Содержание к диссертации
Введение
Глава 1. Обзор литературы 12
1.1.1. Намагниченность магнитоупорядоченных сред 12
1.1.2. Уравнения движения вектора намагниченности 12
1.1.3. Затухание свободных колебаний намагниченности 17
1.1.4. Ферромагнитный резонанс в переменных полях большой амплитуды 19
1.1.5. Явление параметрического распада однородной прецессии 23
1.1.6. Магнитная релаксация 25
1.1.7. Процессы релаксации 28
1.1.8. Методы теоретического исследования процессов релаксации 29
1.1.9. Релаксация магнитных колебаний в пленках с ферромагнитными наночастицами в диэлектрической матрице 30
1.2.1. Основные положения феноменологической теории магнитоупру-гих взаимодействий 33
1.2.2. Магнитоупругий ангармонизм и его проявления 38
1.2.3. Электромагнитное возбуждение упругих волн в планарных магнитных структурах 40
1.3.1. Явление нелинейного эха в различных материалах 42
1.3.2. Экспериментальные результаты по исследованию эха в системах
ферритовых частиц 44
1.4. Постановка задачи 46
Глава 2. Уравнения нелинейной магнитной и упругой динамики пленок и частиц 48
2.1. Корректность постановки нелинейной задачи 48
2.2. Геометрия и компоненты полей для описания магнитной динамики пленки 50
2.3. Уравнения нелинейной магнитоупругой динамики пленки 53
2.4. Уравнения для магнитоакустического эха в ансамблях ферритовых частиц 58
Глава 3. Релаксационные эффекты в области ферромагнитного резонанса в композитных и ферритовых плёнках 65
3.1. Исследования магнитной релаксации в композитных пленках (Co45Fe45Zr1o)x(Al203)i-x 65
3.1.1. Характеристики и свойства плёнок 66
3.1.2. Магнитные и релаксационные свойства плёнок 67
3.2. Нелинейные релаксационные эффекты в области ферромагнитного резонанса в ферритовой плёнке 78
3.3. Выводы по главе 3 85
Глава 4. Релаксация и автоколебательная неустойчивость магнито упругих колебаний в пленке 86
4.1. Явление аномальной релаксации намагниченности при акустическом резонансе. Время релаксации магнитоупругих колебаний 86
4.2. Автоколебательная неустойчивость магнитоупругих колебаний вблизи акустического резонанса 100
4.3. Особенности релаксации магнитоупругих колебаний при акустическом резонансе после действия переменного магнитного поля 111
4.4. Выводы по главе 4 116
Глава 5. Магнитоакустические взаимодействия в ансамбле ферритовых частиц 117
5.1. Результаты расчёта сигналов магнитоакустического эха в ансамблях ферритовых частиц 117
5.2. Особенности релаксации магнитоакустического эха в ансамблях ферритовых частиц 123
5.3. Выводы по главе 5 127
Заключение 128
Список литературы 130
Авторский список литературы 142
- Релаксация магнитных колебаний в пленках с ферромагнитными наночастицами в диэлектрической матрице
- Уравнения для магнитоакустического эха в ансамблях ферритовых частиц
- Нелинейные релаксационные эффекты в области ферромагнитного резонанса в ферритовой плёнке
- Особенности релаксации магнитоупругих колебаний при акустическом резонансе после действия переменного магнитного поля
Введение к работе
Исследования релаксационных, магнитных и магнитоупругих свойств магнитоупорядоченных мелкодисперсных систем и разработка моделей их поведения в импульсных и переменных магнитных полях представляют собой важное и быстро развивающее направление физики. Такие исследования расширяют представления о нелинейных и релаксационных свойствах и структуре магнитных объектов. В последнее время в связи с интенсивным изучением нелинейных свойств магнитных систем и возможно- стью получения высококачественных тонких плёнок и других наноразмер-ных магнитных "объектов открываются возможности создания новых материалов для компактных ВЧ и СВЧ устройств, работающих в нелинейных режимах. Корректное описание поведения магнитных систем невозможно без учёта диссипативных процессов в них [1-3]. Поэтому в настоящее время исследование нелинейной магнитной и магнитоупругой динамики и её релаксационных особенностей в тонких плёнках и частицах является перспективным направлением. Актуальность исследования связана также с возможностью разработки акустического усилителя, работающего на электромагнитной накачке, на основе магнитострикционного эффекта. Другим не менее перспективным направлением, является исследование динамических и релаксационных свойств нанокомпозитных магнитных пленок с заданными свойствами. Уникальность поведения таких плёнок состоит в сильной зависимости их свойств от наноструктуры, которая определяется составом, температурой отжига и т.д. [4-6]. Нанокомпозитные плёнки являются новыми материалами, которые, обладая необычными свойствами, могут найти широкое применение в радиотехнике и микроэлектронике. Очень важным, поэтому, является исследование влияния внешних воздействий на релаксационные и нелинейные свойства нанокомпозитных материалов и ансамблей частиц, составляющих элементы наноструктуры этих материалов. Современные энергонезависимые магнитные накопители информации характеризуются гигантской плотностью записи и малым временем доступа, причем с каждым годом эти характеристики улучшаются. Однако уменьшение времени доступа рано или поздно должно достигнуть своего предела, поскольку в современных накопителях используются механические системы: движущиеся головки и вращающиеся диски. Одним из альтернативных накопителей с очень малым временем доступа может быть накопитель, основанный на радиоимпульсной записи [7]. Улучшение характеристик, необходимых для внедрения таких носителей информации, невозможно достичь без изучения следующих механизмов: а) взаимодействия ферритовых плёнок, частиц и ансамблей частиц с импульсными и переменными магнитными полями, б) возникновения сигналов нелинейного радиоимпульсного эха или магнитоакустического эха (МАЭ). Выяснение этих механизмов выдвигает круг задач по исследованию линейных и нелинейных радиочастотных магнитных и магнитоупру-гих свойств ферритовых частиц и плёнок.
При взаимодействии магнетиков с переменными полями идет процесс магнитоупругого или магнитоакустического взаимодействия [1-3]. Отличие времени релаксации упругой подсистемы от времени релаксации спиновой подсистемы, и наличие нелинейностей приводит к возможности реального наблюдения эха в порошках ферритов. Результаты исследования явления МАЭ дают важную информацию об условиях и степени нелинейности системы и магнитоакустического взаимодействия, магнитоупругих константах, величине и динамике внутренних магнитных полей [7].
Цели и задачи настоящего исследования
Цель данной работы - выявление критических явлений и новых особенностей релаксационных и нелинейных магнитных и магнитоупругих свойств тонких магнитных плёнок, частиц и ансамблей частиц в радиочас 8
тотных (ВЧ и СВЧ диапазоны) магнитных полях. Для достижения поставленной цели был решен ряд задач:
1. Теоретическое изучение зависимости времени магнитной релаксации в области ферромагнитного резонанса (ФМР) в тонких магнитных плёнках от параметров внешних воздействий в линейном и нелинейном режимах.
2. Экспериментальное исследование зависимости частоты магнитной релаксации fr в тонких композитных плёнках, состоящих из ферромагнитной и диэлектрической фаз, от состава и внешних воздействий, приводящих к изменению топологии наноструктуры плёнки.
3. Изучение нелинейной динамики магнитоупругих колебаний тонкой ферритовой плёнки, частицы с учетом релаксации, вблизи акустического резонанса при возбуждении их радиоимпульсным магнитным полем.
4. Развитие теории нелинейного МАЭ с учётом членов с большим порядком нелинейности в выражении для свободной энергии частиц; изучение влияния релаксации на нелинейные эффекты на примере явления МАЭ.
Релаксация магнитных колебаний в пленках с ферромагнитными наночастицами в диэлектрической матрице
Плёнки, содержащие металлические ферромагнитные и диэлектрические наночастицы (гранулы) обладают рядом уникальных магнитных свойств: гигантским магнитосопротивлением, аномальным поведением магнитосопротвления в зависимости от приложенного напряжения и температуры, появлением дополнительных мод в спектре ФМР в узкой области вблизи перколяционного перехода, у которых отсутствует корреляция между длинной возбуждаемой спиновой волны и толщиной пленки, появлением в спектре поверхностных спин-волновых мод, ин тенсивность которых зависит от концентрации ферромагнетика и температуры [5, 29-32]. Научный интерес к таким объектам вызван их уникальной структурой: сосуществованием двух различных металлической и диэлектрической фаз. Необходимо отметить, что в зависимости от соотношения концентраций фаз, наблюдается переход от совокупности хаотически распределённых частиц обеих фаз к сплошной среде той или иной фазы. Несомненно, такие объекты являются очень сложными для понимания механизмов взаимодействия с внешними полями и описания диссипации энергии в них при возбуждении колебаний. Поэтому и фундаментальный вопрос о магнитной релаксации в гранулированных структурах до конца не выяснен [29]. В гранулированных структурах наблюдается значительное ушире-ние линии ФМР АН по сравнению с объемными монокристаллическими образцами [33, 34].
Коллоидные структуры, содержащие частицы Fe, Со, Ni в парафине, изучались методом ФМР на длинах волн 3.14 и 1.2 cm в магнитных полях 3 и 8 Юе. Размер частиц составлял 5-10 nm. Ширина линий ФМР АН практически не зависела от температуры и частоты, и при разных способах приготовления ферромагнитного порошка составляла 500 Ое (Ni), 450 - 3000 Ое (Со), 350 - 1100 Ое (Fe). Учет анизотропии, случайной ориентированности ансамбля частиц, спин - спиновой релаксации не позволил объяснить столь большие значения АН. В монокристаллах ширина линий ФМР для тех же частот имеет гораздо меньшие значения: 110 Ое (Со) и 32 Ое (Fe) [35]. Ширина линии ФМР в гранулированных пленках также имеет большие значения и резко увеличивается с уменьшением концентрации ферромагнитных наночастиц [30, 5]. Для структур Fe - Si02 с концентрацией Fe, равной 0.4, ширина линии ФМР АН ос 800 Ое на частотах 9.4 и 35.4 GHz [5]. В то же время, ширина линии ФМР в напыленных пленках чистого Fe с теми же толщинами на частоте 9.5 GHz составляет всего 20 Ое [36]. Увеличение ширины линии АН в работе [5] объяснялось ростом полей диполь - дипольного взаимодействия. Авторы работы [5] предположили, что с уменьшением концентрации гранулы приобретают более вытянутую эллипсоидальную форму. В работе [29] в рамках s - d обменной модели были исследованы спиновые возбуждения и магнитная релаксация в гранулированных структурах, содержащих металлические ферромагнитные наночастицы в изолирующей аморфной матрице. В качестве d- системы рассматривались спины гранул; s - система представляла собой множество локализованных электронов аморфной матрицы. Был найден спектр спиновых возбуждений, который состоял из спин - волновых возбуждений гранул и спин - поляризационных возбуждений. При спин - поляризационных возбуждениях изменение направления спина гранулы сопровождается переходом электрона с переворотом спина между двумя подуровнями расщепленного локализованного состояния в матрице.
Рассмотрена спин - поляризационная релаксация, которая осуществляется через спин - поляризационные возбуждения и определяется глубоко лежащими по энергии локализованными состояниями в матрице и термически активированной электронной «шубой» гранулы. Было сделано предположение, что механизмом спин - поляризационной релаксации можно объяснить наблюдаемые в экспериментах большие значения ширины линии ФМР и температурные зависимости ширины линии. Однако для анализа процессов релаксации в работе был сделан ряд существенных упрощений. Самым существенным из них является выполнение условия -1 «/, где - обратный радиус s - d обменного взаимодействия, / - расстояние между гранулами. Таким образом, в работе [29] пренебрегалось взаимодействием между гранулами. Тем не менее, с помощью выбранной модели удалось объяснить релаксацию магнитных колебаний в различных гранулированных композитных пленках. . Анализ магнитоупругих (МУ) взаимодействий и распространения магнитоупругих волн (МУВ) может быть проведен на основе квантовых [8-Ю, 37, 38] или феноменологических [1-3, 7, 14, 39, 40] представлений. При этом, квантовый подход отличает полнота и общность, а феноменологический - большая ясность и простота решения для определенного круга задач.
Рассмотрим вначале магнитоупругую динамику в безграничной среде с кубической кристаллографической анизотропией без учёта диссипации, как в магнитной, так и в упругой подсистемах [41]. Будем использовать систему уравнений, состоящую из уравнений Ландау- Лифшица (1.1) и уравнения для компонент вектора механических смещений (1.12) и спроецируем эти уравнения на оси декартовой системы координат. Получим систему из шести связанных нелинейных уравнений для шести переменных [7, 41]. Данную систему для случая ограниченных образцов необходимо дополнить граничными условиями для намагниченности и для компонент вектора механических смещений. Рассмотрим случай распространения бегущих плоских магнитоупругих волн. Традиционная процедура решения системы состоит в определении единичного вектора в равновесии т и использовании метода последовательных приближений для малых отклонений и деформаций [7, 41]! При этом единичный вектор намагниченности может быть представлен следующим образом: где т - единичный вектор намагниченности в / -ом приближении. Пусть постоянное поле направлено вдоль оси z, которая совпадает с кристаллографической осью кристалла [001]. Уравнения для равновесия
Уравнения для магнитоакустического эха в ансамблях ферритовых частиц
Подстановка выражения (2.23) в уравнение (2.5) с учетом выражения для компонент тензора деформаций (1.13) приводит к нелинейным уравнениям для компонент вектора механических смещений и, которые вместе с уравнением (2.2) образуют связанную нелинейную систему уравнений магнитоупругости. Поскольку реальные ферритовые частицы имеют произвольную форму, то численное решение этой системы достаточно трудоёмкий процесс. Поэтому для упрощения расчётов задача, решается в одномерном приближении: все тензорные величины заменяются на эффективные скалярные величины. Рассмотрим частицы, намагниченные до насыщения, с кубической симметрией кристаллической решетки. Форму частицы ансамбля выберем в виде тонкого диска. При расчетах пренебрегаем влиянием взаимодействия частиц на формирование сигналов МАЭ. Пусть постоянное намагничивающее поле Я0 приложено вдоль направления [001], совпадающего с осью z и с одним из направлений лёгкого намагничивания, а внешнее переменное поле возбуждающих импульсов h{t) = h0 exp(ico0(tQ)) приложено вдоль оси д: (рис. 2.2), где а о - частота переменного поля. Рассмотрим возбуждение только поперечных упругих колебаний относительно направления постоянного поля и динамику только одной компоненты вектора механического смещения их. Также, как и при описании магнитоупругих колебаний плёнки (глава 2, п. 2.3), будем предполагать, что намагниченность однородна по объему частицы.
Граничные условия для вектора механических смещений учтем отсутствием механического напряжения на поверхности частиц. Компоненты механического смещения могут быть представлены в виде (2.12, 2.13). Пусть толщина частицы такова, что собственная акустическая частота колебаний Д находится вблизи частоты ФМР (ores и наибольший вклад вносит 1-ая упругая мода механического смещения. При учёте всех вышеуказанных условий, система, состоящая из уравнений Ландау-Лифшица и уравнения для компонент вектора механического смещений, как и в п. 2.3, преобразуется в систему из пяти нелинейных уравнений. Усредняя компоненты эффективного магнитного поля по координате z внутри частиц, получим окончательный вид системы уравнений, которую будем решать. Уравнения, описывающие магнитную динамику, выбирались в виде (2.2). Вид уравнений, описывающий упругую динамику, с учётом упругой и магнитоупругой нелинейности, записывается следующим где ух =c47r4/&pL4, а.\ - Ъ2ЦЪк1, a2=L2/$7r2 - константы упругой и магнитоупругой нелинейности, с - модуль упругости четвертого порядка. Компоненты эффективного поля выглядят следующим образом: где N; - размагничивающие факторы частицы. При больших амплитудах импульсов переменного магнитного поля, необходимо численно решать систему уравнений магнитоупругости (2.2, 2.24), так как невозможно получить её аналитическое решение.
Для решения системы нелинейных дифференциальных уравнений использовался метод Рунге-Кутта 8 порядка. Для простоты, также как и в п. 2.3, вначале учитывалась сначала только одна компонента вектора механического смещения их. При этом компоненты эффективного поля выглядят следующим образом: Уравнение для амплитуды 1-ой моды механического смещения запишется в этом случае следующим образом: При рассмотрении малых отклонений вектора намагниченности от равновесного положения, будем считать, что основной вклад в формирование сигналов эха дает упругая нелинейность. При этом не учитываются магнитные нелинейности. Тогда для решения системы нелинейных уравнений (2.2, 2.27) может быть применен метод последовательных приближений [7].
Для исследования колебаний вектора намагниченности рассмотрим возмущения равновесных значений первого порядка малости. В этом случае можно получить аналитическое решение системы уравнений. Система уравнений для первого приближения, описывающая колебания вектора намагниченности и упругие колебания в частице ансамбля с учетом упругого ангармонизма, запишется следующим образом [А8]: где Ш: - компонента единичного вектора намагниченности в первом приближении, 63 Данная система решалась аналитически для нахождения амплитуды и формы сигналов двухимпульсного магнитоакустического эха от ансамбля ферритовых частиц. Для решения системы уравнений может быть применен метод медленно меняющихся комплексных амплитуд, по аналогии с работой [68], тогда компоненты Шу,и, (j = х,у) могут быть представлены в следующем виде: где aj(t), fx(t) - медленно меняющиеся комплексные амплитуды, t0 - начальное время действия А го импульса (=1,2). Комплексные амплитуды ax(t),ay(t) связаны с /(f) и амплитудой переменного поля h0 в линейном приближении следующим образом: Подставляя выражение (2.32) в систему уравнений (2.28-2.29), и пренебрегая слагаемыми малой величины, получим дифференциальное уравнение для/,(/): В случае достаточно малых амплитуд возбуждающих импульсов можно пренебречь влиянием нелинейности в уравнении (2.33) на магнитоупругие колебания частиц во время действия импульсов и в интервалах между ни ми [68]. Будем считать также, что длительности первого и второго возбуждающего импульса одинаковы: А\=А2=А. Тогда решение уравнения (2.33) после действия второго импульса может быть записано следующим образом [68]:
Нелинейные релаксационные эффекты в области ферромагнитного резонанса в ферритовой плёнке
Исследуем релаксацию однородных магнитных колебаний с учетом нелинейности уравнения движения намагниченности в тонкой ферритовой пленке. При исследовании будем основываться на модели, приведенной в разделе 2.2. Рассматриваем перпендикулярно намагниченную пленку. Величина постоянного поля выбиралась больше величины поля насыщения Hs. Колебания намагниченности возбуждаются поперечным ВЧ магнитным полем линейной поляризации на частоте ФМР. При вычислениях, если это отдельно не отмечается, использовались параметры ферритового материала пленки типа марганец-цинковой шпинели состава Mn0A2Zn0MFe2l45O4 при комнатной температуре [7]: М$=600 Gs, К]=4000 erg/cm3, К2=-\000 erg/cm3, #„=-1000 erg/cm3. Поскольку резонансная частота нелинейных колебаний зависит от амплитуды переменного поля и смещается в область высоких частот при её увеличении, рассматриваемого случая [3], поэтому, первоначально были найдены зависимости частоты нелинейного ФМР cores от амплитуды переменного поля и параметра диссипации намагниченности а, которые показаны на рис. 3.10. Как видно из рис. 3.10, для всего рассмотренного диапазона а и значений амплитуды переменного поля, наблюдается монотонное увеличение резонансной частоты при уменьшении значения а и росте амплитуды поля ho. Причем изменение ho сильнее влияет на значение резонансной частоты, чем изменения а.
Далее была исследована зависимость формы линии нелинейного ФМР от h0 и а. При малой амплитуде ho, форма линии является лоренцевой (рис. 3.11). При дальнейшем увеличении амплитуды переменного поля наблюдается постепенное отклонение формы линии нелинейного ФМР от лоренцевой (рис. 3.11, Ь) и форма линии становится нелоренцевой, причем степень "нелоренцевости" возрастает с увеличением амплитуды hn. Чем меньше различие между величиной постоянного поля и поля насыщения, тем при меньших амплитудах переменного поля линия ФМР становится нелоренцевой. Форма линии ФМР при постоянной ho зависит и от а. Если а мал, наблюдается нелоренцева форма линии (рис. 3.12, а), поскольку амплитуда колебаний намагниченности наибольшая и в этом случае проявляются нелинейности системы. При дальнейшем увеличении а форма линии становится близкой к лоренцевой форме линии (рис. 3.12 Ь, с) и начиная с а 1, форма линии является чисто релаксационной (рис. 3.12, d). Нелоренцева форма линии при больших амплитудах колебаний намагниченности является проявлением бистабильности системы [15]. Для выяснения такого поведения резонансной линии было исследовано поведение полуширины линии ФМР. На рис. 3.13. изображена зависимость полуширины линии ФМР (по частоте) ACQ от /г0 при разных значениях а и значениях напряжённости постоянного поля. Видно, что наблюдается рост полуширины линии нелинейного ФМР от ho, в отличие от линейного ФМР, при котором не наблюдается такая зависимость [3]. При этом форма линии становится нело-ренцевой. В этом случае частота релаксации должна расти. Однако установить точное значение частоты релаксации в случае, когда линия нело-ренцева по известной методике ([23], стр.28) не представляется возможным. На рис. 3.14 показана зависимость времени релаксации намагниченности тг от ho при разных значениях а и величин постоянного поля, построенная по зависимости полуширины линии ФМР Аса из соотношения тг =\/Лй). Время релаксации тг уменьшается при росте амплитуды переменного поля. На рис. 3.14 есть области, для которых значения времени релаксации возрастает при больших значениях а.
Это противоречие можно объяснить тем, что при данных величинах внешних полей и а линия ФМР является сильно нелоренцевой и увеличение а приводит к сужению линии за счет уменьшения нелинейности системы. Мы пришли к данному противоречию, поскольку определение времени релаксации по полуширине линии является корректным, когда форма линии ФМР является лоренцевой.
Причем изменение а сильно влияет на время релаксации тг, только при малых амплитудах переменного поля. Если резонансная форма линии близка к лоренцевой, то время релаксации в случае нелинейного ФМР приближенно можно определить из соотношения, вытекающего из уравнения (1.15):
Особенности релаксации магнитоупругих колебаний при акустическом резонансе после действия переменного магнитного поля
После действия импульса переменного поля магнитоупругие колебания затухают за счёт имеющихся потерь в образце, и продолжающейся перекачки энергии из упругой в магнитную подсистему. Анализ численных расчетов системы уравнений (2.2, 2.17) показывает, что существует два режима затухания магнитоупругих колебаний после действия импульса переменного поля. Первый режим характеризуется линейным и релаксационным поведением магнитных и упругих колебаний, магнитоупругих колебаний (рис. 4.18). Второй режим является нелинейным. Затухание колебаний при втором режиме является сначала более резким, чем при первом режиме и характеризуется, по крайней мере, двумя временами релаксации (рис. 4.19). Первое время релаксации близко по значению к времени маг нитной релаксации, второе время релаксации близко к значению времени упругой релаксации. Соответственно, релаксация может быть преимущественно магнитной или упругой. Нелинейный режим затухания наблюдается только в определенном интервале значений для соотношений времён релаксации магнитной и упругой подсистем.
В некоторых интервалах амплитуд магнитоупругих колебаний нелинейность затухания колебаний усиливается. Существует некоторый порог возникновения нелинейной магнитоупругой релаксации по амплитуде магнитоупругих колебаний. При одних и тех же параметрах материала и значениях амплитуд внешних полей может наблюдаться как линейная, так и нелинейная магнитоупругая релаксация (рис. 4.18, 4.19). Нелинейная магнитоупругая релаксация возникает, когда длительность импульса переменного поля выбрана так, что в момент его окончания амплитуда магнитоупругих колебаний превышает порог возникновения нелинейной магнитоупругой релаксации. Были исследованы зависимости времени релаксации магнитной подсистемы, которые совпадают с временем нелинейной магнитоупругой релаксации от bi при разных амплитудах поля и параметрах магнитной диссипации. На рис. 4.20. показана зависимость времени релаксации от Ь2 при разных значениях амплитуды переменного поля. Из рис. 4.20 видно уменьшение времени релаксации при увеличении Ъ2 и амплитуды переменного поля. На рис. 4.21 показана зависимость времени релаксации от Ь2 при разных значениях параметра магнитной диссипации. Из рис. 4.21 видно, что наблюдается уменьшение времени релаксации при увеличении Ь2 и параметра магнитной диссипации. Зависимости, приведённые на рис. 4.20, 4.21, можно объяснить за счет двух механизмов уменьшения времени магнитоупругой релаксации: при увеличении амплитуды переменного поля и увеличении параметра диссипации уменьшается время магнитной релаксации, при росте значения Ъ2 увеличивается степень связи между магнитной и упругой подсистемами, что приводит к более быстрому оттоку энергии из упругой в магнитную подсистему и к уменьшению времени релаксации. 105 s"1. В данной главе выявлены нелинейные и релаксационные особенности поведения магнитных и упругих колебаний в ферритовых тонких плёнках вблизи акустического резонанса. Определена зависимость времени релаксации магнитоупругих колебаний от разности времён релаксации магнитной и упругой подсистем при точном соблюдении условий акустического резонанса.
Определена область значений параметра магнитной диссипации, в которой магнитоупругая связь является наибольшей. Если требуется реализовать материал с максимальной магнитоупругой связью, то надо выбирать материал пленки со значениями параметра диссипации а =0.1 0.2. Исследованы нелинейные релаксационные режимы магнитоупругих колебаний, в том числе автоколебательный режим. Определена амплитуда порога возбуждения магнитоупругих автоколебаний в широком интервале значений параметра магнитной диссипации, намагниченности насыщения пленки, константы магнитоупругой связи и относительной расстройки частоты магнитной и упругой подсистем. Исследована динамика и описан механизм зарождения и гашения магнитоупругих автоколебаний релаксационного типа в тонких ферритовых плёнках. Выявлен нелинейный режим релаксации магнитоупругих колебаний после действия импульса переменного поля в ферритовой пленке. Обсуждены механизмы диссипации и преобразования энергии переменного поля в магнитоупругую энергию. При создании магнитоакустических ВЧ и СВЧ устройств необходимо учитывать релаксационные эффекты, предсказанные в данной главе. Результаты, полученные в данной главе, могут быть использованы при разработке магнитоакустических преобразователей, в том числе, высокочастотных усилителей с изменяемой модуляцией при использовании электромагнитной накачки.
