МАГНИТОСТАТИ́ЧЕСКИЕ ВО́ЛНЫ

МАГНИТОСТАТИ́ЧЕСКИЕ ВО́ЛНЫ, вол­ны в маг­ни­то­упо­ря­до­чен­ных ве­ще­ст­вах, свя­зан­ные с ко­ле­ба­ния­ми на­маг­ни­чен­но­сти $\boldsymbol M$, спектр ко­то­рых оп­ре­де­ля­ет­ся взаи­мо­дей­ст­ви­ем на­маг­ни­чен­но­сти с по­ро­ж­дае­мым ею маг­ни­то­ста­тич. по­лем на­пря­жён­но­стью $\boldsymbol H^{(м)}$ (маг­ни­то­ста­тич. взаи­мо­дей­ст­вие). М. в. су­ще­ст­ву­ют в диа­па­зо­не длин волн $\sqrt{2\pi A/M^2_S} \ll \lambda \ll 2\pi c/ω \sqrt{ε}$, где $A$ – па­ра­метр об­мен­но­го взаи­мо­дей­ст­вия, $M_s$ – на­маг­ни­чен­ность на­сы­ще­ния, $ε$ – ди­элек­трич. про­ни­цае­мость сре­ды, $c$ – ско­рость све­та, $ω$ – соб­ст­вен­ная час­то­та маг­ни­то­ста­ти­чес­ких волн.

Для опи­са­ния свойств М. в. ис­поль­зу­ют урав­не­ние Лан­дау – Лиф­ши­ца, в ко­то­рое вхо­дит $\boldsymbol H^{(м)}$ и по­сто­ян­ное сто­рон­нее маг­нит­ное по­ле на­пря­жён­но­стью $\boldsymbol H$: $$\boldsymbol {\dot M} =–γ[\boldsymbol M, \boldsymbol H+\boldsymbol H^{(м)}]$$ ($γ$ – маг­ни­то­ме­ха­ни­че­ское от­но­ше­ние), и урав­не­ния маг­ни­то­ста­ти­ки (при от­сут­ст­вии сто­рон­них то­ков): $$\textrm{rot}\,\boldsymbol H^{(м)}=0,\quad \textrm{div}\, \boldsymbol H^{(м)}=4πρ_м,$$ где $ρ_м=-\textrm{div}\, \boldsymbol M$ – плот­ность объ­ём­ных маг­ни­то­ста­тич. «за­ря­дов» (по ана­ло­гии с элек­тро­ста­ти­кой). В ог­ра­ни­чен­ных сре­дах на гра­ни­цах учи­ты­ва­ют так­же не­пре­рыв­ность тан­ген­ци­аль­ной и нор­маль­ной к по­верх­но­сти об­раз­ца со­став­ляю­щих на­пря­жён­но­сти $\boldsymbol H^{(м)}$ и ин­дук­ции маг­нит­но­го по­ля $\boldsymbol B=\boldsymbol H^{(м)}+4π\boldsymbol M$ со­от­вет­ст­вен­но. Этим учи­ты­ва­ют­ся по­верх­но­ст­ные «за­ря­ды» $σ_м=-\boldsymbol n \boldsymbol M$, где $\boldsymbol n$ – еди­нич­ный век­тор нор­ма­ли к по­верх­но­сти раз­де­ла. Т. о., по­ля, обу­слов­ли­ваю­щие свой­ст­ва М. в., от­лич­ны от ну­ля толь­ко при $ρ_м≠0$ и $σ_м≠0$.

В без­гра­нич­ной сре­де за­кон дис­пер­сии M. в. (за­ви­си­мость час­то­ты $ω$ от вол­но­во­го век­то­ра $\boldsymbol k$) не за­ви­сит от $k$, а за­ви­сит толь­ко от уг­ла ме­ж­ду век­то­ра­ми $\boldsymbol M$ и $\boldsymbol k$ . Час­то­ты этих волн ле­жат в диа­па­зо­не $ω_H \leqslant ω \leqslant \sqrt{ω_H(ω_H+ω_M)}$, где $ω_H=γH$, $ω_M\leqslant γ4πM_s$.

В плён­ках (пла­сти­нах) в за­ви­си­мо­сти от вза­им­ной ори­ен­та­ции век­то­ров $\boldsymbol k$ и $\boldsymbol H$ су­ще­ст­ву­ют по­верх­но­ст­ные и внут­ри­объ­ём­ные М. в. По­след­ние под­раз­де­ля­ют­ся на пря­мые внут­ри­объ­ём­ные и об­рат­ные внут­ри­объ­ём­ные М. в. Все М. в. рас­про­стра­ня­ют­ся вдоль по­верх­но­сти плён­ки. Пря­мые внут­ри­объ­ём­ные М. в. воз­ни­кают при $\boldsymbol H|| \boldsymbol n$ и су­ще­ст­ву­ют в диа­па­зоне час­тот $Ω_H \lt ω\lt Ω_{1H}=\sqrt{Ω_H^2+Ω_H Ω_M}$, где $Ω_Н=ω_H-ω_M$; их собств. час­то­ты рас­тут с рос­том $𝑘$ , так что их груп­по­вая ско­рость $\partial ω/\partial 𝑘 \gt 0$. Об­рат­ные внут­ри­объ­ём­ные М. в. воз­ни­ка­ют при $\boldsymbol H⟂ \boldsymbol n$ и су­ще­ст­ву­ют в диа­па­зо­не час­тот $ω_H \leqslant ω \leqslant ω_{1H}=\sqrt{ω_H^2+ω_H ω_M}$; их собств. час­то­ты умень­ша­ют­ся с уве­ли­че­ни­ем $𝑘$ и груп­по­вая ско­рость от­ри­ца­тель­на. По­верх­но­ст­ные М. в. (т. н. вол­ны Дей­мо­на и Эш­ба­ха) су­ще­ст­ву­ют в ка­са­тель­но на­маг­ни­чен­ной плён­ке в об­лас­ти час­тот $ω_{1H} \leqslant ω \leqslant ω_{2H}=ω_H+1/2$.

М. в. воз­ни­ка­ют так­же в маг­ни­то­упо­ря­до­чен­ных стерж­нях, а маг­ни­то­ста­тич. ко­ле­ба­ния (т. н. мо­ды Уо­ке­ра) – в ма­лых час­ти­цах.

М. в. мо­гут взаи­мо­дей­ст­во­вать со спи­но­вы­ми и зву­ко­вы­ми вол­на­ми. За­ту­ха­ние М. в. за­ви­сит от кон­крет­ных свойств маг­нит­ных ма­те­риа­лов. Наи­луч­ши­ми в этом от­но­ше­нии яв­ля­ют­ся плён­ки ит­трие­во­го фер­ри­та-гра­на­та, где за­ту­ха­ние мо­жет со­став­лять 15–25 дБ/мкс. Для воз­бу­ж­де­ния и приё­ма М. в. при­ме­ня­ют мик­ро­по­лос­ко­вые ли­нии. М. в. пер­спек­тив­ны для ис­поль­зо­ва­ния в уст­рой­ст­вах об­ра­бот­ки СВЧ-сиг­на­лов.