольного фериту вона варіювала в межах від нуля до 15 Е.

а) б) в)

Рис. 10. Експериментальні дані (точки) і розрахункові залежності (криві) відносної амплітуди коливань в композиті (a), пористому фериті (б) і контрольному фериті (в). Амплітуда поля нагнітання: у композиті: h = 253 Е; у пористому фериті: 35 Е; у контрольному фериті: 1.5 Е (1), 2.9 Е (2), 15 Е (3).

Вказані параметри дозволяли надійно реєструвати зміну коефіцієнту загасання як в допорогових режимах у всіх зразках, так і в надпорогових режимах у контрольному фериті.

Параметрична взаємодія в акустичному резонаторі у квазілінійному наближенні описується системою рівнянь для амплітуди і фази пружного зсуву:

, (1)

де щ і д - частота і коефіцієнт затухання магнітопружної моди, В - амплітуда пружного зсуву, ц - зрушення начальної фази зсуву щодо фази нагнітання на частоті 2щ, m - глибина модуляції резонансної частоти.

Рішення системи рівнянь (1), відповідне моменту закінчення імпульсу нагнітання тривалості ф, може бути представлено у вигляді:

, (2)

де ш₀ = ц₀ - р/4, А₀ и ц₀ - початкова амплітуда і фази зсуву, Г =mщ/2 - інкремент параметричного підсилення.

Співвідношення (2) дозволяє розрахувати відношення амплітуд В(ф)/B₀(ф) коливань за наявності нагнітання В(ф) і в її відсутність B₀(ф)=А₀exp(-дф) і визначити глибину модуляції резонансної частоти за даними вимірювань, наведеними на рис. 10.

Величина Г визначалася за допомогою апроксимації даних вимірювань, представлених на рис. 10 формулою (2). Лінії на рис. 10 представляють результати обчислень для Г = 0.154•10³ с^-1 і Г = 0.16•10³ с^-1 для пористого фериту і композиту, у разі фериту величина Г варіювалася. Відповідні значення глибини модуляції, чутливості швидкості звуку до постійного поля k_DC і змінного поля k_AC = щ^-1 ?щ/?h зведені в табл. 2. Методика і отримані за її допомогою дані дозволяють також обчислити порогові (Г_С= д) значення поля нагнітання h_C, глибини модуляції m_C і інкременту параметричної нестійкості Г_С. Ці значення також представлені у таблиці 2.

Табл. 2

Параметри пористого фериту складу Fe_1.943Ni_0.945Co_0.026Sm_0.059О₄, контрольного фериту та композиту на основі Терфенола-D, отримані імпульсним і безперервним методами.

Для фериту без пор експериментальні і розрахункові варіації амплітуди при змінах фази добре узгоджуються один з одним як при надпороговому, так і при допорогових значеннях глибини модуляції. У надпороговому режимі вимірювані значення амплітуди визначаються нелінійними механізмами обмеження. Набуте значення критичної глибини модуляції при експериментальному значенні h_C = 3 Е узгоджується з результатом вимірювання залежності резонансної частоти від постійного магнітного поля (див. рис. 7с).

Відмінність чутливості швидкості звуку до постійного і змінного поля, які отримані для композиту на основі Терфенола-D і пористого фериту, обумовлена різним впливом високочастотного і постійного поля на магнітний стан зразка. Зокрема, при високочастотній модуляції постійного поля магнітострикційна напруга не встигає релаксувати до рівноважного значення, на відміну від випадку перемагнічування статичним полем, що може помітно виявлятися при гігантській магнітострикції композиту. До різниці результатів приводить також відмінність в ослабленні постійного і змінного полів розмагнічування, що обумовлено відмінністю статичної і динамічної поздовжої магнітної сприйнятливості. На відміну від фериту без пор, де перемагнічування у полях вище 200 Е реалізується оборотними процесами, обертання і відмінність статичної і динамічної сприйнятливості практично відсутня, у композиті перемагнічування відбувається по різних частинних циклах гістерезису у всьому діапазоні полів, які використані в експерименті.

У четвертому розділі представлені результати теоретичного і експериментального дослідження процесу генерації зв'язаного стану трьох квазіфононів у монокристалі б-Fe₂O₃ при кімнатній температурі. Як механізм зв'язку розглядається резонансна нелінійна взаємодія квазіфононів з однорідним змінним магнітним полем, прикладеним у базисній площині кристала перпендикулярно полю намагнічування. В області частот, малих у порівнянні з частотою активаційної гілки спектру магнонів, динаміка системи спину АФЛП зводиться до поворотів вектора антиферомагнетизму у площині базису. Записуючи вільну енергію довгохвильових збуджень спинів і вирішуючи рівняння руху для кута повороту вектора антиферомагнетизму під дією деформацій і змінного поля, можна звести щільність вільної енергії до енергії системи квазіфононів, яка з точністю до членів четвертого порядку може бути представлена у вигляді:

де ^(m) - перенормований магнітопружним зв'язком тензор модулів пружності порядку m, (H) - амплітуда нелінійної взаємодії квазіфононів з полем поперечного нагнітання:

де г - магнітомеханічне відношення, щ_S0 - частота антиферомагнітного резонансу, (щ_S0/г)² = H(H+H_D)+2H_EH_ms, H_ms - ефективне поле спонтанної магнітострикції, ₁ и ₂ - константи магнітопружної взаємодії. У співвідношенні (6) для простоти прийнята умова H<<H_D, що виконується з високою точністю у кристалах б-Fe₂O₃ і FeBO₃ у полях H<1 кЕ.

Умови резонансної взаємодії для утворення трьохфононного зв'язаного стану забезпечуються підбором частоти поля нагнітання, рівній сумі частот трьох квазіфононів і дотриманням закону збереження квазіімпульсу. Розглядаючи систему об'ємних квазіфононних збуджень, тензор деформацій зручно представити у вигляді суперпозиції нормальних акустичних мод. При цьому в одномодовому наближенні були отримані рівняння руху для амплітуди акустичних коливань і фази ш трьохфононного корелятора G = |a_n|³exp (i ш):

, (8)

де д_n - коефіцієнт затухання моди, к_n=3ч_n /4M_nщ_n - параметр трьохфононного зв'язку, в_n =3Ф_n⁽⁴⁾ /2M_n щ_n - коефіцієнт нелінійного зсуву частоти моди.

Особливістю генерації трьохфононних зв'язаних станів у даному випадку, на відміну від генерації фононних пар, є формування (при в_n > 0 і ш = р/2) сингулярності амплітуди збуджень |a_n| на кінцевому часі нагнітання ф_с. Сингулярність виникає при виконанні порогової умови:

, (9)

де |a_n|₀ - величина амплітуди коливань у момент включення нагнітання, Q_n=щ_n/2д_n - добротність моди. Характерний час ф_с визначається часом релаксації квазіфононів і величиною параметра надкритичності Г:

. (10)

Зростання амплітуди стабілізується нелінійним зсувом частоти моди як найбільш яскраво вираженим внутрішньомодовим нелінійним ефектом у системі квазіфононів в АФЛП. Результати моделювання генерації трьохфононних зв'язаних станів за допомогою системи рівнянь (8) зіставляються нижче з даними експерименту.

Експеримент виконувався на кристалі у формі диска з площиною, яка паралельна площині базису. Геометрія експерименту приведена на вставці рис. 11, б. Одномодове збудження квазіфононів здійснювалося на частоті фундаментальної моди «зсуву по контуру» диска, що відрізняється аномально сильним фонон-магнонним зв'язком і значним віддаленням по частоті від інших квазіфононних мод акустичного спектру. Залежність резонансної частоти вибраної моди від поля, яке підмагнічує, приведена на рис. 11 а. Як робоча точка в експерименті було вибрано значення поля підмагнічування Н = 60 Е, відповідне частоті щ_n/2р = 350 кГц. Спостереження генерації трьохфононних зв'язаних станів реалізовувалося таким чином. До кристала за допомогою котушки індуктивності, орієнтованої перпендикулярно полю підмагнічування, послідовно прикладалися два радіоімпульси. Перший імпульс тривалістю 17 мкс порушував акустичні коливання на резонансній частоті моди 350 кГц. Обвідна імпульсу мала гаусову форму, що дозволяло уникнути паразитних збуджень мод вищого порядку. Після закінчення першого імпульсу включався імпульс нагнітання тривалістю 200 мкс на потрійній частоті моди 1,050 МГц, після закінчення якого реєструвалася амплітуда А сигналу, що наводиться в котушці магнітопружними коливаннями зразка на частоті 350 кГц. Зміряна амплітуда порівнювалася з амплітудою А₀ сигналу вільно затухаючих коливань, що наводиться у той же момент, але у відсутність нагнітання. Залежно від зсуву фаз другого і першого імпульсів спостерігалося або ослаблення, або підсилення коливань, обумовлене утворенням зв'язаного стану трьох квазіфононів. На рис. 12 приведені експериментально вишукані залежності відношення амплітуд А/А₀ від зсуву фази нагнітання при різних значеннях поля збудження h₀ на частоті моди щ = щ_n і амплітуди поля нагнітання частоти щ_p = 3щ_n. Виразно видно зростання коефіцієнта підсилення як із зростанням поля нагнітання, так і із зростанням початкової амплітуди фононів. При дуже високих значеннях початкової амплітуди (рис. 12, е) підсилення зривається.

Деталі процесу пояснює зіставлення експериментальних результатів з рішеннями системи рівнянь (8), представленими на рис. 13. Параметри системи обиралися таким чином. Нормована амплітуда початкового збудження умовно приймалася рівній одиниці для h₀ = 256 мЕ і змінювалася пропорційно змінам h₀. Значення константи нелінійного зсуву частоти приймалося рівним в_n=0.45•10^-3•щ_n, у згоді з даними незалежних вимірювань. Параметр надкритичності для нагнітання = 1.57 Е при h₀ = 256 мЕ приймався рівним Г = 2.6 і змінювався пропорційно змінам величини . Оцінка параметра надкритичності по формулі (10) для кристала б-Fe₂O₃ (2H_E = 18•10³ кЕ, H_D = 22 кЕ, В ? 10⁷ дин/см², С ? 10¹² дин/см²) при Н = 60 Е, H_ms⁽²⁾= 100 Е, = 1.6 Е, |a_n|₀ ? 10^-5, Q_n = 10³ дає значення Г ? 1-10.

Зіставлення експериментальних результатів з даними чисельного моделювання показує, що надпороговий режим генерації трьохфононних зв'язаних станів при |a_n|₀ ? 10^-5 - 10^-6 реалізується вже при полях нагнітання від доль до одиниць ерстед. Стабілізація амплітуди і зрив генерації (рис. 12, 13 д) виникають у результаті нелінійного зрушення частоти квазіфононної моди. У режимі зриву фаза трьохчасткового корелятора стає нестаціонарною, зрушуючись з часом щодо фази нагнітання.

Рис. 12. Експериментальні залежності відносної амплітуди магнітопружних коливань від фази нагнітання. Напруженість поля збудження на частоті щn: а) - 65 мЕ, б) - 127 мЕ, в) - 256 мЕ, г) - 387 мЕ, д) - 635 мЕ. Напруженість поля нагнітання на частоті 3щn: 1 - 0.5 Е, 2 - 0.86 Е, 3 - 1.57 Е.

Рис. 13. Розрахункові залежності відносної амплітуди магнітопружних коливань від фази нагнітання, відповідні умовам, вказаним на рис. 12.

СПИСОК ОПУБЛІКОВАНИХ АВТОРОМ ПРАЦЬ ЗА ТЕМОЮ ДИСЕРТАЦІЇ

1. Бержанский В.Н., Полулях. С.Н., Преображенский В.Л, Руденко В.В. Автоматизированный импульсный ультразвуковой спектрометр с индукционным возбуждением для исследования магнитных материалов // Ученые записки Таврического национального университета имени В.И.Вернадского, - Серия «Физика». - 2005. - Т.17-18(56-57), № 1. - С. 114-119.

2. Rudenko V.V., Berzhansky V.N., Polulyakh S.N., Pernod P., Preobrazhensky V.L. Magnetoelastic Waves in Parametrically Active Nickel Ferrite Spinels // Physics of wave phenomena. - 2008. - Vol.16, № 1. - P. 1-5.

3. Rudenko V.V., Berzhansky V.N., Polulyakh S.N., Pernod P., Preobrazhensky V.L. Parametric interaction in the Terfenol-D based magnetostrictive composite and nickel ferrite // Functional materials. - 2007. - V.14, № 2. - Р. 218-222.

4. Руденко В.В., Бержанский В.Н., Полулях С. Н., Pernod P., Преображенский В. Л. Параметрическое магнитоупругое взаимодействие в пористых и композитных магнитных материалах // Ученые записки Таврического национального университета имени В.И. Вернадского, Серия «Физика». - 2007. - Т.20(59), № 1. - С. 128 - 135.

5. Преображенский В.Л., Руденко В.В., Перно Ф., Ожогин В.И. Трехфононные связанные возбуждения в антиферромагнетике // Письма в ЖЭТФ. - 2007. - Т.86, №5, С. 401-404.

АНОТАЦІЯ

Руденко В. В. Параметричні магнітоакустичні ефекти у магнітних діелектриках і композитних матеріалах. - Рукопис.

Дисертація на здобуття наукового ступеня кандидата фізико-математичних наук за спеціальністю 01.04.11 - магнетизм. Таврійський національний університет імені В.І. Вернадського, Сімферополь, 2008.

У межах дисертаційної роботи експериментально досліджено вплив складу полікристалічних феритів на основі фериту нікелю на магнітопружний зв'язок в ультразвуковому діапазоні частот. Приведені залежності швидкості магнітопружних хвиль від зовнішнього поля. Максимальне значення коефіцієнта магнітопружного зв'язку 59% і чутливості швидкості поперечного звуку до магнітного поля 100%/кЕ отримані на феритах складу Fe_2,026Ni_0,95Co_0,024О₄. Проведена апробація зразка такого фериту у системі обертання хвильового фронту. Вперше величина інкременту підсилення склала ~ 4.5 мкс^-1, що в два рази вище набутих раніше значень.

Експериментально досліджена параметрична взаємодія магнітопружних коливань з полем електромагнітного нагнітання у композиті на основі Терфенола-D і у пористому нікелевому фериті - перспективних матеріалах з акустичним імпедансом, близьким до імпедансу води. Запропонована оригінальна імпульсна експериментальна методика, що дозволяє з високою чутливістю реєструвати вплив нагнітання на декремент загасання магнітопружних коливань у допороговому параметричному режимі. Чутливість швидкості звуку до змінного магнітного поля склала 4.39%/кЕ і 3.39%/кЕ для композиту і фериту відповідно. Результати наводяться порівняно з даними, які отримані на полікристалічному нікелевому фериті.

Повідомляються результати експериментального спостереження генерації трьохфононних зв'язаних станів у високотемпературному антиферомагнетику б-Fe₂O₃ у полі поперечного електромагнітного нагнітання. Досліджені допорогові і надпорогові режими генерації зв'язаних станів при змінах начальної фази нагнітання щодо фази трьохфононного корелятора акустичного поля. Особливістю надпорогового режиму є формування сингулярності акустичного поля за скінчений час нагнітання. Стабілізація амплітуди обумовлена внутрішніми нелінійними процесами. Результати узгоджуються з теорією резонансної нелінійної взаємодії квазіфононів з електромагнітним полем.

Ключові слова: нікелевий ферит, композит, гематит, магнітопружна хвиля, обертання хвильового фронту, інкремент параметричного підсилення.

АННОТАЦИЯ

Руденко В. В. Параметрические магнитоакустические эффекты в магнитных диэлектриках и композитных материалах. - Рукопись.

Диссертация на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук по специальности 01.04.11 - магнетизм. Таврический национальный университет имениВ.И.Вернадского, Симферополь, 2008.

Обращение волнового фронта ультразвука давно привлекает к себе внимание своеобразием физических свойств обращенных волновых пучков и теми уникальными возможностями, которые открывает применение такой техники в физических исследованиях, неразрушающем контроле, измерительных технологиях и медицине. В настоящее время в устройствах параметрического обращения волнового фронта ультразвука используются шпинели на основе феррита никеля. В рамках диссертационной работы экспериментально исследовано влияние состава поликристаллических ферритов на основе феррита никеля на магнитоупругую связь в ультразвуковом диапазоне частот. Приведены данные зависимости скоростей магнитоупругих волн от намагничивающего поля. Максимальное значение коэффициента магнитоупругой связи 59% и чувствительности скорости поперечного звука к изменениям магнитного поля 100%/кЭ получены на ферритах состава Fe_2,026Ni_0,95Co_0,024О₄. Произведена апробация данного образца в системе обращения волнового фронта. Впервые величина инкремента усиления составила ~ 4.5 мкс^-1, что в два раза выше полученных ранее значений.