Содержание к диссертации
Введение
ГЛАВА I. Обзор литературы и постановка задачи 9
I. Модели доменных стенок 9
2. Динамика доменных стенок 15
3. Вынужденное колебание доменной стенки 20
4. Предельная скорость Уокера и скорость насыщения доменной стенки в НМД материалах 26
5. Предельные скорости движения доменной стенки в слабых ферромагнетиках 29
6. Возбуждение звука в режиме колебательного движения доменной стенки 34
7. Минимальная фазовая скорость спиновых волн 36
Выводы 38
8. Постановка задачи и цели исследования 39
ГЛАВА II. Образцы, методика исследования 40
I. Образны 40
2. Наведение одноосной анизотропии в борате железа и ее измерение 48
3. Краткий обзор методов исследований динамических свойств доменной стенки 52
4. Метод вынужденного колебания 56
5. Скорость движения доменной стенки в колебательном режиме 62
Краткие выводы 70
ГЛАВА III. Малые колебания доменных стенок в равновесной доменной структуре 71
I. Тормокение доменной стенки при малых скоростях 71
2. Влияние температуры на критическую скорость стенки в ортоферрите иттрия 76
3.- Частота релаксации в антиферромагнетике 79
4. Резонанс смещения доменной стенки в борате железа и его насыщение 84
5. Переходы между метастабилыгами состояниями доменной структуры в FeB05 под действием высокочас тотного магнитного поля 90
Краткие выводы 99
ГЛАВА ІV. Вынужденное колебание доменной стенки 100
I. Зависимость амплитуды колебания и максимальной скорости доменной стенки от величины и частоты ВЧ магнитного поля 100
2. Критические скорости движения доменных стенок при колебательном режиме 106
3. Об Уокеровской скорости доменной стенки в слабых ферромагнетиках 108
4. Интерференция упругих волн, возбуждаемых стенка ми периодической доменной структуры - 113
Краткие выводы 119
Заключение 121
Цитированная литература
- Динамика доменных стенок
- Краткий обзор методов исследований динамических свойств доменной стенки
- Частота релаксации в антиферромагнетике
- Критические скорости движения доменных стенок при колебательном режиме
Введение к работе
В настоящее время в области физики мЕнлштоупорядоченных кристаллов интенсивно ведутся исследования статических и динамических свойств уединенных доменных стенок (ДС) и доменов, в частности, пдлиндрических магнитных доменов (ЦВД), нелинейных волн (магнитных солитонов), их взаимодействия и т.д. Повышенное внимание к таким исследованиям связано с уникальными свойствами и возможностями более широкого практического применения движущихся ДС и ІЩ в качестве носителей информации в устройствах памяти ЭВМ, автоматике и технике связи. Основными требованиями к таким устройствам являются надежное хранение, высокая плотность информации и быстродействие.
Проблема повышения быстродействия носителей информации (ДС и ПВД) может быть решена за счет всестороннего изучения, а затем улучшения динамических характеристик ДС и ЦВД.
К динамическим характеристикам ДС и ІВД обычно принято относить подвижность и предельную скорость их движения. В качестве материалов-носителей информации используются тонкие магнитные пленки, а в наши дни наиболее широкое распространение получили ІЩ материалы: ортоферриты и особенно эпитаксиальные пленки ферритов-гранатов.
В этой связи задача исследования подвижности и скорости движения ДС приобрела особую значимость. Известно, что начало теоретическому исследованию ДС было положено работами Блоха СЕ], Ландау и Лифпица И и Нееля [з], в которых впервые были получены соотношения, описывакщие основные статические спиновые структуры ДС. Однако, фундаментальной основой теории движений ДС является уравнение Ландау-чйіфшица [2]. Обзор дальнейших теоретических и эксперимен- . тальных работ по динамике движения ДС и ІВД сделан в книгах Хуберта [4], Малоземова и Слонзуского [5]. Особо следует отметить точное решение задач о равномерном движении ДС в ферромагнетике (Ш)
Уокером [6], где впервые было предсказано существование предельной
скорости движения ДС.
Основные успехи в исследовании проблемы предельной скорости ДС за последние десять-пятнаддать лет достигнуты при изучении равномерного движения плоской одиночной ДС в монокристалле ортоферрита. Б этих исследованиях были обнаружены аномальные эффекты в зависимости скорость-поле, связанные с релаксацией энергии движущейся ДС из-за возбуждения и взаимодействия с упругими колебаниями решетки кристалла (фононами), спиновыми волнами и другими возбуждениями в кристалле. Заметим, что указанные явления наблвдались даже в дискретном режиме движение ДС (движение одиночной ДС в однократных импульсных магнитных шлях), при котором сама система находится в существенно неравновесном состоянии (одиночная стенка в градиентном поле порядка 500 Э/см), где завуалированы все возможности проявления "тонких" динамических свойств ДС.
Особое значение приобретает детальное исследование движения ДС в области критических скоростей и в нелинейных режимах взаимодействия с возбужденными квазичастицами, когда может быть проявлено все многообразие динамических свойств ДС.
Кроме динамики одиночных ДС и ІЩ, значительный интерес представляет исследование динамики движения ДС и их взаимное влияние в периодических доменных структурах, представлякщюс собой равновесное неоднородное состояние магнитоупорядоченного кристалла.
Наконец, в теоретическом отношении для развития теории солито-нов весьма актуально исследование нелинейной динамики магнетиков, так как магнетики относятся к существенно нелинейным средам, нелинейность которых обусловлена самим характером упорядочения..
Перечисленные выше соображения доказывают актуальность дальнейшего изучения линейной и особенно нелинейной динамики ДС в монокристаллах, как с экспериментальной, так и с теоретической точек зрения.
Целью данной диссертационной работы является разработка новой экспериментальной методики, на основе которой можно было бы исследовать динамику ДС в многодоменных монокристаллических образцах в колебательном режиме на высоких частотах вынуждающего магнитного поля и в области критических скоростей (в области торможения, обусловленного взаимодействием ДО с различными квазичастицами в кристалле) для выявления особенностей динамических свойств ДС,
Изучить влияние амплитуды и частоты высокочастотного (BS) магнитного поля на доменную структуру бората железа.
Б работе подробно описана новая экспериментальная методика -метод магнитооптического детектирования вынужденного колебания ДС на высоких частотах. Показано, что предложенная методика надежно выявляет целый ряд особенностей ("полочек") на зависимости скорость - поле, включая насыщение скорости ДС в иттриевом ортофер-рите, с минимальной фазовой скоростью спиновых волн.
При детальном исследовании взаимодействия ДС с возбужденными ими поперечными звуковыми волнами, которые генерировались колебаниями большого числа ДС - периодической доменной структурой, выявлены условия максимальной передачи энергии ДС упругим волнам.
Проведенное исследование зависимости скорости и подвижности ДС от частоты вынуждавдего магнитного поля выявило критическую частоту, обусловленную обменным взаимодействием между векторами намагниченности подрешеток антиферромагнетика, которая позволяет определить параметр затухания.
На основе теоретического описания колебательного движения ДС показано, что даже в максимально нелинейном режиме, т.е. при приближении скорости доменной стенки к своему предельному значению, погрешность определения максимальной скорости в эксперименте не превышает 20 %. Также показано, что предложенная теория позволяет описать нелинейное движение и определить из данных эксперимента некоторые параметры этого движения ДС.
Детально изучены динамические свойства ДС в режиме малых колебаний (когда амплитуда колебания стенки не превышает ширину ДС) и влияние на движение ДС величины и частоты вынуждащего поля, а также температуры.
Экспериментально исследована перестройка доменной структуры в борате железа, т.е. процессы перехода между квазиравновесныш состояниями под действием ВЧ магнитного поля.
Выявлены характерные особенности динамики ДС вблизи скоростей 0,5-105 см/с (FeB0?) и 2,3-105 см/с ( YFeO? )• При этих скоростях обнаружены область отрицательной дифференциальной подвижности и очень сильная нестабильность колебания ДС, проявлявда-яся в хаотическом изменении амплитуды колебания стенки.
Б работе показано, что существует критическая скорость ДС (при колебательном движении ДС) Vm:=23lS) c 0 (для YFe03 -3-10 см/с, для FeBOj- 2-ICr см/с) при которой наступает рез-кое торможение ДС и с понижением температуры образца Vm падает монотонно.
В работе продемонстрировано, что выбор монокристаллических пластин YFe-Оз и РеВОз для решения экспериментальных задач по динамике ДС был на редкость удачным.
Автор выносит на защиту основные физические результаты, полученные в данной работе :
1. Метод магнитооптического детектирования вынужденного колебания ДС на высоких частотах, позволякщий регистрировать амплитуду ВЧ колебания стенки и определять ее максимальную скорость.
2. В доменах монокристаллических пластин бората железа и иттриевого ортоферрита наблкщается интердреренция поперечных упругих волн, возбуждаемых стенками периодической доменной структуры. При определенном условии возбуждения могут образоваться стоячие волны. Этим условием является кратность ширины домена длине звуковой волны. Максимальная передача энергии от ДС к упругим волнам осуществляется при совпадении скоростей движения ДО и звуковой волны.
3. Закономерность перехода между метаетабильными состояниями доменной структуры бората железа и из метастабильного в основное состояние под действием Ш магнитного поля.
4. Выявленная зависимость резонансной частоты колебания ДС от числа доменов (равной ширины) одного и того же образца бората железа позволила с высокой точностью определять динамические параметры стенки.
Динамика доменных стенок
За последние годы получила существенное развитие теория динамики доменных стенок [19-26], [34-38] и это, главным образом, связано с интереснейшими экспериментальными данными работ Велло-Колейро Гз9], Бобека [40], Шервуда, Ремейки и Вильямса [41] , Кониши, Кава-мото и Вады [42], Чанга и Уайтов [43], полученными на основе усовершенствования эксперментальной техники.
Известно, что на уровне микроскопической теории магнетизма, движение ДС эквивалентно движению вращающих магнитных моментов в стенке. Поэтому количественное описание ее динамики основывается на уравнении Ландау-Лифшица [2]
Итак, задача о движении ДО в различного рода магнетиках в принципе сводится к решению системы дифференциальных уравнении второго порядка - уравнений (I.I5), аналитическое интегрирование которых в подавлявшем большинстве случаев невозможно и требует некоторого упрощения задач или применения численных методов расчета.
Используя ту же систему координат (рис. I), что и для (I.I5), рассмотрим движение ДС вдоль оси 0Y- в одноподрешеточном ФМ с магнитной анизотропией типа "легкая ось", предполагая, что динамическая структура стенки совпадает со статической где у = cj, есть положение центра ДС и функция Q = (x z,t) описывает блоховскую поверхность ДС. В дальнейшем будем рассматривать стенку строго плоскую или почти параллельную плоскости XOY и пусть ср Л , Р = Ш) .
Таким упрощением мы перешли к рассмотрению одномерной задачи движения стенки, которое описывается системой 1.15) в форме
Рассмотрим просто влияние давления на ДС, обусловленное только результируицим однородным полем смещения Н , феноменологическим размагничиващим полем Нр = %м и коэрцитивным полем Нс . При таком упрощении уравнение (I.I7 а) принимает вид
Последние уравнения СІ.І8) продифференцируем по t , затем исключим из системы угловые компоненты Ф , Ф и получим уравнение движение центра стенки в виде где введены обозначения
Если для простоты в (1.22) будем учитывать только энергию локального размагничивания, то м ожно записать и тогда получаем известную формулу эффективной массы Деринга [45] с учетом затухания)
Уравнение движения центра стенки можно вывести и в декартовой системе координат. Так, в работе Игнатченко и Кима [46,47] была рассмотрена линейная динамическая теория движении ДС в тонких магнитных пленках, где магнитостатическое взаимодействие учитывается в приближении эффективных размагничиващих факторов трехосного эллипсоида,. Такое приближение приводит к некоторой упрощенной и огрубленной модели структуры ДС. Однако, такая модель более строго передает чем ранее рассмотренные модели в приближении Нееля, основные особенности структуры стенки в тонких пленках и позволяет получить уравнение движения центра стенки У = в виде
Характерная особенность полученного результата состоит в том, что эффективная масса стенки, в отличие от массы Деринга (1.23), и параїлетр вязкого затухания JS сильно зависят от толщины пленки d благодаря зависимости от d модуля разности размагничивавдих факторов I Му - Нж\ . Учет влияния различных факторов на магнетик дает поправку на спиновую структуру стенки (1,3, 1.8, 1.9), следовательно, можно ожидать влияние на эффективную массу ДС.
Итак, если имеется анизотропия в плоскости образца Кд с осью легкого намагничивания (ОЛН), параллельной или перпендикулярной плоскости стенки, то из выражения (1.22) получаем [2l], Здесь отметим особый случай при в (1.28) и если ОЛН в плоскости образца перпендикулярна к поверхности ДС, то масса стенки становится бесконечной.
Влияние внешнего поля Нхц » приложенного в плоскости образца, на массу ДС в предельном случае 0. I, НХу 2 KUM детально рассмотрено в [б]. Рассмотренные в [б] выражения для массы ДС при наличии Нхц различной ориентации дают приближенные формулы и объясняют изменения ГПе только качественно.
Таким образом, некоторые допущения и приближения при рассмотрении задачи динамики магнитного момента, т.е. уравнения Ландау-Лиф-шипа приводят к уравнению движения центра стенки (I.I9, 1.25), эквивалентному классическому уравнению гармонического осциллятора [48,49].
Рассмотрим уравнение (I.I9) в случаях: а) Если внешнее поле достаточно велико IНI "? Нс J "чтобы выз вать большое смещение, то влияние такого поля Н становится не обратимым, а взаимодействия ДС уже нельзя описать квазиупругой силой к а , и если достигнуто динамическое равновесие -0=0), то уравнение (I.I9) сводится к выражению
Краткий обзор методов исследований динамических свойств доменной стенки
В настоящее время имеется довольно большое число как старых классических, так и новых методов исследований динамических свойств ДС. Однако, практически отсутствует критическое сравнение данных методов между собой и не определены наиболее эффективные области их применения.
Известно, что использование различных методов даже при исследовании одного и того же материала приводит к получению различных и противоречивых результатов. Например, экспериментально обнаружено [13] и теоретически показано [139], что подвижность и предельная скорость продвижения ІЩ и плоских ДС могут существенно различаться. Такое обстоятельство затрудняет определение истинных характеристик ДС.
В работах Юрченко и Розенблата [I40J, Малоземова и Слонзус кого И подробно описаны и сделаны попытки систематизировать различные методы измерения динамических характеристик ЦМД материалов и определить их наиболее эффективное применение. Поэтому мы отметим лишь их достоинства и недостатки в определении тех или иных динамических параметров ДС.
В последние годы экспериментальная техника для исследования динамики ДС основана, главным образом, на магнитооптическом эффекте Фарадея и реже на радиочастотном и индукционном методах.
Эффективность применения каждого метода связана с характером движения ДС и от конфигурации доменной структуры. а) Метод исследования квазиравномерного движения ДС
Исторически самые первые эксперименты по динамике ДС были выполнены на объемных образцах в работе Сикстуса и Тонкса [96І. В работах [43,98,107-109] этот способ определения скорости стенки и подвижности был модифицирован, но основной принцип (однократное продвижение одиночной ДС под действием импульса магнитного поля) был сохранен и применяется при исследовании динамических свойств ДС в ортоферритах. При этом движение ДС полагают квазиравномерным, что существенно упрощает его теоретическое описание.
Отметим, что движение ДС происходит в неравновесной доменной структуре и в больших импульсных полях порядка 1 кЭ, т.е. в условиях, при которых могут быть подавлены проявления тонких свойств ДС. Кроме того, при исследовании других материалов эти методы применять нецелесообразно ввиду трудности приготовления образцов с одиночной плоской стенкой.
Поэтому динамические параметры ЦМД в феррогранатах определяются при динамическом расширении и сжатии (коллапсе), а также при трансляционном движении целого домена.
Метод коллапса,впервые примененный в работе Бобека [40,75], технически довольно прост и обычно измерения скорости и подвижности ДС осуществляются при визуальном наблюдении за состоянием 1ВД. Основным недостатком этого метода является то, что каждое измерение сопровождается уничтожением ЦМД и требует повторного зарождения нового домена, который может иметь другие свойства, связанные, например, с различным числом блоховских линий в ДС. Многочисленные эксперименты показывают, что движение стенки при радиальном сжатии, т.е. коллапсе ЦМД, является процессом неповторяющимся, что служит причиной больших погрешностей в измерениях.
Определение скорости ДС при трансляционном движении ЦМД, вперше предложенное в работе , заключается в том, что под действием импульса градиента шля смещения измеряется расстояние, пройденное доменом между начальным и конечным положением центра ЦМД. В работе [72] показано, что использование этого метода приводит к получению завышенных значений предельных скоростей ЦМД, т.к. при измерении расстояния нет возможности учитывать появление баллистического движения ЦМД "по инерции" после окончания импульса поля. Б теоретическом отношении задача описания трансляционного движения ЦМД считается одной из наиболее сложных. Как показано в работах [38,141,142], ВДД может двигаться стационарно до некоторой максимальной скорости, а при дальнейшем увеличении продвигающего поля может начаться процесс последовательного зарождения ЛБ, сопровождаемый разного рода циклическими изменениями скорости, которые трудно учесть при описании.
Частота релаксации в антиферромагнетике
Изучение влияния температуры на поведение кривой зависимости амплитуды колебания и скорости ДС от частоты БЧ поля проводилось в стеклянном криостате, работающем на проточных парах азота.
Исследуемый образец на специальной подставке-держателе с возбуждающей катушкой помещался в криостат, который схематически представлен на рисунке 27. Температура пластины ортоферрита контролировалась при помощи термопары с погрешностью +0,5 С.
Многочисленные визуальные наблюдения за образцом в парах азота показали, что период и изображение доменной структуры, его четкость и контрастность не претерпевают видимых изменений с понижением температуры от комнатной до 100 К. Такая стабильность доменной структуры в указанном интервале температур позволила изучить довольно хорошо колебательное движение ДС под действием слабого БЧ поля магнитооптическим способом.
Перейдем к анализу экспериментальных данных по исследованию влияния температуры на общее поведение кривой Q0( Э ) и на основные динамические параметры ДС: критическую скорость и подвижность.
На рисунке 28 представлены кривые зависимости амплитуды колебания ДС от частоты ВЧ поля при неизменной величине магнитного поля, но при различной температуре образца. Из приведенных графиков очевидно, что с понижением температуры критическая частота!) смещается в сторону более высоких частот, а крутизна кривых Qo(3)) заметно уменьшается.
Для объяснения полученного результата, как и прежде, рассмотрим поведение динамических параметров ДС в этих условиях. Зависимости максимальной скорости от частоты при различных температурах образца показаны на рисунке 29. Наблюдается общая закономерность, а именно рост и насыщение скорости Vm при всех температурах (от 100 К до 300 К). С понижением температуры образца заметно увеличение критической скорости ДС \/(рис. 30).
Таким образом, критическая скорость V , при которой наступает резкое торможение ДО, с увеличением температуры падает моно-тонно. Следует заметить, что V№ , измеренные при различных значениях амплитуды Ш поля (но при низкой температуре), не остаются постоянными, как при комнатной температуре.
Полученные результаты в данной работе позволяют предположить, что обнаруженный эффект торможения доменной стенки в СШ иттрие-вого ортоферрита при колебательном движении может быть обусловлен, как было показано в работе [l48j, взаимодействием ДС с тепловыми магаонами.
В настоящее время практически отсутствуют экспериментальные данные по исследованию колебательного движения ДС на высоких частотах (выше 5 МГц). Именно этот способ дает возможность экспериментально изучать динамические свойства отдельных ДС в многодоменном образце и исключает при этом вклад "посторонних эффектов". Поэтому представляет интерес исследование динамики колебания одной ДС в равновесной доменной структуре на более высоких частотах.
Как уже было отмечено, разработанная установка позволяет записывать на двухкоординатном самописце кривые зависимости амплитуды колебания ДС от частоты и величины магнитного поля в широком диапазоне частот (до 150 МГц).
Зависимость скорости ДС \/ от температуры Т при 2- 4, 3- 7, 4- 8, 5- ID. Для того, чтобы из этих данных получить частотную зависимость амплитуды колебания ДС, достаточно провести прямую Н0= -Ц» параллельную оси ординат. Таким образом полученное множество точек пересечения о кривыми Р0( Но) и определит искомую зависимость Q0( ) при заданной величине магнитного поля Н0 . Легко заметить, что при проведении серий таких параллельных прямых получим совокупность значений амплитуды колебания в зависимости от частоты вынуждающего поля для любого фиксированного его значения.
На полученных кривых (рис. 32) наблюдается точка изгиба на частоте, равной 7 МГц, которая не зависит от величины магнитного поля. Детальный анализ полученной зависимости показывает, что на частотах выше "новой" критической частоты 7 МГц кривые tj,0(9 ) подчиняются закону обратной зависимости от квадрата частоты, т.е. А это означает, что максимальная скорость и подвижность ДС обратно пропорциональна частоте.
Критические скорости движения доменных стенок при колебательном режиме
На экспериментальных кривых Vm(H0) для YFe03 Цри частоте 3)=150 МГц (рис. 46), помимо тех особенностей типа "полочек", наблюдаемых на более низких частотах ("? 80 МГц), проявляется еще одна особенность, которая характеризует насыщение скорости ДС в ортоферрите. Полученное экспериментальное значение предельной скорости ДС (при насыщении) Vm = Vc =22-105 см/с отличается от рассчетного [109,112,115] ( С =19,7-105 см/с) на I5 + 20 %.
Такое несоответствие объясняется тем обстоятельством, что в максимально нелинейном режиме ( Vm— С ), как было предсказано в теории [159] (Глава II, 6, стр. 67), величина СО 0 отличается от Vm на ( /8 - I)Vm=0,23 Vm . т.е. не более чем на 20 %.
Таким образом, полученные экспериментальные и теоретическое значения предельной скорости стенки в иттриевом ортоферрите находятся в хорошем согласии, а насыщение скорости Vm связано с взаимодействием колеблющейся ДС с возбужденными спиновыми волнами.
Несмотря на то, что в наших экспериментах движение ДС отличалось от поступательного, тем не менее, обнаруживаются особенности при скоростях 4,2 10 см/с и 7,1-10 см/с, которые соответствуют скоростям поперечной и продольной упругой волны [42,98,109]. Такое проявление взаимодействия колеблющейся ДС с возбужденными акустическими волнами качественно можно понять с помощью результата, полученного в работах Турова и Лугового [іОІ,І02]. Б работе [iOl] авторами был . получен результат, представляющий особый интерес, когда частоты переменного магнитного поля и звуковой волны совпадают, т.е. решеточное смещение
Таким образом, в случае совпадения максимальной скорости ДС (при колебательном движении) Vm со скоростью звука Sj , происходит максимальное решеточное смещение И: . Б этом случае наблюдается наиболее сильная потеря энергии ДС.
Экспериментальными подтверждениями предсказанного эффекта при колебательном движении ДС служат четко наблюдаемые "полочки" на кривых Vm(H0) при скоростях 4,2 1Сг см/с и 7,1-105 см/с, которые соответствуют скоростям поперечного и продольного звука в YFe03 .
Относительная слабая полочка на кривой Vm(H0) для YFeOj при 3,7«10 см/с, видимо, связана с возбуждением поверхностной акустической волны, которая обычно меньше и близка по значению поперечному звуку.
На кривых Vffl(H0) для FeB05 (рис. 47) наблюдается особенность при скорости 3,6 Кг см/с, которая соответствует скорости поперечного звука в борате железа,подсчитанного по упругим константам. Отсутствие "полочки" на кривой при скорости продольного звука в борате объясняется тем, что неелевская ДС, видимо, не возбуждает продольных волн. Это согласуется с экспериментальным результатом работы [98] на образцах ортоферритов с неелевской ДС.
Экспериментально в FeB05 нам не удалось обнаружить предельную скорость ДС. Теоретическое значение предельной скорости в борате железа, подсчитанное как минимальная фазовая скорость спиновой волны, составляет около 30 10 см/с.
На приведенных кривых (рис. 46) Vm(H0) наблюдается целый ряд нелинейных участков для YFe05 ДР11 Чц-(2,3; 13,3; 16,3)"Юьсм/с и для FeB05 при Vm=0,5-I05 см/с (рис. 47). В настоящее время мы не можем все наблюдаемые особенности на указанных кривых идентифицировать с конкретными возбуждениями и их взаимодействиями с ДС. Об Уокеровской скорости доменной стенки в слабых ферромагнетиках В этом параграфе рассмотрим и детально проанализируем поведение ДС при скоростях Vm2,3-I05 см/с ( YFe05 ) и 0,5-105 см/с ( FeB05 ).
Для детального изучения поведения ДС при относительно низких скоростях снимались непрерывные кривые Vm(H0) на частотах от 18 до 60 МГц, которые приведены на рисунках 48 и 49 соответственно для YFe05 и "РеВОз Анализ этих критических областей, сделанный выбором соответствующей частоты вынуящащего поля, показал, что во всех случаях с увеличением амплитуды поля наблюдается повышение скорости стенки до соответствующих критических значений, а затем ее спад. В этом же интервале скоростей ДС обнаружена очень сильная нестабильность колебания ДС, проявлящаяся в хаотическом изменении амплитуды. Многочисленные эксперименты показали, что величина критической скорости не зависит от частоты внешнего поля, тогда как область отрицательной дифференциальной подвижности и характер нестабильности претерпевают существенные изменения.
Предположим, что вектор намагниченности Ы = Ы + ЬА2 в СШ YFeO? и реВ03 соответствует поведению магнитного момента М в Ш, а влияние двухподрешеточной системы на свойства М в рассматриваемом случае ничтожно мало.
