Borovik-ES-Eremenko-VV-Milner-AS-Lektsii-po-magnetizmu (1239152), страница 96
Текст из файла (страница 96)
~ 12.6) расчетная величина 465 25.3 лйатериили из порошков и ферритов коэрцитивной силы для их сферической частицы диаметром 1,3 мкм составляет Н,г = 2К~,17в = 1600 Э (см. з!4.4). На практике не удается получить столь большую коэрцитивную силу. Для магнита из частиц диаметром 1 мкм максимальная достигнутая величина составляет Н,п = 4000 Э '). При больших размерах частиц коэрцитивная сила получается меньшей величины.
На рис. 25.6 показана зависимость коэрцитивной силы бариевого феррита от величины частиц. 10 1П !О 15 ',50 25 !5 И1 5 !О 100 Размер частиц„мкм †2 0 200 400 7.'С Рис. 25.6. Зависимость коэрцитивной силы бариевых ферритов (ВаГешО~з) от размера частиц Рис. 25.7. Температурная зависимость наблюдаемой (1) и идеальной (2) коэрцитивной силы бариевых ферритов ') В 6 10.1 указывалось, что следует отличать коэрцитивную силу, измеренную по намагниченности Н,в (при 1 = 0), от коэрцитивной силы, измеренной по магнитной индукции Ни (при В = 0).
Коэрцитивная сила, измеренная по намагниченности, больше, чем по индукции. Различие особенно велико для материалов с большой козрцитивной силой. Причину несоответствия между расчетной и измеренной величиной коэрцитивной силы следует искать в наличии размагничивающих полей внутри магнитов, полученных прессованием из отдельных частиц, и в наличии границ между доменами в частицах, размеры которых больше 1 мк. По той же причине коэрцитивная сила этих магнитов существенно зависит от температуры. На рис. 25.7 приведены две кривые. Одна показывает температурную зависимость расчетной величины коэрцитивной силы 2К1/7„ а вторая — температурную зависимость коэрцитивной силы Нвт, полученную экспериментально.
Так же как и у ранее рассмотренных материалов, лучшие магнитные характеристики получаются у магнитно-текстуированных образцов (прессование в магнитном поле). Нетекстуированные магниты из бариевого феррита (макроскопически изотропные) сокращенно обозначаются МБИ, а текстурированные (макроскопически анизотропные) МБА. 466 Гл. 25.
Магпгриалы для посшоянных лгагяитов В табл. 25.5 приведены магнитные свойства некоторых бариевых магнитов, выпускаемых отечественной промышленностью. Таблица 25.5 , Параметр )в ~1В„, Гс Н,в, 3 (ВН) „, ~!О Гс Э О, 'С У смешанных ферритов Вв! РЬ,О(ГезОз)а и Зг! РЬлО(ГезОз)а можно достичь высоких магнитных свойств для постоянных магнитов (57).
У этих материалов при определенных условиях спекання можно получить Н,в около 5000 Э и (ВН) ., = 1,5. 1Оз Гс Э. Зависимости величины (ВН),„,„от состава (концентрации ш) и условий спекания для Вв! аРЬ,О(ГезОз)а и Яг! аРЬ,О(ЕезОз)а приведены на рисунках 25.8 и 25.9 соответственно. 0 О.б 1,0 л.отн. сд. Рис. 25.8. Зависимости величины (ВН), от состава изотропных смешанных ферритоз Ва~ „РЬ,О брзОз при температурах спекания 1100 'С (!); 1200'С (2); 1230'С (3) 25.3. Магпериалы из порошков и феррипгов 467 св о с» ю 0,8 0 0,5 1,0 0 0,5 х. отп. сл. х, отй.
од 1,0 У смешанных ферритов бария н стронпия (Вгм иЯгвО. 6РеяОз) можно получить максимальную магнитную энергию (ВН) 2,9 10" Гс Э (рнс,25.!О). Бариевые и смешанные феррнты следует намагничивать в полях порядка 20000 Э. Рнс. 25.9. Зависимости величины (ВВ)„,„„от состава нзотропных смешанных феррнтов Яг1,РЬ,О 6РяОз при температурах спекания !!00 'С (1); 1200 'С (2); ! 230 'С (3) Рис.
25.10. Зависимости величины (ВВ) „„ от состава для аннзотропных смешанных ферритов Ва~,Яг,О 6РяОз для температур спекания !!00 'С (!); 1200 'С (2); 1230 'С (3) Глава 26 ДИНАМИКА МАГНИТНЫХ ДОМЕНОВ И ИХ ПРИМЕНЕНИЕ ДЛЯ ЗАПИСИ ИНФОРМАЦИИ ф 26.1. Предельная скорость доменной границы В гл. 21 мы рассмотрели спиновые волны малой амплитуды. Для их описания можно линеаризовать уравнения Ландау-Лифшица. Линейные уравнения решать значительно проще, чем нелинейные.
Для их анализа разработаны методы, позволяющие для любого сложного уравнения или системы уравнений довести решение до конца. Однако в некоторых задачах отклонения намагниченности от равновесного значения принципиально нельзя считать малыми. В частности, в доменной границе намагниченность разворачивается на 180' и отклонение ЛХ от равновесного направления порядка Мо. Поэтому даже для исследования неподвижной доменной границы использовались приближенные методы.
При анализе движения границы задача становится еще сложнее. Во многих, даже достаточно простых случаях точное решение задачи о структуре движущейся доменной границы в настоящее время неизвестно. Вместе с тем теоретическое исследование движения доменных границ очень важно. Знание его закономерностей имеет существенное значение при изучении процессов перемагничивания.
Особенно актуально исследование динамики доменов в связи с необходимостью создания современных радиоэлектронных устройств, например схем записи информации на основе движущихся цилиндрических магнитных доменов. Другими словами, зто сложная, но весьма важная и для практики, и для развития теории задача. Попробуем разобраться в том, как может двигаться доменная граница. Как движется магион, будучи квазичастицей с энергией в(р) = = ео + р~Д2т*) и скоростью тг = дв(р)/др, более или менее понятно.
Ясно, что кинематика (т.е. связь импульса, энергии и скорости) магнона в ферромагнетике такая же, как у обычной материальной точки в классической механике Ньютона. В частности, при достаточно большом импульсе скорость магнона может быть весьма большой. Правда, сама формула для дисперсии энергии з(р) получена в длинноволновом приближении; при ее выводе считается, что длина спиновой волны А много больше постоянной решетки а.
Последнее отвечает неравенствам 2бд. Предельния скорость доменной ериникьь 469 де(Р) гР ь -о Ь,; Хззз (26.1) также определяется релятивистской формулой. Выразив импульс маг- нона через его скорость, получим ог ч (26. 1') Из формул (26.1), (26.1') ясно, что величина с является предельной скоростью магнонов в антиферромагнетиках или слабых ферромагнетиках, а ее значение велико для магнетиков с большой температурой Нееля. Например, для ортоферритов с =- 20 кмус.
Таким образом, скорости магнонов в антиферромагнетиках, как и в ферромагнетиках, могут быть весьма большими и достигать десятков километров в секунду. Что же можно сказать о скорости доменных границ в этих магнетиках? Если не рассматривать изгиба границы или сильного искажения ее структуры, то границу в некотором приближении тоже можно рассматривать как частицу. С какой же скоростью может двигаться подобная частица? Этот вопрос очень важен для практики, так как скорость движения доменных границ и доменов определяет скорость перемагничивания ферромагнетиков и быстродействие устройств с цилиндрическими доменами.
Однако величина предельной скорости доменной границы в ферромагнетике оказывается много меньшей, чем скорость магнона. Чтобы убедиться в этом, рассмотрим, как меняется полная намагниченность кристалла вдоль легкой оси 1, = ~ ЛХегХ!' при перемещении границы. Ясно, что при смещении границы на расстояние сзх объемы доменов с ЛХ, = Л1о и ЛХ, = — ЛХо меняются на величину осзиь Следовательно, значение 1, изменяется на величину Ые =- = 2ЛХоЬХзх. Отсюда получаем, что скорость изменения 1„ т.е. с(1ег'г11, р = д!с (( 6/а и тг = р/т* (( Ь~пт*а шах~о,га. Однако это несущественное ограничение: считая шо (10ю —: 10") с ', хо 10 ь см, хо,га 1Оз, получаем, что скорость магнона может достигать 10 стус, или 10 кмус.
Для магнонов в антиферромагнетике или слабом ферромагнетике -~ ) =,l ) + ее - Нь) =,Г4 ~ ее'. - .. = г покоя магнона. Эта формула не такая, как в механике Ньютона. Зато она в точности совпадает с зависимостью энергии частицы от ее импульса в релятивистской механике, основывающейся на теории относительности А. Эйнштейна. Единственное отличие состоит в том, что в буквы этой формулы вкладывается иной смысл. В теории относительности с — универсальная константа, равная скорости света в пустоте. Для магнонов константа с различна для разных магнетиков.
Скорость магнона в антиферромагнетике 470 Гл. 2б. Динамика магниегных доменов и их применение определяется формулой = — 2ЛХоЬо. й1.- йг (26.2) С другой стороны, эту же величину можно независимо найти из уравнений Ландау — Лифшица. Для этого нужно взять х-проекцию уравнения Ландау-Лифшица и проинтегрировать ее по всему кристаллу: — — )[мгн„*— ме,')г . Нвф = Н, + Н,„Ч- Н, = Н'+ Н., где Но внешнее поле; Н,„размагничивающее поле; Нн — поле анизотропии. В случае М = М(ш — о1), ЬЛХ = йеМХйл~; кроме того, можно произвести интегрирование по йдйх. В итоге имеем е ЛХ + иб гм,)) ЛХ '1 й ' х ХЛХ 1 Х й '' Л =( -' Х -( йх йх Хх=еяс (, йх йх к= — оо ' к Поскольку при х = хоо в границе ЛХе = М„= О, вклад обменного поля в й1,/йг равен нулю и искомая величина определяется только последним слагаемым, возникающим из энергии анизотропии.
Перепишем этот интеграл, введя угловые переменные д и ш, где д — угол между М и осью -, а р — угол между проекцией М на плоскость хр и х-осью. Так как диы дш йЛХ„дш йАХе Л, От,, Оогк др ОЛХ, йзе дЛХ йр е ОЛХ, м ОЛХ интеграл, входящий в й1е,7йй представляется в виде (26.3) Приравнивая значения й1,1йб из (26.2) и (26.3), получаем 2оЛХо = †"1 ' йх. дш.„ Ор (26.4) Здесь о — константа неоднородного обменного взаимодействия; ш,— энергия магнитной анизотропии. Первое слагаемое в интеграле не приводит к вкладу в й1е/г16 Действительно, его можно переписать в виде 47! 2бдй Предельная скоросмь доменной гринияы Соотношение (26.4) позволяет сделать ряд важных выводов о характере движения доменной границы.
Во-первых, очевидно, что в чисто одноосном ферромагнетике с шь = ш,(ЛХз) или ш„= и~,.(д) граница вообще не может двигаться: правая часть (26.4) равна нулю и как следствие о = О. Естественно, для движения границы необходим учет зависимости энергии анизотропии от ориентации намагниченности в базисной плоскости или, что то же самое, учет энергии магнитного дипольного взаимодействия.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
