авторефераты диссертаций БЕСПЛАТНАЯ БИБЛИОТЕКА РОССИИ

КОНФЕРЕНЦИИ, КНИГИ, ПОСОБИЯ, НАУЧНЫЕ ИЗДАНИЯ

<< ГЛАВНАЯ
АГРОИНЖЕНЕРИЯ
АСТРОНОМИЯ
БЕЗОПАСНОСТЬ
БИОЛОГИЯ
ЗЕМЛЯ
ИНФОРМАТИКА
ИСКУССТВОВЕДЕНИЕ
ИСТОРИЯ
КУЛЬТУРОЛОГИЯ
МАШИНОСТРОЕНИЕ
МЕДИЦИНА
МЕТАЛЛУРГИЯ
МЕХАНИКА
ПЕДАГОГИКА
ПОЛИТИКА
ПРИБОРОСТРОЕНИЕ
ПРОДОВОЛЬСТВИЕ
ПСИХОЛОГИЯ
РАДИОТЕХНИКА
СЕЛЬСКОЕ ХОЗЯЙСТВО
СОЦИОЛОГИЯ
СТРОИТЕЛЬСТВО
ТЕХНИЧЕСКИЕ НАУКИ
ТРАНСПОРТ
ФАРМАЦЕВТИКА
ФИЗИКА
ФИЗИОЛОГИЯ
ФИЛОЛОГИЯ
ФИЛОСОФИЯ
ХИМИЯ
ЭКОНОМИКА
ЭЛЕКТРОТЕХНИКА
ЭНЕРГЕТИКА
ЮРИСПРУДЕНЦИЯ
ЯЗЫКОЗНАНИЕ
РАЗНОЕ
КОНТАКТЫ


Pages:   || 2 | 3 | 4 |
-- [ Страница 1 ] --

Уральское отделение РАН

Институт физики металлов УрО РАН

Уральский государственнй университет

VIII МОЛОДЕЖНАЯ ШКОЛА–СЕМИНАР

ПО ПРОБЛЕМАМ ФИЗИКИ

КОНДЕНСИРОВАННОГО СОСТОЯНИЯ

ВЕЩЕСТВА

19 – 25 ноября 2007 г.

Тезисы докладов

Екатеринбург

2007

Уральское отделение РАН

Институт физики металлов УрО РАН Уральский государственнй университет VIII МОЛОДЕЖНАЯ ШКОЛА–СЕМИНАР ПО ПРОБЛЕМАМ ФИЗИКИ КОНДЕНСИРОВАННОГО СОСТОЯНИЯ ВЕЩЕСТВА 19 – 25 ноября 2007 г.

Тезисы докладов Екатеринбург 2007 Финансовая поддержка Российский Фонд Фундаментальных Исследований Уральское отделение Российской Академии Наук Институт физики металлов УрО РАН Оргкомитет Гудин С.А. к.ф.-м.н., Институт физики металлов УрО РАН (председатель) Гапонцев В.В. ИФМ УрО РАН (зам. председателя оргкомитета) Арапова И.Ю. к.ф.-м.н., ИФМ УрО РАН (председатель локального комитета) Кобелев Я.Л. к.ф.-м.н., ИФМ УрО РАН (председатель программного комитета) Бакулина Н.Б. ИФМ УрО РАН (ответственный секретарь) Пронин А.А. к.ф.-м.н., Институт общей физики РАН (ученый секретарь) Агзамова П.А. УрГУ им. А.М. Горького Арапов А.Г. АСФ России Блинова Ю.В. к.ф.-м.н., ИФМ УрО РАН Валиуллин А.И. ИФМ УрО РАН Гапонцев А.В. к.ф.-м.н., ИФМ УрО РАН Гапонцева Т.М. ИФМ УрО РАН Гудина С.В. к.ф.-м.н., ИФМ УрО РАН Исупова Н.Н. ИФМ УрО РАН Кругликов Н.А. к.ф.-м.н., ИФМ УрО РАН Телегин А.В. к.ф.-м.н., ИФМ УрО РАН Ширинкина И.Г. к.ф.-м.н., ИФМ УрО РАН Оглавление Вступительная статья................................. П.А. Агзамова, А.Е. Никифоров ТЕОРЕТИЧЕСКОЕ ИССЛЕДОВАНИЕ МАГНИТНЫХ СВЕРХТОНКИХ ВЗАИМОДЕЙСТВИЙ НА ИЗО ТОПЕ 17 O В CaMnO3............................ Ш.А. Азаматов, Р.Р. Муртазин ЧИСЛЕННОЕ МОДЕЛИРОВАНИЕ ЗА РОЖДЕНИЯ И ЭВАЛЮЦИИ МАГНИТНЫХ НЕОДНОРОДНОСТЕЙ В СЛАБЫХ ФЕРРОМАГНЕТИКАХ С ДЕФЕКТАМИ........ Г.А.Альшанский ЗАКОН ДИСПЕРСИИ НОСИТЕЛЕЙ ЗАРЯДА В ДВОЙ НОЙ КВАНТОВОЙ ЯМЕ p–ТИПА.................... А.А. Амиров, И.А. Вербенко, Л.А. Резниченко, О.Н. Разумовская, Л.А. Шил кина ОСОБЕННОСТИ МАГНИТНЫХ СВОЙСТВ МУЛЬТИФЕР РОИКОВ BiFeO3 И Bi0.95 La0.05 FeO3.................... В.Н. Андбаева, А.М. Каверин УЛЬТРАЗВУКОВАЯ КАВИТАЦИЯ В ПЕ РЕГРЕТОМ ГАЗОНАСЫЩЕННОМ ЖИДКОМ АРГОНЕ...... В.Н. Андбаева, А.М. Каверин, М.А. Комарова СПОНТАННОЕ ВСКИПА НИЕ ПЕРЕГРЕТОГО РАСТВОРА МЕТАН-АЗОТ........... А.П. Анзулевич, И.В. Бычков, В.Д. Бучельников ИССЛЕДОВАНИЕ ПО ГЛОЩЕНИЯ ЭЛЕКТРОМАГНИТНЫХ ВОЛН НЕОДНОРОДНЫ МИ КОМПОЗИТНЫМИ СТРУКТУРАМИ............... И.Ю. Арапова, И.Г. Кулеев, И.И. Кулеев ПОГЛОЩЕНИЕ КВАЗИПОПЕ РЕЧНОГО УЛЬТРАЗВУКА В КУБИЧЕСКИХ КРИСТАЛЛАХ... В.В. Астафьев, И.Г. Бродова, И.Г. Ширинкина ВЛИЯНИЕ УСЛОВИЙ КРИ СТАЛЛИЗАЦИИ И СОСТАВА НА КОЭФФИЦИЕНТ ЛИНЕЙНО ГО РАСШИРЕНИЯ ЗАЭВТЕКТИЧЕСКИХ СИЛУМИНОВ..... Н.Б. Бакулина, М.И. Куркин, С.А. Гудин, А.В. Гапонцев, В.В. Устинов ВЛИЯНИЕ МАГНИТНОГО ПОЛЯ НА УСТОЙЧИВОСТЬ ФАЗЫ ВОЛНЫ СПИНОВОЙ ПЛОТНОСТИ В СЛОЕ ХРОМА ДЛЯ ТРЕХ СЛОЙНОЙ ПЛЕНКИ Fe/Cr/Fe...................... К.Г. Балымов, В.О. Васьковский, А.В. Свалов ИССЛЕДОВАНИЕ ИСКУС СТВЕННЫХ ФЕРРИМАГНИТНЫХ СТРУКТУР СО СЛАБОЙ ОБ МЕННОЙ СВЯЗЬЮ............................ А.С. Волегов СОВРЕМЕННЫЕ МАГНИТОТВЕРДЫЕ НАНОКРИСТАЛ ЛИЧЕСКИЕ МАТЕРИАЛЫ........................ В.П. Володин, А.Е. Никифоров, В.А. Чернышев ПРИМЕСНЫЕ ЦЕНТРЫ Sm3+ ВО ФТОРИДАХ И ЭПИТАКСИАЛЬНЫХ ПЛЕНКАХ НА ИХ ОСНОВЕ................................... Д.В. Волосников КОНТРОЛЬ КАЧЕСТВА МАСЕЛ СОВРЕМЕННЫМИ МЕТОДАМИ ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНОЙ ТЕПЛОФИЗИКИ..... Е.Г. Галиева ДЕРИВАТОГРАФИЧЕСКОЕ ИССЛЕДОВАНИЕ СИСТЕМЫ Fex TiSe2.................................... В.А. Галкин, Н.С. Павлов, И.А. Некрасов, Э.З. Курмаев ТЕОРЕТИЧЕ СКОЕ ОПИСАНИЕ РЕНТГЕНОВСКИХ ЭМИСИОННЫХ СПЕК ТРОВ ГЕКСАГОНАЛЬНОЙ И РОМБОЭДРИЧЕСКОЙ ФАЗ NiS.. Д.Р. Галяутдинов, В.Г. Байдаков, С.П. Проценко ВЫЧИСЛЕНИЕ ПОВЕРХ НОСТНОЙ СВОБОДНОЙ ЭНЕРГИИ КРИСТАЛЛ-РАСПЛАВ ЛЕН НАРД-ДЖОНСОВСКОЙ СИСТЕМЫ КАПИЛЛЯРНО– ФЛУКТУ АЦИОННЫМ МЕТОДОМ......................... А.Г. Гамзатов, М.З. Закарьяева МАГНИТОКАЛОРИЧЕСКИЙ ЭФФЕКТ В МАНГАНИТЕ La0.8 Ag0.1 MnO3 С ИЗОТОПИЧЕСКИМ ЗАМЕЩЕ НИЕМ КИСЛОРОДА (16 O И 18 O).................... Т.М. Гапонцева, В.П. Пилюгин, М.В. Дегтярев, Т.И. Чащухина, Л.М. Воро нова СТРУКТУРА НИКЕЛЯ ПОСЛЕ НИЗКОТЕМПЕРАТУРНОЙ ДЕФОРМАЦИИ СДВИГОМ ПОД ДАВЛЕНИЕМ........... Е.Р. Гареева, Р.М. Вахитов СТРУКТУРА И СВОЙСТВА 0 ДГ С НЕКРУ ГОВОЙ ТРАЕКТОРИЕЙ ВЕКТОРА НАМАГНИЧЕННОСТИ В КУ БИЧЕСКОМ ФЕРРОМАГНЕТИКЕ................... Л.Э. Гончарь, А.А. Можегоров, А.Е. Никифоров, С.Э. Попов СПИНОВЫЕ ВОЛНЫ В МАГНИТНЫХ ДИЭЛЕКТРИКАХ............. Н.В. Гохфельд, Л.Н. Буйнова, В.П. Пилюгин, В.Г. Пушин ИССЛЕДОВА НИЕ НАНОСТРУКТУРНЫХ АТОМНОУПОРЯДОЧИВАЮЩИХ СЯ СПЛАВОВ Cu3 Pd, ПОЛУЧЕННЫХ ИНТЕНСИВНОЙ ПЛАСТИ ЧЕСКОЙ ДЕФОРМАЦИЕЙ И ОТЖИГОМ............... С.А. Гудин, А.В. Гапонцев, М.И. Куркин, Н.Б. Бакулина, В.В. Устинов ТЕР МОДИНАМИЧЕСКИЙ ПОТЕНЦИАЛ ТРЕХСЛОЙНОЙ ПЛЕНКИ Fe/Cr/Fe................................... С.А. Гудин, А.В. Гапонцев, М.И. Куркин, Н.Б. Бакулина, В.В. Устинов ФАЗОВАЯ ДИАГРАММА СТАБИЛЬНЫХ МАГНИТНЫХ СТРУК ТУР ПЛЕНОК Fe/Cr/Fe.......................... О.В. Денисова, А.Ю. Денисов УСТРАНЕНИЕ НЕОДНОЗНАЧНОСТЕЙ ПА РАМЕТРИЧЕСКОГО СПЕКТРА МНОГОЭКСПОНЕНЦИАЛЬНО ГО ЗАТУХАЮЩЕГО СИГНАЛА..................... Е.В. Дугинов МОДЕЛИРОВАНИЕ ДИНАМИКИ ТЕРМОУПРУГИХ НА ПРЯЖЕНИЙ ПРИ ИНИЦИИРОВАНИИ ТЭНа ЛАЗЕРНЫМ ИМ ПУЛЬСОМ.................................. А.В. Ефремов, А.В. Ларин, А.Е. Никифоров, С.Э. Попов, П.А. Агзамова СПИНОВЫЕ СОСТОЯНИЯ ИОНА Co3+ В КРИСТАЛЛЕ LaCoO3. Н.С. Ефремов МОДЕЛИРОВАНИЕ АУКСЕТИЧНЫХ КОМПОЗИЦИОН НЫХ МАТЕРИАЛОВ С АУКСЕТИЧНЫМИ И НЕАУКСЕТИЧНЫ МИ ВКЛЮЧЕНИЯМИ........................... А.К. Журавлев ПРОБЛЕМА КОНДО: ПРОШЛОЕ И НАСТОЯЩЕЕ.... Д.В. Зайцев, П.Е. Панфилов ПОВЕДЕНИЕ КРИСТАЛЛОВ TiX2 (X = Se, Te) ПРИ ТОЧЕЧНОМ НАГРУЖЕНИИ................. А.Е. Заматовский, В.А. Шабашов, В.В. Сагарадзе, М.Л. Мухин, Н.Л. Пе черкина МАГНИТНЫЕ ПРЕВРАЩЕНИЯ В МАРГАНЦОВИСТЫХ СТАЛЯХ С ЭФФЕКТОМ ПАМЯТИ ФОРМЫ............. А.В. Зарубин, В.Ю. Ирхин ОСОБЕННОСТИ МАГНИТНЫХ СОСТОЯ НИЙ В СИСТЕМАХ С СИЛЬНЫМИ ЭЛЕКТРОННЫМИ КОРРЕ ЛЯЦИЯМИ.................................. Е.В. Зенков ПРИРОДА НЕОБЫЧНОЙ ПОЛЯРИЗАЦИОННОЙ ЗАВИСИ МОСТИ СПЕКТРОВ ПОГЛОЩЕНИЯ ОКСИДА МЕДИ ПОСЛЕ ОБЛУЧЕНИЯ БЫСТРЫМИ ЧАСТИЦАМИ.............. А.Н. Игнатенко, А.А. Катанин, В.Ю. Ирхин ВЫЧИСЛЕНИЕ ТЕМПЕРА ТУРЫ НЕЕЛЯ И ЗАВИСИМОСТИ ПОДРЕШЕТОЧНОЙ НАМАГ НИЧЕННОСТИ ОТ ТЕМПЕРАТУРЫ ДЛЯ КВАЗИДВУМЕРНОГО АНТИФЕРРОМАГНЕТИКА С ТРЕУГОЛЬНОЙ РЕШЕТКОЙ... И.Ю. Каменский, Ю.А. Бабанов, Ж.–Л. Хаземанн, И. Кальзавара, Д. Раокс ИССЛЕДОВАНИЕ ЛОКАЛЬНОЙ АТОМНОЙ СТРУКТУРЫ ВОД НОГО РАСТВОРА ZnBr2 В ГИДРОТЕРМАЛЬНЫХ УСЛОВИЯХ МЕТОДОМ EXAFS СПЕКТРОСКОПИИ................ Л.З. Каримов, А.А. Лощев МОДЕЛИРОВАНИЕ ИОННОГО ПЕРЕНОСА В СУПЕРИОННЫХ ПОЛУПРОВОДНИКАХ.............. И.Н. Карькин СТРУКТУРНЫЕ ПРЕВРАЩЕНИЯ ПРИ НАГРЕВЕ МЕ ТАЛЛИЧЕСКИХ НАНОЧАСТИЦ С ЧИСЛОМ АТОМОВ N=55–1415 И.Р. Каюмов НЕЛИНЕЙНЫЕ ЛОКАЛИЗОВАННЫЕ ВОЛНЫ НАМАГ НИЧЕННОСТИ В НЕДРАХ МЕТАСТАБИЛЬНОЙ ФАЗЫ МАГНЕ ТИКА..................................... А.Г. Кесарев, В.В. Кондратьев ОБ ОПИСАНИИ ДИФФУЗИИ В НЕОДНО РОДНЫХ СРЕДАХ. СЛУЧАЙ МАЛЫХ ВРЕМЕН.......... А.С. Клепикова, В.Н. Неверов ЗАВИСИМОСТИ ПРОДОЛЬНОГО И ХОЛ ЛОВСКОГО МАГНИТОСОПРОТИВЛЕНИЯ В ГЕТЕРОСТРУКТУ РАХ Inx Ga1x As/GaAs С ДВОЙНОЙ КВАНТОВОЙ ЯМОЙ..... З.Р. Козлова, В.Г. Байдаков, С.П. Проценко ДОСТИЖИМЫЙ ПЕРЕГРЕВ И СПИНОДАЛЬ КРИСТАЛЛА...................... Н.А. Кругликов, Б.А. Гринберг, А.С. Савченко ИССЛЕДОВАНИЕ ДИСЛО КАЦИОННОЙ СТРУКТУРЫ АРМКО–ЖЕЛЕЗА ПРИ НАГРЕВЕ БЕЗ НАГРУЗКИ.............................. Ю.А. Куликов, А.С. Ермоленко, А.Г. Кучин ВЛИЯНИЕ НЕРЕГУЛЯРНЫХ ЛОКАЛЬНЫХ КРИСТАЛЛИЧЕСКИХ ПОЛЕЙ НА МАГНИТНЫЕ СВОЙСТВА СОЕДИНЕНИЙ PuNi5x Cux................ М.И. Куркин О МАГНИТОЭЛЕКТРИЧЕСТВЕ, КОТОРОЕ НЕ ОПИСЫ ВАЕТСЯ УРАВНЕНИЯМИ МАКСВЕЛЛА............... А.В. Ларин, А.Е. Никифоров ПЕРВОПРИНЦИПНЫЕ РАСЧЕТЫ ЯН– ТЕЛ ЛЕРОВСКИХ КОНСТАНТ, УЧЕТ ЭФФЕКТА ЯНА–ТЕЛЛЕРА В СТРУКТУРЕ ДИНАМИКИ КРИСТАЛЛА............... И.Л. Ломаев, Е.П. Елсуков ДЕФОРМАЦИОННЫЕ СТРУКТУРНО– ФА ЗОВЫЕ ПРЕВРАЩЕНИЯ В НАНОКРИСТАЛЛИЧЕСКИХ МЕТАЛ ЛАХ И СПЛАВАХ............................. С.Л. Ломаев, Л.С. Васильев К ПРОБЛЕМЕ ДЕФОРМАЦИОННОГО ВЗА ИМОДЕЙСТВИЯ ТОЧЕЧНЫХ ДЕФЕКТОВ В ТВЕРДЫХ ТЕЛАХ Д.К. Лыкасов, О.А. Чикова ОЦЕНКА МЕТОДОМ ВОРОНОВА–ДЕЛОНЕ ТОПОЛОГИЧЕСКИХ ХАРАКТЕРИСТИК ТВЕРДЫХ РАСТВОРОВ ЗАМЕЩЕНИЯ ПЕРЕХОДНЫХ МЕТАЛЛОВ В АЛЮМИНИИ... А.И. Меренцов, А.Н. Титов, А.Е. Карькин КВАНТОВЫЕ ЭФФЕКТЫ В ДВУМЕРНЫХ МАТЕРИАЛАХ Crx Ti1x X2 (X = S, Se, Te)......................... А.А. Можегоров, Л.Э. Гончарь, А.Е. Никифоров МАГНИТНЫЙ РЕЗОНАНС ДЛЯ КРАМЕРСОВЫХ ИОНОВ: T i3+ В ПЕРОВСКИТЕ....... Р.Р. Муртазин ДИНАМИКА ДОМЕННОЙ ГРАНИЦЫ В ОРТОФЕРРИ ТАХ С НЕОДНОРОДНОЙ ОБМЕННОЙ КОНСТАНТОЙ...... И.А. Некрасов, Э.З. Кучинский, З.В. Пчелкина, М.В. Садовский СРАВНИ ТЕЛЬНЫЙ АНАЛИЗ ПСЕВДОЩЕЛЕВОЙ ФАЗЫ ЭЛЕКТРОННО И ДЫРОЧНО ЛЕГИРОВАННЫХ ВТСП:

LDA+DMFT+k ПОДХОД........................ И.Г. Низовцева, Д.В. Александров НЕЛИНЕЙНАЯ ДИНАМИКА ПРОЦЕС СОВ КРИСТАЛЛИЗАЦИИ С ДВУХФАЗНОЙ ЗОНОЙ........ А.А. Низола МАГНИТНЫЕ СВОЙСТВА И СТРУКТУРА БЫСТРОЗАКА ЛЕННЫХ НАНОКОМПОЗИТНЫХ МАТЕРИАЛОВ НА ОСНОВЕ СПЛАВОВ СИСТЕМЫ Gd–Fe–B..

................... И.О. Орлов ИСТОРИЯ И СОВРЕМЕННОЕ СОСТОЯНИЕ ЭКСПЕРИМЕН ТАЛЬНОЙ ФИЗИКИ ВЫСОКИХ ЭНЕРГИЙ.............. Н.С. Павлов, В.А. Галкин, И.А. Некрасов, Э.З. Курмаев КОМПЬЮТЕР НОЕ МОДЕЛИРОВАНИЕ ЭЛЕКТРОННОЙ ЗОННОЙ СТРУКТУ РЫ СУЛЬФИДОВ: CuS и ZnS....................... Ю.В. Пискунов, В.В. Оглобличев, А.Л. Бузлуков, С.В. Верховский, К.Н. Ми халев, А.В. Королев, В.Е. Архипов, Ю.Н. Зуев ФУНДАМЕНТАЛЬ НЫЕ СВОЙСТВА ПЛУТОНИЯ..................... А.А. Пронин ВЛИЯНИЕ РАЗМЕРНЫХ ЭФФЕКТОВ НА ПРЫЖКОВУЮ ПРОВОДИМОСТЬ С ПЕРЕМЕННОЙ ДЛИНОЙ ПРЫЖКА.... А.В. Прошкин КОНЦЕНТРАЦИОННАЯ ЗАВИСИМОСТЬ ТЕПЛОВЫХ СВОЙСТВ СОЕДИНЕНИЙ Gd1x Yx Ni2................. П.В. Прудников ВЛИЯНИЕ ДЕФЕКТОВ СТРУКТУРЫ НА КРИТИЧЕ СКИЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ ТВЕРДЫХ ТЕЛ ПРИ ФАЗОВЫХ ПЕ РЕХОДАХ ВТОРОГО РОДА....................... А.М. Рывкин, А.С. Москвин, В.С. Мархасин, О.Э. Соловьева СТОХАСТИ ЧЕСКАЯ МОДЕЛЬ ДИНАМИКИ ИОННЫХ КАНАЛОВ В СЕР ДЕЧНОЙ КЛЕТКЕ............................. Ю.А. Саламатов, И.П. Омельков, Ю.А. Бабанов ЛАБОРАТОРНАЯ РЕА ЛИЗАЦИЯ МЕТОДА EXAFS–СПЕКТРОСКОПИИ С ИСПОЛЬЗО ВАНИЕМ РЕНТГЕНОВСКОГО СПЕКТРОМЕТРА РАС–1...... М.Е. Семенов, С.Н. Колупаева МОДЕЛИРОВАНИЕ ПРОЦЕССОВ ПОЛ ЗУЧЕСТИ В ГЦК МЕТАЛЛАХ И ДИСПЕРСНО–УПРОЧНЕННЫХ МАТЕРИАЛАХ............................... А.В. Сергеев, В.В. Попов, Г.П. Грабовецкая, И.П. Мишин ИССЛЕДОВА НИЕ СУБМИКРОКРИСТАЛЛИЧЕСКОГО МОЛИБДЕНА, ПОЛУ ЧЕННОГО КРУЧЕНИЕМ ПОД ВЫСОКИМ ДАВЛЕНИЕМ..... Н.А. Скориков, Э.З. Курмаев, Л.Д. Финкельштейн, М.В. Яблонских, А. Му вес, Т. Мори РЕНТГЕНОСПЕКТРАЛЬНОЕ И ТЕОРЕТИЧЕСКОЕ ИЗУЧЕНИЕ БОРОКАРБИДА МАГНИЯ, ЛЕГИРОВАННОГО ЛИ ТИЕМ..................................... В.В. Смагин, М.А. Борич, А.П. Танкеев НЕЛИНЕЙНЫЕ АКУСТИЧЕСКИЕ ЛОКАЛИЗОВАННЫЕ ВОЛНЫ В ТВЕРДЫХ ТЕЛАХ........ А.В. Столбовский, В.В. Попов, Е.Н. Попова СУБМИКРОКРИСТАЛЛИ ЧЕСКАЯ СТРУКТУРА НИОБИЯ ПОСЛЕ ИНТЕНСИВНОЙ ПЛА СТИЧЕСКОЙ ДЕФОРМАЦИИ...................... С.В. Стрельцов ИССЛЕДОВАНИЕ МАГНИТНЫХ СВОЙСТВ ПИРОКСЕ НОВ НОВОГО КЛАССА НИЗКОРАЗМЕРНЫХ МАГНЕТИКОВ. С.А. Суханов, В.Г. Байдаков, С.П. Проценко ИССЛЕДОВАНИЕ ЗАВИСИ МОСТИ ПРЕДЕЛЬНОГО ПЕРЕОХЛАЖДЕНИЯ ЛЕННАРД – ДЖОНСОВСКОЙ ЖИДКОСТИ ОТ ЧИСЛА ЧАСТИЦ В МОДЕЛИ................................... А.В. Телегин, Ю.П. Сухоруков, Е.А. Ганьшина, О.В. Мельников ПРИМЕ НЕНИЕ ОПТИЧЕСКИХ МЕТОДОВ ДЛЯ КОНТРОЛЯ КАЧЕСТВА ВТСП–СЛОЕВ СВЕРХПРОВОДЯЩИХ КАБЕЛЕЙ ВТОРОГО ПО КОЛЕНИЯ.................................. А.А. Титов, А.И. Меренцов, А.Н. Титов СТРУКТУРА И ПРОВОДИМОСТЬ СИСТЕМЫ Cux TiSe2............................ А.Н. Титов ТЕРМОДИНАМИКА ИНТЕРКАЛАТНЫХ МАТЕРИАЛОВ С ПОЛЯРОННЫМ ТИПОМ НОСИТЕЛЕЙ ЗАРЯДА.......... А.Н. Титов ИНТЕРКАЛАТНЫЕ СОЕДИНЕНИЯ ДИХАЛЬКОГЕНИДОВ ТИТАНА КАК НАНОРЕАКТОРЫ.................... Г.В. Тихомирова РАЗЛИЧНЫЕ ПРОВОДЯЩИЕ ФАЗЫ ФУЛЛЕРИТА C60, ИНДУЦИРОВАННЫЕ ВЫСОКИМИ ДАВЛЕНИЯМИ ДО 50 ГПа. А.Л. Филиппов, О.Л. Хейфец, А.Н. Бабушкин ЭЛЕКТРИЧЕСКИЕ СВОЙ СТВА СЛОЖНЫХ ОКСИДОВ ПРИ ДАВЛЕНИЯХ 15–45 ГПа... И.А. Фирсов ЭФФЕКТЫ КРИСТАЛЛИЧЕСКОГО ПОЛЯ В ТИТАНАТАХ ЛАНТАНА И ИТТРИЯ........................... А.Э. Хейфец, В.И. Зельдович, И.В. Хомская, Н.Ю. Фролова О ФОРМИРО ВАНИИ ЦЕНТРАЛЬНОЙ ПОЛОСТИ ПРИ НАГРУЖЕНИИ ША РОВЫХ ОБРАЗЦОВ СХОДЯЩИМИСЯ УДАРНЫМИ ВОЛНАМИ. О.Л. Хейфец, Н.В. Мельникова, А.Н. Бабушкин ВЛИЯНИЕ ВЫСОКИХ ДАВЛЕНИЙ НА СВОЙСТВА ХАЛЬКОГЕНИДОВ AgPbAsSe3, AgPbSbSe3, AgSnSbSe3, CuSnAsSe3, CuSnSbSe3............. Р.Р. Шафеев, И.Ю. Ломакина ДИНАМИКА МАГНИТНОЙ НЕОДНОРОД НОСТИ, ЛОКАЛИЗОВАННОЙ НА ДЕФЕКТЕ............ Е.М. Шерокалова ФОРМИРОВАНИЕ МАГНИТНЫХ МОМЕНТОВ И МАГ НИТНОЕ УПОРЯДОЧЕНИЕ В СЛОИСТЫХ ДИХАЛЬКОГЕНИ ДАХ ТИТАНА, ИНТЕРКАЛИРОВАННЫХ 3d–ПЕРЕХОДНЫМИ И РЕДКОЗЕМЕЛЬНЫМИ МЕТАЛЛАМИ................. И.Г. Ширинкина, И.Г. Бродова, В.В. Астафьев ХАРАКТЕРИСТИКА СТРУК ТУРНЫХ ОСОБЕННОСТЕЙ СПЛАВА Al–3003 ПОСЛЕ ВЫСОКО СКОРОСТНОЙ ДЕФОРМАЦИИ ПРИ ИМПУЛЬСНОМ ВОЗДЕЙ СТВИИ.................................... Д.А. Шишкин ЭЛЕКТРОСОПРОТИВЛЕНИЕ И МАГНИТОСОПРОТИВ ЛЕНИЕ ДИСЕЛЕНИДА ТИТАНА, ИНТЕРКАЛИРОВАННОГО КО БАЛЬТОМ.................................. А.С. Шкварин, Н.И. Игнатьева, Л.Д. Финкельштейн ВАЛЕНТНОЕ СО СТОЯНИЕ ЕВРОПИЯ В КОМПОЗИЦИОННЫХ МАГНИТНЫХ МА ТЕРИАЛАХ EuO–Fe (Co)......................... Авторский указатель................................. Вступительная статья Единственное, чему научила меня моя долгая жизнь, что наша наука перед лицом реальности выглядит примитивно и по–детски наивно и все же это самое ценное, что у нас есть.

Альберт Эйнштейн Незаметно пролетел год. Казалось бы, оргкомитета. Если на первом молодежном только вчера закончился VII семинар, а уже семинаре в оргкомитете был только один неумолимо приближается VIII. Какие изме- кандидат наук, то в этом их стало 10. В нения произошли за это время, и какие еще этом году защитили кандидатские диссер нам предстоят? Изменилось название семи- тации Телегин Андрей, Блинова Юля, Ши нара, в нем появилось слово школа. Думаю, ринкина Ирина. Очень бы хотелось, чтобы это можно было сделать еще лет 5 назад. через год я бы мог то же самое написать, по Так, во вступительной статье к сборнику III крайней мере, еще про трех человек. В су молодежного семинара я писал: Наш се- щественных изменениях странички Совета минар задуман как своего рода школа, но, молодых ученых на сайте ИФМ, неоспори как говорится, авторитет нужно заслужить. мая заслуга Бакулиной Натальи. Возродил В этом году на 10 дней сместились сроки ся в Институте физики металлов, благодаря проведения, связано это с тем, что, не смот- стараниям и энтузиазму Сергея Стрельцо ря на конец ноября, каждый второй семи- ва, пятничный молодежный семинар, кото нар проходит в тридцатиградусные морозы, рый является логическим дополнением шко которые вносят определенный дискомфорт лы. Так что школа–семинар не стоит на ме в работу. Свою невозможность участия в сте и развивается. Но годы идут, и в сле этом семинаре один из участников в шут- дующем году необходимо будет переизбрать ку обосновывал так: Мне до сих пор снят- председателя СМУ, и потихоньку мне надо ся кошмарные сны о том, как я заблудился будет начинать передавать бразды правле в лесу на морозе –32 между Верхней Сы- ния и школой. Думаю, юбилейную школу сертью и базой Солнечный Камень. Два я еще проведу, а дальше, если наш семинар обмороженных пальца правой руки, к со- живой и нужный народу, его будет ор жалению, навсегда потеряли чувствитель- ганизовывать кто-то другой. Будем считать, ность. Тем не менее, еще раз большое спа- что этой статьей стартовала операция Пре сибо всем Вам за теплый прием и хоро- емник. Так что у нас все как в большой шую организацию мероприятия!. В оргко- политике :) А если отвлечься от шуток, то митете появились новые лица, но есть и по- за эти годы удалось главное, не потерять тери. Один из основателей нашей школы, дух школы, так удачно созданный в жут председатель программного комитета Алек- ких спартанских условиях первого семина сей Гапонцев сменил место работы, и по ра. Дух и энтузиазм нашей школы ощуща объективным причинам, не может активно ют и убеленные сединами ученые. Казалось принимать участие в организации школы. бы, что в наше прагматичное время может Упавшее знамя частично подхватила Поли- заставить человека, носящего звание акаде на Агзамова, которая занималась в этом го- мик или профессор, не смотря на свой воз ду версткой тезисов, но, все равно, поте- раст, бескорыстно найти в своем напряжен ря такого бойца ощущается. В отличие от ном графике время для подготовки лекции предыдущих лет, в этом году заседания бу- и для ее блестящего прочтения. Но, тем не дут вести по очереди практически все члены менее, люди делают это и при том неодно кратно! В этом году с лекциями выступят признанных специалистов, и разнообразие академики РАН: Б.В. Литвинов, М.В. Са- тематик молодежных докладов;

довский, В.Н. Чарушин, профессора: В.О. 2) Создание определенного психологическо Васьковский, М.И. Куркин, Л.В. Курбатов, го климата, помогающего молодым участни молодые ученые: Д.В. Волосников, А.В. Га- кам лучше раскрыть свою личность и та понцев, Л.Э. Гончарь, С.А. Гудин, А.К. Жу- лант, почувствовать свою социальную зна равлев, В.В. Лопатин, И.А. Некрасов, В.Н. чимость;

Неверов, И.О. Орлов, Ю.В. Пискунов, А.М. 3) Объединение молодежи, создание круга Поляков, А.А. Пронин, А.Н. Титов. Хоте- общения, установления научных связей;

лось бы еще раз сказать им за это большое 4) Приобретение опыта, как научного обще спасибо! ния, так и организации и проведения конфе Цели, поставленные перед молодежной ренций;

школой–семинаром: 5) Создание условий, помогающих молодым 1) Обучение, расширение научного круго- участникам войти в научное сообщество, зора, поднятие профессионального уровня. найти в нем свое место, что решает пробле Этому способствуют и лекции известных, му оттока молодежи из науки.

Председатель семинара, председатель СМУ ИФМ УрО РАН, к.ф.-м.н. С.А. Гудин ТЕОРЕТИЧЕСКОЕ ИССЛЕДОВАНИЕ МАГНИТНЫХ СВЕРХТОНКИХ ВЗАИМОДЕЙСТВИЙ НА ИЗОТОПЕ 17 O В CaMnO П.А. Агзамова, А.Е. Никифоров Уральский государственный университет им. А.М. Горького, 620083, Екатеринбург, пр.Ленина, E-mail: polina.agzamova@usu.ru В настоящее время в физике манганитов как теоретиками, так и экспериментатора ми широко обсуждается вопрос, какая картина зарядового упорядочения реализуется в системах R1x Ax M nO3 при некоторой концентрации x.

Одним из локальных экспериментальных методов исследования зарядово– упорядо ченных состояний в манганитах является ядерный магнитный резонанс (ЯМР) на изотопе O, который чувствителен к локальному магнитному окружению атома кислорода. Из вестно, что при электронном допировании чистого CaM nO3, где ион марганца является четырехвалентным, появляются свободные носители заряда, что приводит к появлению в системе наряду с ионами M n4+ ионов M n3+. При этом, вклад в сверхтонкое поле на ядре кислорода от трех– и четырехвалентных ионов марганца будет различным, что чувствует ЯМР на ядре 17 O [1]. Таким образом, чтобы прояснить картину зарядового упорядочения в манганитах в целом методом наблюдения ЯМР на кислороде, целесообразно исследовать отдельно вклад в сверхтонкое поле от ионов M n4+ и M n3+.

В данной работе исследованы механизмы образования магнитного сверхтонкого взаи модействия на ядре кислорода, обусловленного ионами M n4+ в системе CaM nO3.

В ходе исследования нами предложена следующая теоретическая модель:

1. Рассматривается связь M n4+ O M n4+, т.е. учитывается вклад в магнитное сверх тонкое поле на ядре кислорода от двух ближайших ионов марганца.

2. Магнитное сверхтонкое взаимодействие на 17 O обусловлено взаимодействием s–оболочек кислорода с 3d– оболочкой марганца через перенесенную спиновую плотность (изотропное взаимодействие) и поляризацией p– оболочек кислорода при взаимодействии с 3d– оболоч кой марганца (анизотропное взаимодействие). Вклады от поляризации p – и p – оболочек кислорода различны.

3. Учитывается реальная кристаллическая структура соединения CaM nO3, которая дает искажение связи M n4+ O M n4+.

4. Учитывается магнитная структура соединения CaM nO3.

Предложенная модель позволяет качественно объяснить механизмы формирования магнитных сверхтонких взаимодействий на ядре атома кислорода и оценить вклад в маг нитное сверхтонкое поле на изотопе 17 O от ионов M n4+.

Работа выполнена при поддержке Фонда Некоммерческих Программ Династия.

1. A. Trokiner, A. Yakubovskii, S. Verkhovskii, A. Gerashenko and D. Khomskii, PRB, 74, (2006) ЧИСЛЕННОЕ МОДЕЛИРОВАНИЕ ЗАРОЖДЕНИЯ И ЭВАЛЮЦИИ МАГНИТНЫХ НЕОДНОРОДНОСТЕЙ В СЛАБЫХ ФЕРРОМАГНЕТИКАХ С ДЕФЕКТАМИ Ш.А. Азаматов1, Р.Р. Муртазин 1) Башкирский Государственный Университет, 450074, Уфа, ул.Фрунзе, E-mail: AzamatovSA@mail.ru Известно, что в реальных магнетиках к появлению локальных изменений магнитных параметров приводят различного типа структурные и химические неоднородности, а так же локальное воздействие. Т.к. точный расчет обычно провести сложно, приходиться мо делировать функции, описывающие параметры неоднородного материала [1]. В динамиче ском случае задача описаня динамики магнитной неоднородности при определенных усло виях сводится к изучению модифицированного уравнения синус–Гордона с переменными коэффициентами [2]. Есть и экспериментальные работы [3], показывающие возможность того, что наличие дефектов в таких слабых ферромагнетиках как редкоземельные орто ферриты, может приводить к неоднородности константы магнитной анизотропии (НК МА). В динамике, когда действует неоднороднопо времени и пространству возмущение в области таких неоднородностей (или дефектов), при определенных условиях, могут воз буждаться сильно нелинейные волны магнитной природы [4], которые слабо изучены.

В работе рассматривался бесконечный кристалл редкоземельного ортоферрита в вы сокотемпературной манитной фазе. Вектор антиферромагнетизма в общем случае можно записать в виде l = l(cos, sin sin, sin cos ). При отсутствии выхода намагниченности из плоскости разворота кинка = 0. Уравнение Ландау–Лифшица, описывающее дина мику кинка, с учетом |m| |l|, в нашем случае имеет вид:

x 2 2 K(, y ) + 2 sin 2 = h sin + (1) x2 y x Где функция от координат x и y и времени t, K = K(, y ) некоторая функция, характеризующая локальную неоднородность параметров магнитной анизотропии, h параметр, характеризующий величину внешней силы, параметр, характеризующий диссипацию в системе. В качестве начальных условий использовалось решение в виде 0 = 2arctg(ex ).

С помощью численны методов была рассмотрена нелинейная динамика доменной гра ницы (ДГ) в магнетиках с двумерной областью НКМА. Получено, что при преодолении ДГ области НКМА появляется излучения в виде объемных спиновых волн. Изучено за рождения и эволюция уединенной изгибной волны на ДГ, найдена зависимость амплитуды уединенной изгибной волны от скорости ДГ, от параметров неоднородности. Установлено, что скорость ДГ v и скорость изгиба u удовлетворяют соотношению u2 + v 2 = 1. Также было изучено зарождение и эволюция магнитной неоднородности, типа пульсона, локали зованного в области НКМА и получена зависимость его амплитуды от параметров НКМА.

1. Филиппов Б.Н., Танкеев А.П., Лебедев Ю.Г., Раевский Е.И., ФММ, 49, 3, 518 (1987) 2. Ekomasov E.G., Shabalin M.A., Physics of Metals and Metallography, 101, Suppl. 1, S48 (2006) 3. Четкин М.В., Кузьменко А.П., Каминский А.В., Филатов В.Н., ФТТ, 40, 9, 1656 (1998) 4. Екомасов Е.Г., Шабалин М.А., Азаматов Ш.А., Электронный журнал Исследовано в Рос сии, 154, 1621 (2005), http://zhurnal.ape.relarn.ru/articles/2005/154.pdf ЗАКОН ДИСПЕРСИИ НОСИТЕЛЕЙ ЗАРЯДА В ДВОЙНОЙ КВАНТОВОЙ ЯМЕ p–ТИПА Г.А.Альшанский Институт физики металлов УрО РАН, 620219, Екатеринбург, ул.С.Ковалевской, E-mail: alshansk@imp.uran.ru В работе исследована система, состоящая из широкой квантовой ямы h–типа, поме щенная в продольное магнитное поле.

Как показано в работе [1], в широкой квантовой яме p–типа в присутствии одноос ной деформации при достаточной концентрации носителей заряда образуется система, состоящая из двух слоев носителей заряда, называемая самосогласованной двойной кван товой ямой. Носители заряда в двойной квантовой яме (ДКЯ) обладают дополнительной степенью свободы - они могут занимать состояния, характеризуемые симметричной либо антисимметричной волновыми функциями. Продольное магнитное поле приводит к пере мешиванию симметричного и антисимметричного состояний, что приводит к искажению поверхности Ферми, которые проявляются, например, в сдвиге узловых точек биений ос цилляций Шубникова – де Газа.

В работе на основе модели Латтинджера были численно рассчитаны спектр и плот ность состояний носителей заряда в самосогласованной двойной квантовой яме p–типа.

Расчеты проведены для образца со следующими параметрами: ширина квантовой ямы dW = 38, глубина квантовой ямы U0 = 100 м, величина спейсера dsp = 8, концентрация носителей заряда в яме p = 5 · 1011 см.

На основании анализа спектра, плотности состояний и волновых функций носителей заряда, полученных в результате расчетов, можно сделать следующий вывод: продольное магнитное поле приводит в увеличению эффективной высоты барьера между потенци альными ямами, образующими двойную квантовую яму, что, в свою очередь приводит к уменьшению вероятности туннелирования носителей заряда из одной потенциальной ямы в другою.

В ДКЯ наблюдается ряд эффектов, обусловленных межслойным электрон-электронным взаимодействием. Наиболее яркий из них – это закрытие в квантующих магнитных полях щели между симметричным и антисимметричным состояниями и образование состояния коллективного целочисленного квантового эффекта Холла (КЭХ). В эксперименте состо яние коллективного целочисленного КЭХ проявляется в исчезновении его особенностей при четных номерах [2]. Уменьшение вероятности туннелирования носителей заряда меж ду потенциальными ямами, образующими двойную квантовую яму, должно привести к разрушению состояния коллективного целочисленного КЭХ и появлению особенностей КЭХ с четными номерами.

1. Г.А. Альшанский, М.В. Якунин ФНТ 30, 45 (2004).

2. G.S. Boebinger, H.W. Jiang, L.N. Pfeier, K.W.West, Phys. Rev. Lett. 64, 1793 (1990) ОСОБЕННОСТИ МАГНИТНЫХ СВОЙСТВ МУЛЬТИФЕРРОИКОВ BiFeO3 И Bi0.95 La0.05 FeO А.А. Амиров1, И.А. Вербенко2, Л.А. Резниченко2, О.Н. Разумовская2, Л.А. Шилкина 1) Институт Физики Дагестанского Научного Центра РАН, 367003, Махачкала, ул. Ярагского, E-mail: amiro_a@mail.ru 2) НИИ Физики Южного Федерального Университета, 344090, Ростов-на-Дону, пр. Стачки, E-mail: Ilich001@yandex.ru Из класса мультиферроиков на сегодняшний день наиболее изученными являются со единения на основе феррита висмута. В то же время они остаются одними из перспектив ных магнитоэлектрических материалов для применения в микроэлектронике и сенсорной технике. Их удобство заключается в простой химической структуре, низкой электропро водности и высоким значениям температур магнитного и электрического упорядочения.

Кроме того, они представляют чисто научный интерес, благодаря тесной взаимосвязи в них магнитных, сегнетоэлектрических и структурных фазовых переходов и существова нию в BiF eO3 пространственно–модулированной структуры.

В данном сообщении мы приводим результаты магнитных измерений образцов, BiF eO и Bi0.95 La0.05 F eO3. Cоединения получены по обычной керамической технологии (твер дофазный двухстадийный синтез с последующим спеканием без приложения давления).

Синтез осуществлён методом твердофазных реакций из окислов Bi2 O3 и F e2 O3 квалифи кации ОСЧ и ЧДА, соответственно, и La2 O3 ЛаО-1 в две стадии с промежуточным помолом, T1 = 800 C, 10ч.;

T2 = 800 820 C, 4ч.

Исследования температурной зависимости дифференциальной восприимчивости про водились модуляционным методом с частотой модуляции = 80 kHz и амплитудой моду ляции H = 0.5 Oe. Изучение намагниченности в зависимости от магнитного поля прово дилось на автоматизированном вибрационном магнетометре. Результаты измерений диф ференциальной магнитной восприимчивости приведены на рис.1.

TN BiFeO 0. susceptibility, arb. units Bi La0.05 FeO 0. TN 0. T 0. 0. 500 550 600 650 700 T, K Рис.1 Зависимость дифференциальной магнитной восприимчивости от температуры образцов BiF eO3 и Bi0.95 La0.05 F eO Восприимчивость BiF eO3 проходит через два максимума первый имеет колоколо образную форму с вершиной при T0 = 595 K, а второй характеризуется острым пиком TN = 646 K, при котором происходит антиферромагнитный переход. Первый максимум, очевидно, связан со структурными изменениями, начинающимися от T0. Обращает на себя внимание тот факт, что в точке антиферромагнитного перехода испытывают ано малии и КТР, и диэлектрическая проницаемость [1, 2]. Это позволяет говорить о тес ной взаимосвязи магнитной и электрической подсистем BiF eO3. В отличие от BiF eO3, в Bi0.95 La0.05 F eO3 пик восприимчивости, соответствующий антиферромагнитному переходу наблюдается при TN = 660 K, и он выражен острее. Кривые намагничивания образцов при комнатной температуре приведены на рис.2.

2, BiFeO 1, Bi La0.05 FeO 0. 1, 0, M, emu/cm 0, -0, -1, -1, -2, -30000 -20000 -10000 0 10000 20000 H, Oe Рис.2 Кривые намагничивания образцов BiF eO3 и Bi0.95 La0.05 F eO Намагниченность чистого феррита висмута мала и почти линейно растет с увеличени ем поля. Аналогичная картина для чистого BiF eO3 наблюдалась в работе [3] и характе ризует антиферромагнитный тип поведения. Введение редкоземельной примеси в BiF eO усиливает его магнитные свойства, что видно по кривой намагничивания Bi0.95 La0.05 F eO3.

1. Амиров А.А., Вербенко И.А., и др., MULTIFERROICS-2007:сб. трудов,13 (2007) 2. R. Mazumder, S. Ghosh et al., J. Appl. Phys. 100, 033908 (2006) 3. Palkar V.R., Kundaliya D.C., Malik S.K. and Bhattacharya S., Phys. Rev. B, 69, 212102 (2004) УЛЬТРАЗВУКОВАЯ КАВИТАЦИЯ В ПЕРЕГРЕТОМ ГАЗОНАСЫЩЕННОМ ЖИДКОМ АРГОНЕ В.Н. Андбаева, А.М. Каверин Институт теплофизики УрО РАН, 620016, Екатеринбург, ул.Амундсена, E-mail: andbaeva@mail.ru Экспериментально исследована кинетика спонтанного вскипания чистого аргона и га зированных растворов аргон–гелий и аргон–неон в ультразвуковом поле. Основной мас сив экспериментальных данных получен методом измерения времени жизни. Исследуемая жидкость перегревалась в верхней части стеклянной измерительной ячейке объемом мм2. Ультразвуковые колебания в жидкости создавались пьезокерамической пластинкой, возбуждаемой синусоидальным электрическим сигналом на частотах 0.5 – 1.0 МГц. Заход в метастабильную область осуществлялся резким понижением давления на термостатируе мую жидкость. В заданных условиях (температура, давление, состав раствора, амплитуда и частота ультразвуковых колебаний) измерялось N = 20 70 значений времени жизни i, определялось среднее время жизни = i /N i и частота зародышеобразования J = 1/(V · ).

Погрешность определения температуры жидкости составляла 0.03 К, давления 0. МПа, амплитуды возбуждающих колебаний 2В, времени жизни 0.01 с. Концентрация слаборастворимого компонента в растворе определялась с погрешностью 0.02 моль %.

В ходе опыта была получена зависимость среднего времени жизни чистого аргона и растворов аргон–неон и аргон–гелий от амплитуды возбуждающего электрического сиг нала A при различных температурах. Ультразвуковые колебания малой интенсивности не оказывают заметного влияния на вскипание перегретой жидкости. При A A (напри T мер, для раствора аргон–неон при T = 132.5 K A = 12 В) значение почти не изменяется.

T Дальнейшее увеличение амплитуды A приводит к экспоненциальному понижению средне го времени жизни: при A A зависимость lg(A) практически линейна. Характер этой T зависимости при всех температурах для всех исследованных веществ аналогичен. Вели чина A с ростом температуры уменьшается. Изменение частоты в пределах 0.5 1.0 МГц T не оказывает влияния на характеристики кавитации.

Были получены температурные зависимости времени жизни перегретых растворов при постоянных значениях амплитуды сигнала ультразвукового поля. На всех эксперименталь ных кривых можно выделить два участка: участок с сильной температурной зависимостью lg, соответствующий большим частотам нуклеации и гомогенному зародышеобразовании и более пологий участок с меньшими значениями J.

Работа выполнена в рамках интеграционного проекта фундаментальных исследований УрО ДВО РАН Акустическая кавитация в метастабильных жидкостях, при финан совой поддержке гранта Государственной программы поддержки ведущих научных школ № НШ–4429.2006.8, Фонда содействия отечественной науке.

СПОНТАННОЕ ВСКИПАНИЕ ПЕРЕГРЕТОГО РАСТВОРА МЕТАН-АЗОТ В.Н. Андбаева1, А.М. Каверин1, М.А. Комарова 1) Институт теплофизики УрО РАН, 620016, Екатеринбург, ул.Амундсена, 2) Уральский государственный технический университет – УПИ им. С.М. Кирова, 620002, Екатеринбург E-mail: andbaeva@mail.ru В работе экспериментально исследована кинетика нуклеации в перегретом растворе метан–азот. Исследования проводились методом измерения времени жизни и методом пре дельных растяжений. В ходе опыта исследуемый раствор перегревается в верхней части стеклянной измерительной ячейки объемом около 83 мм3, помещенной в термостат. Заход в метастабильную область осуществляется понижением давления. В первом методе давле ние резко сбрасывается до заданной величины и измеряется время до вскипания жидкости.

Во втором методе осуществляется плавное (со скоростью 0.02–0.20 МПа/сек) понижение давления и его фиксация в момент вскипания. Время ожидания вскипания измеряется ча стотомером хронометром. Состав раствора контролируется по давлению насыщенных паров. Принято приближение пропорциональности молярной доли компонента его парци альному давлению. Погрешность определения температуры жидкости составляла 0.03 К, давления 0.01 МПа, времени жизни 0.01 с, концентрации 0.05 моль%.

Опыты проведены в интервале температур T = 158 174 К (метод предельных рас тяжений) и T = 167 171.4 К (метод измерения времени жизни при значениях давления p = 1.0 МПа и p = 1.6 МПа).

В ходе опыта была построена гистограмма распределения времен ожидания вскипания (времени жизни перегретой жидкости) при постоянной температуре T = 171.5 К, было проведено сравнение с теоретической кривой, рассчитанной по закону Пуассона N · n= exp( ), (1) где N полное число вскипаний, ширина ступеньки гистограммы, 0 вре мя упреждения счета задержка, связанная с переходными процессами в системе и временем срабатывания релейной схемы установки, N = i /N i= среднее время жизни перегретой жидкости. Теоретическая линия удовлетворительно описывает экспериментальные данные, что свидетельствует о вероятностном характере зародышеобразования.

По полученным значениям времен жизни i определялось среднее значение и рас считывалась частота зародышеобразования J=. (2) V · На полученной экспериментальной кривой можно выделить два участка: участок с сильной температурой зависимостью lgJ(T ) и более пологий участок. Мы полагаем, что на первом участке реализуется гомогенное термофлуктуационное зародышеобразование, а на втором инициированное, обусловленное действием фонового и космического излучения, наличием слабых мест на окружающей перегреваемую жидкость твердой поверхности.

Работа выполнена при финансовой поддержке Российского фонда фундаментальных исследований (проект № 07–08–96049-р-урал-а), гранта Государственной программы под держки ведущих научных школ № НШ–4429.2006.8, Фонда содействия отечественной на уке.

ИССЛЕДОВАНИЕ ПОГЛОЩЕНИЯ ЭЛЕКТРОМАГНИТНЫХ ВОЛН НЕОДНОРОДНЫМИ КОМПОЗИТНЫМИ СТРУКТУРАМИ А.П. Анзулевич, И.В. Бычков, В.Д. Бучельников Челябинский государственный университет, 454021, г. Челябинск, ул. Бр. Кашириных, E-mail: anzul@list.ru Исследование композитных сред с практической точки зрения интересно тем, что мож но эффективно управлять коэффициентами отражения и поглощения (КО и КП) электро магнитного излучения (ЭМИ) от таких структур. Управление отражательной и поглоти тельной способностью композитных структур возможно за счёт аномального поведения КО и КП ЭМИ в области магнитных резонансов. На размеры и положение этих областей влияют толщина композитного слоя d, тензоры диэлектрической и магнитной проница емостей составляющих структуру материалов и объёмная доля внедряемых в композит магнитных частиц c.

Для удобства расчётов под неоднородной композитной структурой будем понимать многослойную среду. Объёмная доля вкраплённых в слой частиц зависит от номера слоя q в среде следующим образом: c = 0.03(q1). Каждый слой характеризуется эффективными проницаемостями [1], выражаемыми через c, проницаемости немагнитной среды 1, µ1 и магнитных вкраплений 1, µ1 () следующим образом:

2µ1 + µ c µef f = µ1 1 + 3c/, µ2 µ ef f записывается аналогично µef f.

Распространение ЭМВ в такой слоистой среде можно описать методом матриц переноса [2]. Амплитудные коэффициенты отражения и поглощения непосредственно выражаются через компоненты этой матрицы. Было получено, что положение и размеры пиков отра жения и поглощения ЭМВ зависят от доли магнитных частиц в композитном слое. Таким образом, для линейно неоднородной композитной структуры можно получить высокий КП вплоть до 40% в заданном диапазоне частот (см. рис. 1). Диапазон частот задаётся в зависимости от интервала изменения объёмной доли магнитного компонента.

Рис.1 Частотные зависимости КП ЭМВ неоднородной композитной структурой: d = 102 м, 1 = 18, µ1 = 1, 2 = 10, = 109 c1 ;

слева падение ЭМВ со стороны меньших c, справа падение ЭМВ со стороны больших c Работа выполнена при финансовой поддержке гранта РФФИ-УРАЛ 07-02-96030.

1. Ландау Л.Д., Лифшиц Е.М., Электродинамика сплошных сред. М.: Наука, (1982).

2. Борн М., Вольф Э., Основы оптики. М.: Наука, (1973).

ПОГЛОЩЕНИЕ КВАЗИПОПЕРЕЧНОГО УЛЬТРАЗВУКА В КУБИЧЕСКИХ КРИСТАЛЛАХ И.Г. Кулеев, И.И. Кулеев, И.Ю. Арапова Институт физики металлов УрО РАН, 620219, Екатеринбург, ул.С.Ковалевской, E-mail: kuleev@imp.uran.ru Исследовано поглощение поперечного ультразвука в кубических кристаллах с положи тельной (Ge, Si, алмаза, InSb, GaSb и GaAs) и отрицательной (KCl, N aCl) и анизотропи ей упругих модулей второго порядка. В модели анизотропного континуума проанализиро ваны зависимости коэффициентов поглощения поперечного ультразвука от направления волнового вектора в условиях конкуренции дефектного и ангармонических процессов рас сеяния. Рассмотрены два наиболее актуальных случая, когда волновые вектора находятся в плоскостях граней куба или в диагональных плоскостях. Для ангармонических процес сов рассеяния рассмотрен механизм Ландау–Румера [1]. Учтено влияние кубической ани зотропии на спектр и вектора поляризации фононов. Показано, что для дефектного и ангармонических процессов рассеяния угловые зависимости коэффициентов поглощения поперечного ультразвука качественно различаются. Это позволяет определить доминиру ющий механизм релаксации ультразвука в исследуемых кристаллах.

Установлено, что для механизма релаксации Ландау–Румера угловые зависимости ко эффициентов поглощения квазипоперечных мод в кубических кристаллах с положитель ной и отрицательной анизотропией модулей упругости второго порядка имеют обратный характер. Для кристаллов первого типа (Ge, Si, алмаза, InSb, GaSb и GaAs) максималь ные значения коэффициенты поглощения достигают в кристаллографических направле ниях типа [100] (Ge, Si и алмаз) или в направлениях близких к [100] (InSb, GaSb), а минимальные значения в направлениях типа [101] и [111], тогда как для второго типа кристаллов (KCl, N aCl) наоборот. Отношение коэффициентов поглощения в направ лениях [011] и [100] составляют 0.23, 0.33, 0.11, 0.47, 0.4, 0.27, 107 и 37 для Ge, Si, алмаза, InSb, GaSb, GaAs, KCl, N aCl, соответственно. Таким образом, анизотропия коэффици ентов поглощения в кристаллах второго типа N aCl на порядок больше, а в кристаллах KCl на два порядка больше, чем в кристаллах Ge, Si и алмаза.

Для кристаллов первого типа значения коэффициентов поглощения уменьшаются при близительно на порядок величины при переходе от кристаллов Ge к Si и от кристаллов Si к алмазу. Рост величин коэффициентов поглощения на два порядка в кристаллах KCl по сравнению с кристаллами Ge связан главным образом с уменьшением упругих модулей второго порядка. Даны оценки вкладов продольных компонент квазипоперечных коле баний в коэффициенты поглощения квазипоперечных мод. Показано, что максимальные значения этого вклада достигают 50% для кристаллов InSb и KCl, 36% для GaAs, 34% для GaSb, 30% для кристаллов Ge и Si и уменьшается до 11% для алмаза и 8% для кристаллов N aCl.

Работа выполнена по плану РАН в рамках темы 01.2.006.13395 Электрон.

1. L. Landau, J. Rumer. Sov.Phys., 11, 1, 18 (1937).

ВЛИЯНИЕ УСЛОВИЙ КРИСТАЛЛИЗАЦИИ И СОСТАВА НА КОЭФФИЦИЕНТ ЛИНЕЙНОГО РАСШИРЕНИЯ ЗАЭВТЕКТИЧЕСКИХ СИЛУМИНОВ В.В. Астафьев, И.Г. Бродова, И.Г. Ширинкина Институт физики металлов УрО РАН, 620219, Екатеринбург, ул.С.Ковалевской, E-mail: vxv3@narod.ru В связи с развитием новой техники, актуальной становится задача создания материа лов с особыми функциональными свойствами. Одним из них являются сплавы с низким коэффициентом линейного расширения (КТЛР) и низкой плотностью. Этим характери стикам соответствуют высококремнистые сплавы на основе системы Al Si. Несмотря на имеющиеся разработки, известные композиции заэвтектических силуминов имеют КТ ЛР 18 22 · 106 K1. Целью данного исследования являлось изучение возможности дальнейшего снижения КТЛР до 10 · 106 K1.

Известно, что одним из способов снижения КТЛР является диспергирования струк туры и легирование Al Si сплавов. В данной работе исследовались образцы на основе сплава Al 30Si, которые были получены методом центробежного литья в Cu кокиль с двухсторонним охлаждением. Образцы представляли собой диск 80 мм и толщиной мм. Скорость охлаждения сплава составляла 104 K/с.

Температурная зависимость КТЛР в силумине измерялась на кварцевом дилатометре модели DL–1500 RHP фирмы ULVAC–SINKU RIKO (Япония) в динамическом режиме нагрева/охлаждения с постоянной скоростью нагрева 2 K/мин. в атмосфере чистого гелия при давлении P 5070 кПа. Погрешность измерений среднего КТЛР во всем интервале температур 30–100 K составляла не более ±0.35 · 106 K1.

Применение переплава расплава до и его быстрой закалки способствовало измельчению структурных составляющих и, в частности, кристаллов первичного Si до 30 мкм., что привело к падению КТЛР до 15.5 · 106 K1 (при t ).

ком Следующий этап исследований включал изучение влияния леги рующих добавок: легкоплавких (Sb) и тугоплавких (Cu), на КТ ЛР Al Si сплавов. Применение КТЛР в зависимости от состава приведен на графике (рис.1).

Установлено, что введение 20%Sb в сплав Al 30Si снижает КТЛР до 11 · 106 K1. Структу Рис.1 Зависимость коэффициента теплового линейного ра такого сплава представляет со расширения образцов от химического состава бой конгломерат дисперсных кри сталлов Si и SbAl на фоне тройной Al Si Sb эвтектики. Добавка 30% меди привела к резкому уменьшению КТЛР до 7.8 · 106 K1.

Таким образом, в результате проведенных исследований были установлены режимы кристаллизации и состав заэвтектических силуминов, имеющих КТЛР 11 · 106 K1.

Данные исследования будут продолжены с целью уточнения химического состава и даль нейшего снижения КТЛР до 7 · 106 K1.

Работа выполнена при частичной финансовой поддержке научной школы НШ-5365.

2006.3.

ВЛИЯНИЕ МАГНИТНОГО ПОЛЯ НА УСТОЙЧИВОСТЬ ФАЗЫ ВОЛНЫ СПИНОВОЙ ПЛОТНОСТИ В СЛОЕ ХРОМА ДЛЯ ТРЕХСЛОЙНОЙ ПЛЕНКИ Fe/Cr/Fe Н.Б. Бакулина, М.И. Куркин, С.А. Гудин, А.В. Гапонцев, В.В. Устинов Институт физики металлов УрО РАН, 620219, Екатеринбург, ул. С. Ковалевской, E-mail: bakulina@imp.uran.ru Интенсивное изучение магнитных металлических мультислоев F e/Cr в последнее де сятилетие обусловлено тем, что на этих структурах в 1988 году [1] был обнаружен ги гантский магниторезистивный эффект (ГМЭ) падение на десятки процентов электро сопротивления в магнитном поле. На основе ГМЭ, открытие которого в этом году было отмечено Нобелевской премией, работает большая часть современных устройств преоб разующих магнитные сигналы в электрические. Обнаружение связи ГМЭ с процессами намагничивания и перемагничивания мультислоев вызвало интерес к изучению их маг нитных свойств, обусловленных магнитной структурой пленки. Магнитная структура, то есть взаимная ориентация намагниченностей ферромагнитных слоев MF e, определяется, в первую очередь, взаимодействием векторов MF e через прослойку хрома. В хроме спины электронов имеют специфическое антиферромагнитное упорядочение, которое получило название линейно поляризованной волны спиновой плотности (лВСП):

L(r) = L0 cos(qr + 0 ), L(r) вектор антиферромагнетизма, r пространственная координата, q волновой вектор лВСП, 0 ее фаза в точке r = 0.

В предыдущей работе [2] теоретически проанализировано влияние различных пара метров (лВСП) в хроме на ориентацию магнитных моментов слоев железа в трехслойных пленках F e/Cr/F e. Обменное взаимодействие между спинами электронов железа и хрома считалось, во-первых, слабым по сравнению с обменным взаимодействием F eF e (VF eF e ) и обменным взаимодействием Cr Cr (VCrCr ), во-вторых, действующим только на грани цах раздела F e/Cr. Показано, что в этих приближениях в исследуемых пленках возможны три типа магнитных структур: ферромагнитная, антиферромагнитная и неколлинеарная.

Найдены границы устойчивости структур, которые определялись из минимума полной энергии, состоящей из энергии однонаправленной Hun и наведенной Hin анизотропий, кос венного взаимодействия и энергии лВСП, которая в пленке конечной толщины зависит от фазы волны лВСП. Эти границы оказались линиями в двумерном пространстве, одно измерение которого определяется отношением Hun /Hin = A/2B, а второе толщиной про слойки Cr в единицах длинны лВСП. Найденные линии образуют фазовую диаграмму.

Полученная фазовая диаграмма использовалась для расчета поведения фазы 0 лВСП во внешнем магнитном поле. Вычислены условия потери устойчивости 0, при которых фаза лВСП меняется скачком в магнитном поле.

Работа выполнена при частичной поддержке РФФИ (проект 05-02-16087, 08-02-00904), Президиума РАН, Фонда содействия отечественной науки, гранта УрО РАН для молодых ученых.

1. M.N. Baibich, J.M. Broto, A.Fert. Phys Rev Lett., 61, 2472, (1988).

2. M.I. Kurkin, S.A. Gudin, V.V Ustinov, S.A. Zlobin, FMM, v. 98, p. 8 - 11 (2004) ИССЛЕДОВАНИЕ ИСКУССТВЕННЫХ ФЕРРИМАГНИТНЫХ СТРУКТУР СО СЛАБОЙ ОБМЕННОЙ СВЯЗЬЮ К.Г. Балымов, В.О. Васьковский, А.В. Свалов Уральский государственный университет им. А.М. Горького, 620083, Екатеринбург, пр.Ленина, E-mail: Konstantin.Balymov@usu.ru Многообразие естественных и индуцированных магнитных структур является одной из отличительных черт магнитоупорядоченных сплавов и соединений, содержащих ред коземельные компоненты. Исходными причинами их возникновения во многих случаях выступают косвенный характер обменного взаимодействия и высокая одноионная магнит ная анизотропия редкоземельных металлов. Однако конкретные механизмы образования многоподрещёточных, в том числе неколлинеарных, магнитных состояний весьма различ ны и составляют предмет многочисленных исследований [1], для проведения которых, как правило, необходимы низкие температуры и сверхсильные магнитные поля. Постановка такого рода экспериментов на искусственных слоистых ферримагнетиках позволяет пе рейти к менее жестким условиям [2,3]. Это обстоятельство и сопутствующее ему расши рение возможностей создания функциональных сред, эксплуатирующих индуцированные превращения в магнитной структуре, обуславливают значительное внимание к многослой ным плёнкам.

Данная работа посвящена комплексному исследованию особенностей трансформации магнитной структуры многослойных ферримагнитных плёнок типа GdCo/Co в магнитном поле.

Экспериментальная работа была выполнена на плёнках со структурной формулой [Co/Gd36 Co64 ]4 /Co, полученных на стеклянных подложках путём последовательного высо кочастотного распыления мишеней из соответствующих материалов в атмосфере аргона.

Для исследования свойств плёнок были привлечены магнитнитометрическая, торсионная, магнитоопческая и магниторезистивная методики.

Проведённое комплексное исследование позволяет заключить, что многослойные плён ки типа GdCo/Co могут иметь коллинеарную ферримагнитную структуру. В магнитном поле в результате порогового перехода она приобретает неколлинеарный характер. На критическое поле перехода и закономерности протекания ранней стадии деформации маг нитной структуры существенное влияние оказывают поверхностные слои Co, характери зующиеся ослабленной межслойной связью с внутренними магнитными слоями. Темпера турная зависимость критического поля в области магнитной компенсации удовлетвори тельно описывается в рамках модели слабоанизотропного объёмного ферримагнетика при адекватном учёте роли поверхностных слоёв Co посредством количественной коррекции феноменологической константы межслойного обменного взаимодействия.


Работа выполнена при поддержке ФАО РНП.2.1.1. (проект 6945) и интеграционного проекта УрО и СО РАН № 32-2006.

1. Gignoux D., Schmitt D., JMMM, 100, 99 (1991) 2. Hosoito N., Hashizume H., Ishimatsu N., J. Phys.: Condens. Matter, 14, 5289 (2002) 3. Vas’kovskiy V.O., Svalov A.V., Kurlyandskaya G.V., Encyclopedia of Nanoscience and Nano technology, edited by H.S. Nalwa (American Scientic Publishers), 4, 925 (2004) СОВРЕМЕННЫЕ МАГНИТОТВЕРДЫЕ НАНОКРИСТАЛЛИЧЕСКИЕ МАТЕРИАЛЫ А.С. Волегов Уральский государственный университет имени А. М. Горького, 620083, Екатеринбург, пр.

Ленина, E-mail: asvolegov@k96.ru В последние десятилетия нанокристаллические материалы привлекают внимание мно гих исследователей, что, прежде всего, связано с уникальными свойствами (физическими, химическими, механическими) наноматериалов.

Нанокристаллические сплавы на основе фазы R2 F e14 B являются объектом многочис ленных исследований. Это объясняется широким применением магнитов из этих сплавов в электротехнических и радиотехнических изделиях, компьютерной технике и пр. Промыш ленными технологиями получения наносплавов системы N d F e Br являются закал ка из жидкости и метод водородного диспропорционирования десорбции рекомбинации (HDDR). Наносплав представляет собой гетерогенную высоко дисперсную систему с уз кой бимодальностью наноразмерных зерен, которую удается достичь путем варьирования скорости закалки из расплава, введения модификаторов (ингибиторы роста определенных фаз, высокоанизотропные редкоземельные элементы и др.), применения оптимальных ре жимов отжига и др. Отметим, что гладкая (без перегибов) кривая размагничивания в многофазных магнитотвёрдых материалах одна из характерных черт так называемых нанокомпозиционных обменно-связанных материалов. Кроме того, эти материалы долж ны обладать повышенной относительной остаточной намагниченностью Ir /Is 0.5 и вы сокой обратимостью кривой размагничивания (в малых полях) [1].

Наибольшее значение (BH)max полученное на сегодняшний день составляет 59 МГсЭ.

Принято считать, что нахождение оптимального сочетания состава сплава, размеров на нозерен фазовых компонент и их объемного соотношения при наличии совершенной кри сталлографической текстуры и высокой по величине энергии обменного взаимодействия между нанозернами позволит получать наполнители для композиционных постоянных маг-нитов с рекордными величинами (BH)max, превосходящими таковые для всех извест ных на сегодня магнитотвердых материалов (свыше 60 МГсЭ), что позволит значительно уменьшить объем и массу постоянных магнитов при сохранении магнитных свойств и тем самым сэкономить сырьевые ресурсы.

В докладе будут приведены примеры применения магнитов в современной технике.

1. Савченко А.Г. Нанокристаллические магнитотвердые материалы: обзор текущего состояния.// Proc. of II Russian-Japanese Seminar Perspective Technologies, Materials and Equip ments of Solid–State Electromic Component April 6, Moscow. (2004) ПРИМЕСНЫЕ ЦЕНТРЫ Sm3+ ВО ФТОРИДАХ И ЭПИТАКСИАЛЬНЫХ ПЛЕНКАХ НА ИХ ОСНОВЕ В.П. Володин, А.Е. Никифоров, В.А. Чернышев Уральский государственный университет имени А. М. Горького, 620083, Екатеринбург, пр. Ленина, E-mail: wolands@bk.ru, vladimir.chernyshev@usu.ru В последнее десятилетие российскими и зарубежными научными группами исследуют ся эпитаксиальные пленки фторидов, допированные редкоземельными элементами. При мерами этих материалов являются эпитаксиальные гетероструктуры CdF2 /CaF2 : Eu3+ /Si и пленки M nF2 : Sm3+ /Si на кремниевой подложке [1,2]. Слои фторидов в эпитаксиаль ных гетероструктурах могут содержать 3, 5, 10 или более монослоев. Толщина одного монослоя 3 Примесный редкоземельный ион R3+ замещает катион M e2+ в структуре A.

фторида. При этом образуются центры с локальной и нелокальной компенсацией избы точного заряда. Эти материалы имеют потенциальное применение в опто– и нано– элек тронике, в частности, в качестве элементов оптической памяти. Эпитаксиальные пленки и гетероструктуры фторидов выращиваются в ФТИ им. А.Ф.Иоффе методом молекулярно– лучевой эпитаксии. Их оптический спектр исследуется в ФТИ им. А.Ф.Иоффе, а также за рубежом (Австралия, Япония) совместно с российскими научными группами.

Структура и оптические свойства редкоземельных примесных центров в эпитаксиаль ных пленках существенно отличаются от соответствующих в объемных кристаллах. Здесь оказывает влияние кремниевая подложка, создавая искажение фторидных структур. Эпи таксиальные пленки фторида марганца имеют орторомбическую структуру P bO2, а не структуру рутила, как в объемном кристалле [3]. Поэтому примесный ион R3+ оказы вается в другом кристаллическом поле, нежели в объемном кристалле. Кроме того, здесь возможны другие механизмы зарядовой компенсации.

Оптический спектр примесных центров Sm3+ в объемных фторидах со структурой флюорита M eF2 (M e=Ca, M n) экспериментально исследован [4]. При этом эксперимен тальные данные о кристаллической структуре примесных центров в пленках в научной печати отсутствуют. Положения ионов в элементарных ячейках фторидов в эпитакси альных пленках M nF2 /Si экспериментально не определены, известны только постоянные решетки и тип симметрии. Поэтому является актуальным провести микроскопический расчет структуры примесных редкоземельных центров в пленках, используя имеющиеся экспериментальные данные, затем провести расчет их оптического спектра. Это позволит интерпретировать их оптический спектр и определить механизмы компенсации избыточ ного заряда в примесных центрах.

В данной работе исследуются примесные центры Sm3+ в объемных кристаллах флю орита CaF2 и рутила M nF2, эпитаксиальные пленки M nF2 : Sm3+ /Si.

1. Sokolov N.S., Gastev S.V., Novikov S.V., Yakovlev N.L., Izumi A., Furukawa S. Appl. Phys. Lett., v. 64, p. 2964 (1994) 2. S.V. Gastev, S.J. Choi, K.R. Homan, A.K. Kaveev, R.J. Reeves, N.S. Sokolov. XII Feolov symposium on spectroscopy of crystals activated by rare earth and transition metal ions. Abstracts and program. Екатеринбург-Заречный, (2004) 3. Banshchikov, A. G. ;

Anisimov, O. V. ;

Kartenko, N. F. ;

Moisseeva, M. M. ;

Sokolov, N. S. Epitaxial Stabilization of a-PbO2 Structure in MnF2 Layers on Si and GaP. Conference proceedings, Jun.

(2001) 4. 4.Jouart J.P., Bissieux C., Mary G. and Egee M. Phys.C: Solid State Phys., v. 18, p. 1539 (1985) КОНТРОЛЬ КАЧЕСТВА МАСЕЛ СОВРЕМЕННЫМИ МЕТОДАМИ ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНОЙ ТЕПЛОФИЗИКИ Д.В. Волосников Институт теплофизики УрО РАН, 620016, Екатеринбург, ул. Амундсена, E-mail: dima_volosnikov@mail.ru Создание систем автоматического предупреждения аварийных ситуаций в процессе ра боты различного маслонаполненного оборудования подразумевает создание датчиков кон троля текущего состояния эксплуатационных жидкостей. Одна из проблем возникающая при работе маслонаполненного оборудования заключается в постепенном и/или мгновен ном загрязнении рабочих тел легколетучими добавками. Известно, что незначительное наличие опасной добавки (сотые доли процента) может привести к аварийной ситуации.

Особую опасность представляет влага в электроэнергетическом оборудовании. Попадание влаги в трансформаторное масло вызывает его окисление и может способствовать пробою изоляторов. Загрязнение водой смазывающего масла в турбоагрегатах на электростанциях вызывает локальный перегрев и заклинивание валов генерирующих машин. Также нега тивную роль играет влага в компрессорах холодильной техники. Если вести речь о сило вых агрегатах автомобилей, то здесь в качестве опасных добавок могут являться топливо и охлаждающая жидкость, которые в случаях разрушения уплотнений проникают в мас лосистему двигателя и вызывают течь сальников или заклинивание цилиндро-поршневой группы.

Методы лабораторного анализа или мобильные устройства косвенного контроля, осно ванные на измерении диэлектрических или оптических свойств, зачастую являются тру дозатратными по времени или малоинформативными. Современные методы теплофизи ческих измерений, с высокой разрешающей способностью, позволяют не только делать косвенные оценки качества рабочих сред маслонаполненного оборудования на этапе их заполнения [1], но и проводить текущий мониторинг изменений их свойств [2].

Мы предлагаем использовать в качестве датчиков реального состояния масла мини атюрные резистивные элементы. Для этого нами разработан автоматизированный метод изотермического воздействия на вещество с поверхности проволочного нагревателя. В опыте оценивается величина тепловыделения при заданной в импульсе температуре зонда.

Особенностью метода является то, что удается оценивать теплообмен не только в области характерных значений рабочих температур и давлений, но и в области короткоживущих состояний, диапазон существования которых чувствителен к наличию примесей. Метод позволяет оценивать величину изменений в свойствах среды или детектировать инжек цию опасного компонента.

На базе развиваемого нами подхода было разработано устройство для экспресс–диаг ностики наличия влаги в маслах. Работа устройства была проверена в опытах на маслах с известным содержанием влаги. Данные о влагосодержании были получены из прямых измерений методом титрования по Карлу Фишеру. Параллельный опыт показал хорошее согласие результатов нашей разработки с лабораторными методами. Подобное устройство разрабатывается для определения качества топлив и масел для двигателей внутреннего сгорания.


Работа выполнена при поддержке РФФИ, проект 07-08-96048_урал и гранта Прези дента РФ Ведущие научные школы, проект НШ - 4429.2006.8.

1. Скрипов П.В., Старостин А.А., Волосников Д.В., ДАН. Т. 390. № 2. С. 192-195 (2003) 2. Васильев С.Н., Волосников Д.В., Скрипов П.В. и др. ПТЭ, №4, С. 130-135 (2004) ДЕРИВАТОГРАФИЧЕСКОЕ ИССЛЕДОВАНИЕ СИСТЕМЫ Fex TiSe Е.Г. Галиева Институт физики металлов УрО РАН, 620219, Екатеринбург, ул.С.Ковалевской, E-mail: physicsmet@yandex.ru В последнее время в интеркалатных материалах на основе диселенида титана было об наружено явление разделения фаз. Примечательно, что в этих материалах существенную роль могут играть эффекты, связанные с особенностями электронной структуры. Ранее было установлено, что внедрение 3d–переходных элементов приводит к формированию вблизи уровня Ферми бездисперсионной примесной зоны. Появление этой зоны сопровож дается деформацией решетки типа сжатия в направлении нормали к плоскости слоев. Это обстоятельство позволяет считать эту примесную зону поляронной (ПЗ).

Разделение фаз было установлено методом рентгеноструктурного анализа для образ цов F ex T iSe2, на рентгенограммах присутствуют рефлексы фазы F eSe2. Ранее было пока зано, что выделение второй фазы сопровождается тепловым эффектом. Оставалось неяс ным, как повлияет увеличение содержания железа на температуру теплового эффекта.

Для этого в работе проведено дериватографическое исследование системы F ex T iSe x = (0.1 0.5). Измерения проводились в вакуумированных ампулах, что позволило избе жать неконтролируемого испарения селена.

Мы обнаружили, что увеличение концентрации железа приводит к уменьшению тем пературы теплового эффекта. Увеличение содержания железа соответствует уширению ПЗ, т.е. приводит к уменьшению величины энергетического зазора между потолком ПЗ и уровнем Ферми. Соответственно, можно предположить, что при нагреве, вследствие термического размытия, ПЗ достигнет уровня Ферми при более низких температурах.

Действительно, эта закономерность была экспериментально обнаружена.

ТЕОРЕТИЧЕСКОЕ ОПИСАНИЕ РЕНТГЕНОВСКИХ ЭМИСИОННЫХ СПЕКТРОВ ГЕКСАГОНАЛЬНОЙ И РОМБОЭДРИЧЕСКОЙ ФАЗ NiS В.А. Галкин,1 Н.С. Павлов,1 И.А. Некрасов2, Э.З. Курмаев 1) Уральский государственный университет, 620083, Екатеринбург, ул. Куйбышева, 48а E-mail: dbrnjh0@gmail.com 2) Институт электрофизки УрО РАН, 620016, Екатеринбург, ул. Амундсена, 3) Институт физики металлов УрО РАН, 620219, Екатеринбург, ул.С.Ковалевской, Сульфид никеля может существовать в разных фазах: гексагональной и ромбоэдри ческой. Причем, гексагональная фаза может обладать как металлическими, так и полу проводниковыми свойствами в зависимости от температуры. Для расчета электронной структуры обеих фаз N iS использовался метод TB-LMTO-ASA [1].

На Рис. 1 слева представлены экспериментальная (черным цветом) [2] и теоретическая (серым цветом) плотности состояний для 3d–состояний никеля в ромбоэдрической фазе сульфида никеля. Пики хорошо совпадают и по энергии и по интенсивности. На Рис. справа– 4s– и 3p–состояния серы, расcчитанные методом TB-LMTO-ASA (серые линии) и экспериментальные (черные кружки) для гексагональной фазы. Здесь хорошее совпадение по интенсивности и расхождение по энергии для 3p–состояний серы, объяснить которое можно тем, что не были учтены антиферромагнитные свойства N iS в данной фазе.

Рис.1 Слева: сравнение экспериментальных спектров N iS (черные кружки) с 3d–состоянием никеля(серая линия) в ромбоэдрической фазе N iS;

справа: сравнение экспериментальных спек тров SK (черные кружки) и SLIIIII (серые кружки) с LDA расчетом для 3p–состояний серы (черная линия) и 4s–состояний серы (серая линия) 1. O. Andersen, Z. Pavlowska, and O.Japsen Phys. Rev. B 34, 5253 (1986) 2. S.R. Krishnakurman, N. Shanthi, P. Mahadevan, D.D. Sarma, Phys. Rev. B 61, 10570 (2000) ВЫЧИСЛЕНИЕ ПОВЕРХНОСТНОЙ СВОБОДНОЙ ЭНЕРГИИ КРИСТАЛЛ-РАСПЛАВ ЛЕННАРД-ДЖОНСОВСКОЙ СИСТЕМЫ КАПИЛЛЯРНО-ФЛУКТУАЦИОННЫМ МЕТОДОМ Д.Р. Галяутдинов, В.Г. Байдаков, С.П. Проценко Институт теплофизики УрО РАН, 620016, Екатеринбург, ул.Амундсена, E-mail: g_d_r@mail.ru Сложность в проведении надежных экспериментальных измерений поверхностной свобод ной энергии кристалл–жидкость побудила к недавнему развитию двух дополнительных мето дов определения поверхностной свободной энергии посредством молекулярного моделирования cleaving метод и флуктуационный метод. Эти два метода имели успех в определении как ве личины свободной энергии, так и ее анизотропии для простых систем, таких как системы твердых сфер и леннард–джоновские системы.

Нами проведено молекулярно–динамическое моделирование двухфазной однокомпонентной системы кристалл–расплав в широком диапазоне температур. Определение поверхностного на тяжения осуществлялось капиллярно–флуктуационным методом.

Для создания плоской межфазной границы кристаллическая и жидкая фазы были подго товлены отдельно. Они содержали одинаковое количество частиц, и каждая имели плотности, соответствующие объемной фазе при температуре плавления. После того, как эти системы бы ли уравновешены при температуре плавления, они бфли соединены вместе для получения двух плоских поверхностей раздела. Таким образом, моделируемая ячейка представляла собой квази двумернй параллелепипед со сторонами порядка L L L =50570 и содержала около x y z частиц. Парные межчастичные взаимодействия описывались обрезанным при r = rc потенциалом Леннард–Джонса:

4[(/r)12 (/r)6 ], r rc ;

(r) = r rc 0, где = 0.3405 нм, /kB = 119.8 К (параметры аргона), kB постоянная Больцмана. Масса частицы m = 6.6336 · 1026 кг. Значения,, m, kB использовались в качестве параметров приве дения термодинамических величин. Приведенные (безразмерные) величины отмечаются знаком. Расчеты проводились в ансамбле N, V, E. Основными рассчитываемыми параметрами бы ли температура, давление, потенциальная и кинетическая энергии. На границы ячейки налага лись периодические граничные условия. Интегрирование классических уравнений движения ча стиц осуществлялось с помощью алгоритма Бимона. Шаг интегрирования по времени составлял 0.5 · 1014 с. Потенциал межчастичного взаимодействия обрезался на расстоянии rc = rc / = 2.5.

Использовался гранецентрированный кубический кристалл с тремя ориентациями решетки.

Получено устойчивое сосуществование жидкость–кристалл при температурах T = T kb / = 0.55, 0.575, 0.6, 0.65, 0.7, 0.85, 1.0, 1.5, 2.0, 4.0, 5.938, 8. Работа выполнена при финансовой поддержке РФФИ (проект №05-02-16284а) и программы.

Ведущие научные школы (НШ-4429.2006.8).

МАГНИТОКАЛОРИЧЕСКИЙ ЭФФЕКТ В МАНГАНИТЕ La0.8 Ag0.1 MnO3 С ИЗОТОПИЧЕСКИМ ЗАМЕЩЕНИЕМ КИСЛОРОДА (16 O И 18 O) А.Г. Гамзатов1, М.З. Закарьяева 1) Институт физики ДагНЦ РАН, 367003, Махачкала, Россия 2) Махачкалинский физико–технический лицей №8, Махачкала, Россия E-mail: gamzatov_a@mail.dgu.ru В последние годы в связи с возможностями практического применения пристальное внимание уделяется исследованию различных магнитных материалов, в которых магнитокалорический эф фект (МКЭ) наблюдается вблизи комнатных температур. Наши исследования МКЭ в образцах La1x Agx M nO3 [1-2] и результаты работ других авторов [3] показали, что величина МКЭ в них достаточно велика и, что немаловажно, наблюдается при комнатных температурах.

Ранее было показано, что при замещении изотопа кислорода 16 O на тяжелый изотоп 16 O фи зические свойства некоторых манганитов радикально меняются [4-5]. В свете вышесказанного представляло интерес исследование влияния изотопического замещения кислорода (16 O на 16 O) на магнитокалорические свойства манганита La0.8 Ag0.1 M nO3. В данной работе приводятся ре зультаты исследования МКЭ в образце La0.8 Ag0.1 M nO3 с изотопическим замещением кислорода.

На рисунке приведены температурные зависимости магнитокалоического эффекта T в поле 0.26 kOe для 1,5 La Ag Mn O 0.8 0.1 образцов La0.8 Ag0.1 M n16 O3 и La0.8 Ag0.1 M n18 O3 Как вид La Ag Mn O 0.8 0.1 но из рисунка, для La0.8 Ag0.1 M n16 O3 Tmax = 308 K и H=26 kOe 1, T (K) T = 1.5 K, для La0.8 Ag0.1 M n18 O3 Tmax = 300 K и T = 1.2 K. Температура максимума и величина МКЭ 0, для образцов с 16 O на 16 O отличаются. Отметим, что для образца La0.8 Ag0.1 M n16 O3 величина МКЭ больше чем для La0.8 Ag0.1 M n18 O3.

0, 220 240 260 280 300 320 T (K) Для оценки эффективности магнитного охлаждения используется коэффициент, называемый мощностью маг Рис.1 Температурная зависимость нитного охлаждения RCP (relative cooling power) [3], МКЭ для La0.8 Ag0.1 M n16 O3 и который определяется как по изменению магнитной эн La0.8 Ag0.1 M n18 O3 тропии SM, так и по адиабатическому изменению тем пературы Tad. В нашем случае мы определим RCP по адиабатическому изменению температуры Tad RCP (T ) = Tad (T, H)TF W HM, где TF W HM ширина пика на половине максимума эффекта. Вычисленное таким образом значение RCP для La0.8 Ag0.1 M nO3 равно 38 K2 в поле 0.26 kOe.

Сравнение результатов исследования МКЭ на изотопных образцах с данными для обычных образцов аналогичных составов [2,3] показывает, что изотопическое замещение кислорода не ока зывает существенного влияния на величину МКЭ данных составов. В то же время с учетом преимуществ манганитов перед другими магнитокалорическими материалами высокая хими ческая стабильность, большое электросопротивление [6], низкая себестоимость, позволяет утвер ждать, что манганиты являются реальными кандидатами в качестве рабочего материала для охлаждающих систем, работающих при комнатных температурах, о чем говорят и полученные значения RCP.

1. А.Г. Гамзатов, А.М. Алиев, А.Б. Батдалов и др. Письма в ЖТФ, 32, 16 (2006).

2. I.K. Kamilov, A.G. Gamzatov, A.M. Aliev et. al., J.of Physics D: Appl. Physics, 40, 4413 (2007).

3. M.H. Phan, S.C. Yu, J. Magn. Magn. Mater 308, 325 (2007).

4. N.A.Babushkina, L.M.Belova,O.Yu.Gorbenko et.al.Nature, 391, 159 (1998).

5. G.-M. Zhao, et.al, Nature (London), 381, 676 (1996).

6. O.Yu.Gorbenko, O.V. Melnikov, A.R. Kaul et. al. Mat. Sci. and Eng. B, 116, 64 (2005).

СТРУКТУРА НИКЕЛЯ ПОСЛЕ НИЗКОТЕМПЕРАТУРНОЙ ДЕФОРМАЦИИ СДВИГОМ ПОД ДАВЛЕНИЕМ Т.М. Гапонцева, В.П. Пилюгин, М.В. Дегтярев, Т.И. Чащухина, Л.М. Воронова Институт физики металлов УрО РАН, 620219, Екатеринбург, ул. С. Ковалевской, E-mail: TatianaT@imp.uran.ru Исследовали влияние температуры деформации, обеспечивающей различную подвижность дислокаций, на смену стадий структурного состояния монокристаллического никеля. Показано, что подвижность дислокаций влияет на тип образующихся границ и на степень деформации, соответствующую переходу материала в новое структурное состояние. Образование полосовой структуры не только замедляет формирование однородной субмикрокристаллической структуры, но и приводит к меньшему деформационному упрочнению.

Мнокристаллический никель чистотой 99.98% деформировали методом сдвига под давлением при 80 и 290 К. Образцы до деформации имели диаметр 7 мм и толщину 0.3 мм. Давление состав ляло в среднем 5 ГПа. Угол поворота наковальни варьировали от 45 до 10 оборотов. Структуру деформированных образцов изучали с помощью просвечивающей электронной микроскопии.

Стадийное изменение твердости никеля после низкотемпературной деформации сопоставили со стадийным изменением структуры никеля. Электронно–микроскопическое исследование под твердило результаты работ [1, 2].

При комнатной температуре на начальной стадии деформации формируется слаборазориен тированная ячеистая структура (первая стадия). На этой стадии присутствуют только малоуг ловые дислокационные границы деформационного происхождения. Первые микрокристаллиты появляются после деформации e = 3 (вторая стадия). Эта стадия характеризуется присутствием в структуре границ разного типа. При деформации доля микрокристаллитов в структуре рас тет, а доля ячеек уменьшается, и при e = 5.3, на третьей стадии, структура состоит только из микрокристаллитов однородная субмикрокристаллическая (СМК) структура. Размеры микро кристаллитов при дальнейшей деформации уменьшаются.

Снижение температуры деформации до 80 К, уменьшая подвижность дислокаций, затруд няет формирование ячеистой структуры. В результате на начальных этапах наряду с ячейками формируются полосовые структуры и микродвойники (первая стадия). В условиях пониженной подвижности дислокаций деформация, в отличие от деформации при комнатной температуре, уже на этой стадии приводит к формированию как мало–, так и высокоугловых границ. Первые микрокристаллиты (начало второй стадии) появляются при той же степени деформации, что и при комнатной температуре (e = 3.2). Однако, микрокристаллиты не становятся преобладающей структурной составляющей (вплоть до e = 8), и переход на стадию однородной СМК структуры не наблюдается. Размер микрокристаллитов при T = 80 К меньше, чем при T = 290 К, и после e = 8 уменьшается до 0.05 мкм.

Исследовано влияние температуры деформации на зависимость твердости от размера элемен та структуры.

Работа выполнена при частичной финансовой поддержке Программы Президиума РАН П-09, №3.

1. Н.А. Смирнова, В.И. Левит, В.П. Пилюгин и др. ФММ 61, 1170 (1986).

2. Н.А. Смирнова, В.И. Левит, М.В. Дегтярев ФММ 66, 1027 (1988) СТРУКТУРА И СВОЙСТВА 0 ДГ С НЕКРУГОВОЙ ТРАЕКТОРИЕЙ ВЕКТОРА НАМАГНИЧЕННОСТИ В КУБИЧЕСКОМ ФЕРРОМАГНЕТИКЕ Р.М. Вахитов, Е.Р. Гареева Башкирский государственный университет, 450074, Уфа, ул.Фрунзе, E-mail: VakhitovRM@bashedu.ru, Gareeva_E82@mail.ru Известно, что присутствие дефектов в структуре кристаллической решетки существенно ска зывается на многих свойствах материала, в том числе и на процессах его спиновой переориента ции. В окрестности спин–переориентационного фазового перехода (СПФП) постоянно возникают флуктуации направления намагниченности, которые при наличии дефектов в образце закреп ляются на них, образуя устойчивые магнитные неоднородности, служащие зародышами новой фазы. В работах [1, 2] было показано, что наиболее приемлемым модельным представлением крупномасштабных флуктуаций, конденсирующихся на дефектах, являются магнитные неод нородности типа 0–градусных доменных границ (0 ДГ) с блоховским законом поворота вектора намагниченности М. Полученные результаты позволяют составить примерную схему кинетики СПФП I рода в реальном кристалле, которая вполне согласуется с экспериментальными дан ными [3]. Рассмотренный метод описания уединенной магнитной неоднородности типа 0 ДГ, ло кализованной на дефекте, был также использован и для изучения процессов перемагничивания материалов под действием постоянного внешнего поля [4]. В этом случае (здесь 0 ДГ являет ся модельным представлением доменов обратной намагниченности) также имеется качественное согласие с известными результатами [5]. Однако некоторые из них, например наличие нижней границы устойчивости 0 ДГ в нулевом поле, когда она коллапсирует и образец (согласно теории) становится однородно намагниченным, указывает на ограниченность рассматриваемой модели.

Поэтому возникает необходимость в ее совершенствовании, чтобы она более адекватно описывала бы процессы перемагничивания образца от одного состояния к другому.

В данной работе исследуются уединенные магнитные неоднородности с квазиблоховской струк турой [6], возможные в кубическом ферромагнетике, представляющем пластину (011) с комбини рованной анизотропией. В рамках вариационного метода рассмотрена численная минимизация полной энергии пластины (с учетом наличия дефекта и размагничивающих полей).

Магнитные неоднородности различной топологии, возможные в пластине (011), находятся из решения уравнений Эйлера-Лагранжа вида [2, 3] E E E = 0, = 0, =0 (1) при выполнении условия 2E 0 (2) Полученные результаты позволяют исследовать процессы зародышеобразования крупномас штабных флуктуаций при СПФП I рода на основе представлений о магнитных неоднородностях типа 0 ДГ с квазиблоховской структурой.

1. Р.М.Вахитов, А.Р.Юмагузин, ФТТ, 43, с.65, (2001) 2. Р.М.Вахитов, Е.Р.Гареева, М.М.Вахитова, ФНТ, 32, с.169, (2006).

3. В.К.Власко–Власов, М.В.Инденбом, ЖЭТФ, 86, с.1084, (1984) 4. Е.Р.Гареева, М.М.Вахитова, Вестник Башкирского государственного университета, 3, с.14, (2006) 5. A.Sakuma, S.Tanigawa, M.Tokunaga, J.Magn. Magn. Mater., 84, р.52, (1990) 6. В.В.Плавский, М.А.Шамсутдинов, Б.Н.Филиппов, ФММ, 88, с.22, (1999) СПИНОВЫЕ ВОЛНЫ В МАГНИТНЫХ ДИЭЛЕКТРИКАХ Л.Э. Гончарь, А.А. Можегоров, А.Е. Никифоров, С.Э. Попов Уральский государственный университет им. А.М. Горького, 620083, Екатеринбург, пр.Ленина, E-mail: lyudmila.gonchar@usu.ru В последнее время резко возрос интерес к исследованию сильнокоррелированных соединений, таких как купраты, манганиты, титанаты, ванадаты. Характерной особенностью этих соедине ний являются необычные электрические и магнитные свойства, обусловленные сильной связью решеточной, орбитальной, зарядовой и спиновой степеней свобод. Целью настоящей лекции явля ется обзор различных типов магнитных структур и дисперсионных зависимостей спиновых волн в регулярных магнитоупорядоченных кристаллах и их взаимосвязи с решеточной, орбитальной и зарядовой подсистемами кристалла. Магнитные диэлектрики, как правило, являются соеди нениями, в которых взаимодействующие магнитные ионы разделены немагнитными лигандами.

Для того чтобы определить тип магнитной структуры, необходимо рассмотреть все возможные магнитные взаимодействия в кристалле. Основным типом взаимодействий магнитных ионов яв ляется изотропное обменное взаимодействие. В зависимости от основного состояния магнитного иона и конфигурации его окружения, обменное взаимодействие может быть ферромагнитным или антиферромагнитным. Если основное состояние магнитного иона (или одной из подрешеток магнитных ионов) орбитально вырождено, знак обменного взаимодействия определяется орби тальной и зарядовой подсистемами кристалла [1]. В кристаллах с неизовалентным легированием возможен также двойной обмен [2]. В кристаллах с кубической магнитной ячейкой регулярные соразмерные магнитные структуры могут быть описаны с помощью четырех базисных структур:

A, C, G и F и их модификаций. Однако различие обменных взаимодействий в ячейке может вызвать фрустрацию магнитной структуры. Основной тип магнитной структуры может быть уточнен с помощью учета различных анизотропных взаимодействий, к которым относятся одно ионная анизотропия, симметричный и антисимметричный анизотропный обмен. Таким образом, можно определить направления спинов в магнитной ячейке и статическую магнитную струк туру. Для описания парных магнитных взаимодействий в кристалле можно использовать спин гамильтониан:

Jij (Si · Sj ) + (dij · [Si Sj ]), H= Dij Si Sj + (1) i,j i,j, i=j в котором первое слагаемое отвечает за изотропный обмен, второе слагаемое-за одноионную ани зотропию (при i = j) и симметричный анизотропный обмен (i = j), третье слагаемое-это анти симметричный анизотропный обмен. Одним из методов экспериментального определения типа магнитной структуры являются спиновые волны. Предполагается рассмотреть, каким образом различные типы магнитных взаимодействий отражаются в дисперсионной зависимости спектра спиновых волн. Так, величина изотропного обменного взаимодействия определяет масштаб (ха рактерные энергии) дисперсии, анизотропные взаимодействия, отвечают за количество ветвей дисперсионных зависимостей и за снятие их вырождения.

Работа поддержана фондами CRDF REC-005, Научная программа Правительства РФ Раз витие научного потенциала высшей школы, фондом Династия.



Pages:   || 2 | 3 | 4 |
 





 
© 2013 www.libed.ru - «Бесплатная библиотека научно-практических конференций»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.