Borovik-ES-Eremenko-VV-Milner-AS-Lektsii-po-magnetizmu (1239152), страница 37
Текст из файла (страница 37)
В достаточно больших полях (Н л 4яЛХо) коэффициент при аз в выражении для И'(д) мал, и вклад второго слагаемого не должен проявляться. Переход от асимптотнки И' х д к И' ос г(з происходит без нарушения монотонности функции И'(д). При уменьшении поля слагаемое с с(з делается все более существенным; при некотором значении Н, равном Н,„ (поле коллапса), на зависимости И'(д) при некотором д = с(„н возникает точка перегиба. Физический смысл Н,„, будет обсуждаться ниже.
Если Н < Н „то точка перегиба превращается в два экстремума: минимум при д =- с(о и максимум при г( = д р„„ причем с(о ) с(кичт. Точке экстремума соответствует равновесное значение д, т,е. при Н < Н ал возникают два состояния ЦМД. Однако ЦМД с д = д „„, является неустойчивым: при малом отклонении Й от д р„,, его энергия уменьшается.
При этом либо ЦМД переходит в устойчивое состояние с с( = г(о, либо его диаметр уменьшается до нуля, в результате чего ЦМД исчезает (коллапсирует). Теперь становится ясным смысл величин д,ри, и до. до отвечает равновесному диаметру ЦМД, а величина д рит определяет его критический диаметр. При уменьшении сг до д „„,, ЦМД неминуемо коллапсирует.
Подчеркнем, что при Н ) Н„н ЦМД вообще не могут существовать. Если увеличивать поле от Н < Н„,, то при Н = Н „л все ЦМД в пластинке станут неустойчивыми и коллапсируют. Величина Н„,, является важной характеристикой ЦМД-образца и называется полем коллапса. При дальнейшем уменьшении поля энергия устойчивого ЦМД монотонно уменьшается, а до растет.
Прн некотором значении Н = НЩ~ величина И'(до) обращается в нуль, и при Н < Н~о~ энергия ЦМД становится отрицательной. В этом случае в пластинке выгодно зарождение ЦМД так же, как при Н ) Н® выгодно его уничтожение. Однако и для зарождения ЦМД, и для его уничтожения необходимо преодолеть довольно большой потенциальный барьер. Поэтому состояние пластинки с одним ЦМД является метастабильным и существует достаточно долго. Это свойство используется для записи информации с помощью ЦМД.
Анализ точной зависимости И' от диаметра ЦМД и вида кривой Иг(с() подтверждает все отмеченные выше качественные закономерности; наличие полей коллапса, поля Н~о) двух видов ЦМД, выводы об их стабильности и т.д. Как свидетельствует точный анализ, возможна и еще одна причина, ограничивающая область устойчивости ЦМД. Если уменьшать поле Н, то при некотором значении Н = Нз возникает так называемая эллиптическая неустойчивость. Дело в том, что круговая форма ЦМД становится неустойчивой относительно растяжения в некотором направле- 184 Гл 12. Доменная структура ферромагнетикое нии. Поле Нз всегда меньше, чем НЩ1, т.е.
при Н = Нз энергия ЦМД меньше нуля. В результате развития эллиптической неустойчивости ЦМД переходит в паласовой или, чаще всего, в лабиринтный домен, причем из одного ЦМД может возникнуть лабиринтная структура, заполняющая всю пластинку. Как уже отмечалось, ЦМД применяются в устройствах памяти электронно-вычислительных машин. При этом весьма существенно уменьшение размеров ЦМД и связанные с ним увеличение плотности записи информации, скорости движения ЦМД, а следовательно, и повышение быстродействия подобных устройств. Динамические свойства ЦМД будут обсуждаться в следующей главе.
Описанная нами теория статических свойств ЦМД дает возможность оптимизировать устройства записи информации — выбрать такие параметры магнитной пленки, которые позволят уменьшить диаметр ЦМД и повысить его стабильность. Теория хорошо согласуется с экспериментальными исследованиями.
Однако в ряде магнетиков, прежде всего в пленках ферритовгранатов, были обнаружены отклонения свойств некоторых ЦМД от обычных. Найдены так называемые жесткие ЦМД, диаметр которых несколько больше стандартного. Жесткие ЦМД стабильны в более широком интервале полей, в частности, коллапсируют при большем значении поля, чем обычные. Кроме того, обнаружены гантелевидные домены, подобные ЦМД, но имеющие неправильную форму типа капли с перетяжкой. Свойства таких доменов удалось объяснить, предположив, что они содержат большое число вертикальных блоховских линий одинакового знака.
Если число этих линий невелико и расстояние между ними меньше, чем толщина отдельной линии, то они не влияют на статические свойства ЦМД. Если же блоховских линий так много, что расстояние между ними сравнимо с их толщиной, то необходимо учитывать их взаимодействие. Анализ показывает, что блоховские линии одного знака «отталкиваются». Следовательно, их наличие «растягиваеть доменную границу и увеличивает диаметр ЦМД.
Прн увеличении поля ЦМД должен сжиматься, однако отталкивание блоховских линий противодействует сжатию; в результате ЦМД коллапсирует в большем поле. Указанные представления хорошо описываются экспериментами по анализу жестких ЦМД. Наличие в них большого числа блоховских линий (до !ОО) непосредственно установлено методом электронной микроскопии. ф 12.8. Однодоменная структура Возможно ли существование кристалликов, состоящих только из одного домена? Ответить на этот вопрос можно, решив задачу о том, каким должен быть размер кристаллика, чтобы энергетически выгодным оказалось наличие в нем лишь одного домена. !85 !2.8.
Однодоменная струнгнрра Рассмотрим две возможные доменные структуры одноосного ферромагнетика, имеющего форму куба со сторонами А. Куб состоит из одного домена, намагниченного в направлении легкого намагничивания (рис. 12.21, а). В этом случае следует учитывать только магнитную энергию где Н ., — внутреннее поле (Нс, = = ХТе); Х вЂ” размагничивающий факн тор, который для куба, как и для шара, принят равным 4х~8! Тн — интенсивность спонтанного намагничивания.
2. Куб состоит из четырех разных доменов (рис. 12.21,б). Два из них намагничены вдоль направления легкого намагничивания, а два (замыкающие)— вдоль направления трудного намагничивания. В этом случае магнитная энергия равна нулю (И'„, = О), поскольку магнитный поток замкнут и размагничивающий фактор Х = О. Граничная энергия (энергия переходного слоя) составляет 7ср ' 2т72 Хе, где 7ср энергия, приходящаяся на 1 сме границы, а 2т72 Ла — площадь границ. Энергия магнитной анизотропии двух замыкающих доменов равна Иг Лз/2, где Ис — энергия анизотропии, приходящаяся на 1 см!, а Аз!2 — объем замыкающих доменов.
СУммаРнаЯ энеРгиЯ кРисталла Иге = Ус„к„. 2т72 Д~ + И'„Ьз/2. Можно найти такой размер кристалла, при котором энергия образования одного домена в первом случае окажется равной энергии образования четырех доменов во втором: ~~а !!а — Тзйз = 7„~,„2Л Л~ + И'н —. Этот «критический» размер легко рассчи- тать: Л р„, — — ',~'с'" . (!2.17) (2я/3)7, — И'„/2 2 !О Так, для кобальта, у которого т„ „„ = 1 эрг/сьг, И к = К1 соз гт, К1 10 ь эрг/смз, 7, 10з Гс, величина Ь р„, 10 " см. Очевидно, что при объемах, меньших критического, энергетически более выгодной является однодоменная структура.
Рис. !2 22 Энергия кубического ферромагнетика, имеющего однодоменную (!) и замкнутую доменную (2) структуру (см рис. !2 21, а и б соответственно) 186 Гл 12. Доменная структура феррамагнетикае На рис. 12.22 графически изображена зависимость энергии ферромагнетика от размеров ребра куба Е для случаев однодоменной структуры и замкнутой системы доменов. Точка их пересечения соответствует критическим размерам кристалла.
Однодоменным может быть и кристалл из ферромагнетика с несколькими направлениями легкого намагничивания, например Ре. Только здесь для второго случая следует учитывать граничную магнитоупругую энергию. Размеры однодоменных частиц при этом меньше, чем для одноосного кристалла. Как мы увидим, ферромагнетики, состоящие из однодоменных частиц, обладают весьма большими коэрцитивными силами. Поэтому в настоящее время они используются для изготовления мощных постоянных магнитов. 9 12.9.
Сверхпарамагиетизм В 8 !2.8 было установлено, что при размерах меньших «критического» ферромагнетик становится однодоменным. При этом, если кристаллики не очень вытянуты, вектор намагничивания 1, направлен вдоль одного из направлений легкого намагничивания. Рассмотрим гетерогенный сплав, состояший из высокодисперсных ферромагнитных частиц в диамагнетике. Ферромагнетик имеет одно направление легкого намагничивания с константой магнитной анизотропии Кн Концентрация этой фазы настолько мала, что ее частицы не взаимодействуют между собой. Чтобы повернуть вектор намагничивания частицы в направлении трудного намагничивания, следует затратить энергию К~п, где а — объем частицы.
Размер частицы и ее константа анизотропии могут оказаться такими, что при некоторой температуре Т величина тепловой энергии, приходящейся на одну частицу, будет того же порядка, что и энергия анизотропии (кТ > К|а). При этом начнется флуктуация магнитного момента частицы М =- .=- 1еп по направлениям, подобная флуктуациям молекул или атомов парамагнетиков. Отличие заключается в том, что у парамагнетиков флуктуируют магнитные моменты молекул, а в рассматриваемом случае — магнитный момент всей закрепленной частицы.
Магнитный момент ферромагнитной частипы гораздо больше магнитного момента парамагнитной молекулы. При наложении поля благодаря одновременному воздействию поля и тепловой флуктуации коллектив частичек начнет намагничиваться вдоль направления приложенного поля, подобно парамагнетику, т.е. согласно функции Ланжевена 1см. (4.4)): 1 11Ш кТ 1а (йТ) где 1 — намагниченность при данной температуре; 1о — истинная на- магниченность. 12.9. Сеерхпиримагнетизм Л1Н Для случая, « 1 получаем Й7' 187 (12.19) (12. 18) (см. 34.2), а для случая,, > 1 (см. 34.6) имеем МН вЂ” =1— 1и Л1Н Рассматриваемые частицы, для которых 1Т > К~о, получили по аналогии с парамагнетиками название сверхпарамагнетиков, Из формул (12.18) и (12.!9) следует, что намагниченность 1 сверхпарамагнетика однозначно определяется отношением Н)Т.
Подобное поведение отличается от намагничивания ферромагнетиков, у которых 8 нельзя построить кривую зависимости 1 от Н7'Т. Из рис. 12.23 видно, что эксперимент со сплавом меди, содержащим 2% кобальта, подтверждает сделанное заключение. 0,01 0,1 1 1О Н)Х Установленное с помощью уравнений (12.18) и (12.19) свойство сверхпара- Рнс. 12.23.
Зкспериментальмагнетиков дает возможность выяснить размеры дисперсионных ферромагнитных кобальта при 77 (!) и 300 К частиц, обРазУющихсЯ в диспеРсионных (2) о ош ия Н7 сплавах. Глава 13 КРИВЫЕ НАМАГНИЧИВАНИЯ ф 13.1. Два типа процессов намагничивания Намагничивание ферромагнетнка можно целиком описать двумя процессами: 1) намагничиванием за счет смещения границы между доменами и 2) за счет вращения вектора намагничивания доменов.
Изобразим схематически (без замыкающих областей) ферромагнетик с тремя направлениями легкого намагничивания (рис. 13.1, а). Этот кристалл имеет три блока доменов. Он полностью размагничен. н=о Рнс. 13.1. Схема доменной структуры ферромагнетнка с тремя направлениями легкого намагничивания. а) ненамагниченного; б) намагниченного в малом поле; в) намагниченного до насьпцення Как будет выяснено в дальнейшем, весь ход процесса намагничивания можно представить следующим образом.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
