Г.С. Кринчик - Физика магнитных явлений (1127398), страница 54
Текст из файла (страница 54)
$ 3.8). Это давление приводит к упругому смещению х, причем (5.4.!) ах== 21,Н, где а — упругая постоянная. Можно найти соотношение между начальной восприимчивостью я, я константой а. Если через ! обозначить среднее расстояние между двумя граничными слоями, то величина х/! представляет собой долю перемагнпченного полем Н объема, а 1,хН вЂ” возникающее при этом изменение результирующей намагниченности. Таким образом, с учетом (5.4.!) получаем 21о х„= — —. га (5.4.2) В 3 3.7 было показано, что движущаяся граница обладает эффективной массой т,р (на ! см' границы). Движущаяся граница испытывает также действие сил трения.
С учетом сказанного можно записать уравнение движения границы в малых полях лг,р х — Р х -'- ах =- 21, Н (5А.3) хо (5.4.4) м мо !+ ! — —— оо 2 о Для восприимчивости получаем выражение (5.4.5) х(го) =- ооо ! — — +!— ег (01 о 3)2 Если внешнее поле изменяется периодически (Н==- Н,е'"'), то решение (5.4.3) будет иметь вид а а где ве = ],г — — резонансная частота, а в, = - -- — релаксационмгр Р ная частота. Таким образом, зависимость восприимчивости от в может иметь резонанснып характер. Если м(в) имеет резонансный вид (рис.
5.13), то вещественная часть восприимчивости м~ (х=х~ — 1хт) обладает максимумом и минимумом, лежащими недалеко от резонансной частоты в,. Максимум мнимой части иа(в) практически совпадает с во При увеличении за гухания максимум м~ исчезает, а минимум, сглаживаясь, смещается в сторону высоких частот.
Максимум мм ) меньшаясь, смещается в сторону низких частот. Спектр приобретает релаксационный характер, который характеризуется наличием мак- гмп мр о~ ™ а б 313 симума ма(в) и релаксационным спадом м~ (в) а/гх йггп в области релаксационвь причем Рнс. б,)З Магнитные спектры, обусловленкак следует из (5.4.5), ные колебаннямн гранка: а — резонансный мак ! спектр !добротность Я=к ат,р7р>1); б— 2 релаксацнонный спектр Я<1); в — магнит. Величина затухания ный спектр монокрнсталла кобальтового феррнта 127] определяется многими причинами, которые могут иметь различную степень важности в том плп другом конкретном материале. !.
Токи Фуко, возникающие при изменении магнитного потока в материале. В металлах этот вид затухания является преобладающим. 2. Так называемое истинное затухание, связанное с релаксацией спина при прецессии и определяемое величиной е в уравнении Ландау — Лифшица (3.7.1! ). 3. Магнитная вязкость или магнитное последействие. Этими терминами объединяются проявления сил трения, которые нельзя непосредственно связать ни с первой, ни со второй причинами. Экспериментально наблюдалась вязкость с необычайно большпмп постоянными времени порядка нескольких часов. Собственные частоты спинового резонанса и резонанса доменных границ лежат в различных частотных диапазонах.
Спиновый резонанс наблнодается в сантиметровом диапазоне, а резонанс границ — в области метровых волн. Это создает возможность для уверенного наб.тюденпя и выделения спектров колебаний границ. Рассмотрим теперь несколько детальнее некоторые из резонансных и релаксационных процессов, определяющих динамическое поведение смещающихся доменных границ. Самый простой из релаксацвонных механизмов — потери на токи Фуко. Эти потери можно рассчитать непосредственно из уравнений Максвелла.
И хотя было показано [5~, что правильное выражение для диссипативной части магнитной восприимчивости можно получить непосредственно из рассмотрения смещения плоскопараллельных !80'-ных границ, учет дискретной структуры может стать существенным при ма.чом числе доменных границ в образце, В подавляющем большинстве случаев можно ограничиться рассмотрением непрерывной среды, которое дает (5.4.6) 2 (зО 12пс~ и рассматривать токи Фуко как фон, который нужно вычесть, чтобы выявить наличие других типов релаксации. Наиболее сложными являются релаксационные механизмы магнитной вязкости. В качестве примера рассмотрим один из сравнительно хорошо изученных вязкостных процессов, обуслов.тепный диффузией примесных атомов в решетке кристалла.
Как показано в й 3,2, физическая причина ориентапионной анизотропни состоит в стабилизации ориентации вектора 1, путем диффузии примесных атомов или других дефектов решетки. Понятно, что эта же причина должна приводить и к стабилизации положения доменной границы в образце путем стабилизации вектора 1, в каждом участке самой доменной границы. Прн движении доменной границы этот процесс должен вызывать вязкостные эффекты с характерным временем диффузия. Поскольку время диффузии можно регулировать цзменением температуры в широких пределах, мы получаем возможность получения времен релаксации намагниченности порядка нескольких минут, часов и даже месяцев.
Этот же физический механизм приводит и к другому интересному процессу, известному под названием дезаккомодации магнитной проницаемости. Ес.ти достаточно резко изменить положение доменных границ в образце и затем начать измерять его начальную проницаемость р, как функцию времени, то опыт показывает, что и, уменьшается. Это можно понять как результат постепенной стабилизации положения доменной границы в данном месте, углубления потенциальной ямы, в которой она находится, и соответствующего увеличения ее крутизны, определяющей (см, й 3.9) величину начальной магнитной проницаемости материала. Наиболее нптереснымп, важными н хорошо изученными явля- 314 ются процессы, связанные с истинным затуханием, т.
е. с релаксационным членом е в уравнении Ландау — Лифшица. Следует обратить внимание на относительную величину релаксацнонного члена. Как раз переход к случаго истинного затухания (т. е. резкое уменьшение абсолютной величины затухания при движении доменных границ в тонких металлических пленках и в совершенных диэлектрических монокристаллах) дал возможность го1ггХ мод 120 гоо бо гГО ОО 52О 1ОО Д О с,нс Рнс. 5.14. Резонансные колебания доменной границы окачо положения равновесия, наблюдавшиеся с помощью эффекта Фарадея Рпс. 5.15.
Резонансные частоты доменной границы, подучевные из кривых типа изображенной на рпс. 5.14 х =- хв ~1 — ехР ( — — ) 1сов ото1 — (ото1) — га1П гоог) ~, (5.4.7) где ! 21,Н 2яггр, ц )1г хо= — ', т= о о Р пггр бог гр 315 наблюдать процессы резонанса и релаксации доменных границ в чистом виде. При воздействии переменного магнитного поля неоднократно наблюдались резонансные пики на кривых иг(ы), обусловленные резонансом доменных границ (рис. 5.!3). Наиболее эффективными в этом отношении являются недавно осуществленные эксперименты по непосредственному наблюденшо колебательного режима прн установления равновесного положения доменной границы магнитооптическим методом. Поскольку эффект Фарадея це пропорционален намагниченности (см. й 5.5). то, освещая неоольшой участок вблизи доменной границы, можно легко осуществить вариант, при котором ае будет пропорционален амплитуде смещения границы х.
На рис, 5.14 представлены экспериментальные результаты (6), полученные на гранатовой пластинке для смещения границы х в зависимости от времени после включения поля О. Решение уравнения (5,4.3) для этого случая запишется в виде Время релаксации т и резонансную частоту ыр можно определить непосредственно из кривых, представленных на рис. 5.14, а постоянную сс — пз статических измерений. На рис.
5.!5 представлены определенные таким образом значения гогН,). где Н,— поле в плоскости пластинки (управляющее поле для аппликаций в устройствах с ЦМД (см. 9 3.6)). Значение ы при экстраполяции Н, 0 использовано в табл. 5.1 для определения гп„р, а значение т — для определения постоянных затухания в уравнении Ландау — Лифшица е и а (3.7.11), (3.7,12). При этом учтены следующие соотношения, связывающие т, е и подвижность границы г): р = Ч 7э тг гпкр* Н (5.4.8) а--(~ ) е' = в'уе = а 7,/у. (5.4.9) (5.4.10) Для сравнения укажем, что значения е', найденные из измерений ферромагнитного резонанса для чистых ферритов-гранатов, равны 0,006.10 — ' для гзГезОгз и О,!9 10 г для ЫЕезОгь Представленные в табл.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
