Krinchik-GS-Fizika-magnitnyh-yavlenii (1239154), страница 33
Текст из файла (страница 33)
В таких кристаллах вектор намагниченности замыкающих доменов также может быть направлен вдоль легкой оси. Фактором, ограничивающим увеличение толщины доменов, в данном случае является рост магнитоупругой энергии. Замыкающий домен стремится растянуться в направлении намагниченности (рис. 3.13,б).
В то же время основные домены стремятся сжать замыкающни домен. Таким образом, для того чтобы увеличить объем замыкающего домена, необходимо совершить работу против упругих сил. Деформация замыкающего домена в отсутствие внешних сил составила бы е„„=Х!ео. Следовательно, для того чтобы сжать все замыкающие домены, приходящиеся на 1 см' пластинки, до прежних размеров, необходимо затратить энергию 1 и 1 з о (3.6.10) (3.6.6) 1ор /тг(!2 197 196 ос Ха 'м Е= осгт [оа (3.6.12) Есл««подставить численные значения констант для железа, при А=-1 см получим «МО,! см и /гж50 эрг/смз, т. е.
наиболее низкознергетнческую структуру из всех рассмотренных. На рис. 3.14 и 3.15 представлены экспериментально наблюдавшиеся на монокрнстальпых пластинках замкнутые доменные структуры, а также их изменение под влиянием магнитного поля. Все рассмотренные выше доменные структуры имеют ту об«цую черту, что при наблюдениц их сверху домены выглядят параллельными полосками равной толщины. Доменные структуры такого типа принято называть полосовымн доменными структурами, илн страйп-структурами. Рассв«отр««м теперь более узкий класс страйпструктур, характеризу«ощийся, во-первых, наличием одноосной анизотропии с легкой осью, перпендикулярной поверхности пластинки, и, во-вторых, наличием остаточной намагниченности 1и, направленной вдоль страйпов.
Для таких структур появляется привлекательная возможность управления ориентацией страйпов с помощью внешнего магнитного поля. Как правило, ориентация страйпов определяется направлением предварительно приложенного достаточно сильного магнитного поля. Благодаря стабилизирующему действию наведенной анизотропин ($ 3.2) ориентация страипов фиксируется в такой степени, что в сравнительно слабых полях пленку можно перемагннчивать от +1, до — 1м не изменяя ориентации страйпов, а в достаточно сильном поле можно переориентировать странны.
«ак««м образом, мы имеем образец с враща«ошейся внешним полем анизотропиеи, т. е. для многих практических прил«енений — управляемую дифракционную решетку (рис. 3.16). В связи со сказанным страйп-структуры подвергались широкому теоретическому и экспериментальному исследованию, некоторые результаты которого мы изложим. 1.
При К«/2п!, > ! ориентация 1з в отделы«ых доменах не зависит от толщины пленки и вектор 1, направлен вдоль оси легкого намагничивания, т. е. перпендикулярно поверхности пленки. 2. При К« /2п/,< 1,если й =йнр, вектор 1, лежит в плоскости пленнн и домены разделены грани««аз«и Нееля нли границами типа колючей проволоки. 3. При К «/2««/, < 1,если /г>й„р, возникает паласовая доменная структура, причем при Л-йнр выход вектора 1, из плоскости пленки в страйп-доменах очень мал, Поскольку нормальная составляющая 1, на поверхности пленки мала, то соответственно мал и проигрыш в магнитостатической энергии, который при й>йкр удается скомпенсировать выигрышем в энергии аиизотропии. Возникшую страйп-структуру можно рассматривать как результат осцилляцин вектора 1а относительно плоскости пленки с непрерывным изменением а(х), где а — угол 198 Рнс.
3.14. Порошковые фигуры на тонкой монокрнсталлнческоя пластинке «Ч! — Со в отсутствие внешнего магннтного полн [171 о Ь с о' Рнс. 3.13. Изз«еневне порошковых фнгур во впегпнем магпнтном поле [!71: а и Ь вЂ” раззпчные доменные структуры в отсутствне поля, с показывает взмене. пве структуры а в поле 3,6 Э, направленном слева направо, с«показывает нзмепепне структуры в поле 3,9 Э, направленном на рисунке снизу вверх Рнс.
3.!б. Стра!!п.структура, эксперннентальнп набльтдаемав а нонпкрнсталлнческнх пленках 95тр !ч! — 571 Ге (д !,45 нкн) [!71, а — внешнее пале отсутствует, шнрнна домена ! нкн; Ь вЂ” Н !2,5 Э н направлено справа налево отклонения 1, от плоскости пленки, а х — координата в направлении, перпендикулярном страйцам. Переход от одного страйп-домена к другому происходит при изменении знака а. Величина аш „ определяет выход нормальной слагавшей 1 и зависит от толщины пленки. Можно этот же результат описать с' иных позиций.
Страйп-домены как таковые вообше отсутствуют. х а страйп-сгруктура плен- Ъ' ки образуется в результа- , 'т те непрерывного перехода от одной доменной грани- кьс цы малой градусности к г другой; Ширина страйп- 5о домена при таков описа- / х /:Я"' нии совпадает с шириной 'доменной границы. При Е ьхв увеличении толщины ! пленки начинают образо- .У, У вываться домены, и для / описания структуры ста- / /, / иет целесообразным пс- / у у пользовать модель чередуюшихся страйп-домеНОВ, В КажДОМ ИЗ КОТОРЫХ РНС. З.!7 3аНКНутая дпмеппан СтруКтуа= +сонэ!, разделенных ра в перналлоевых страйх-пленках между собой доменными гранипами блоховского типа, причем б(с1, где б — ширина доменной границы, а с! — ширина страйп-домена.
4. При К!,'2Ы,'« 1 расчет й,р удается провести точно [151 и й„р —— 2п1/А,К!. (3.6.13) Влияние магнитного поля на й„р дается формулой !161 й„— )/А,К!, где й= Н!,,2К~, (3.6.14) ! — Ь Таким образом, появление страйп-структуры как фазовый переход второго рода можно наблюдать, либо изменяя толщину образца, либо изменяя магнитное поле при фиксированнои толщине образца. 5. Равновесная ширина домена страйп-структуры с! примерно равна толщине пленки й, причем обычно и теоретические расчеты и эксперимент дают зависимость с1- !/й.
6. При дальнейшем увеличении толщины пленки наблюдается тенденция к переходу к доменным структурам замкнутого типа. Промежуточным этапом при переходе к доменной структуре Ландау — Лифшица является структура, изображенная на рис. 3.17 201 !17). Физически появление такой структуры в пластинке с одноосной перпендикулярной анизотропией можно объяснить следующим образом. Прн отличии углов ~р и гр от нуля увеличивается энергия анизотропии (фФО непосредственно увеличивает энергию анизотропни внутренних доменов, а при увеличении гр энергия аннзотропии возрастает благодаря увеличению объема замыкающих доменов).
Рост энергии анизотропии может быть скомпенсирован уменьшением плотности энергии доменных гра- Э ннц. При этом, для того чтобы границы замыкающих доменов давали заметный вклад в свободную энергию, толщина пла- Ф стинки должна быть достаточно малой. При гр 0 и ф О рассматриваемая структура пеа г г г/' реходит в структуру Ландау— УОгчннг Лифшица. При гр л/2 и гр- ч/2 имеется возможность перехода Рис. 3.18.
1Хилиндричесниг магнит- к страйп-структуре с незамкнуные домины тым магнитным потоком. Описанные доменные страйп-структуры различных типов наблюдались экспериментально как на металлических, так и на диэлектрических ферромагнитных пленках или пластинках в интервале толшии от 0,1 мкм до нескольких десятков микрон. Перейдем теперь к рассмотрению структур с цилиндрическими магнитными доменами (ЦМД).
Как уже отмечалось выше, в пластинке с перпендикулярной легкой осью анизотропии при н К! /2л/, > 1 намагниченность в отдельных доменах ориентирована перпендикулярно поверхностям пластинки, вдоль легкой оси. Возникающая при этом доменная структура с незамкнутым магнитным потоком относится к типу рассмотренных в начале параграфа, ширина доменов определяется примерно формулой (3.6.4), но полосовые домены сильно изгибаются, закручиваются, и образуется структура серпантинного вида (рис.
3.18,а). При наложении внешнего магнитного поля, перпендикулярного поверхности пластинки, образец должен намагнититься до насыщения в одном направлении. Однако при некотором значении поля Н,нн «исчезающие» полосовые домены преобразуются в систему цилиндрических доменов — бабблов (рис. 3.!8,б). При дальнейшем повышении величины поля существует область устойчивости ЦМД, в которой радиус сравнительно слабо зависит от величины поля, и, наконец, при достижении некоторого критического значения поля Ни домены необратимо коллапсируют за очень малый промежуток времени, определяемып подвижностью границы, и пластинка намагничивается до насыщения.
Рассмотрим теперь задачу об одном цилиндрическом домене радиуса г=г//2, находягцемся в бесконечной магнитной пластинке й по упрошенной схеме !91 с эмпирически подо раиной зависимостью (3.4.13) дли учета магпитостатнческой эн р Энергия одного ЦМД в пластинке равна: )Р = Ю'ч —, 'йгн -- Ог'г, (3.6.15) нг =2лгйо — энергия доменной границы, )ри=2лг'й!Н вЂ” энер- гия взаимодействия домена с внешним магнитным по, е, магнитостатнческая энергия. Вычисление последнего члена представляет наибольшую трудь. В то же время учет этого вида энергии необычайно важен ность. то для определения условий, при которых структура с Ц Д ся стойчивой. Нетрудно видеть, что появление внутри однородно намагниченной пластинки цилиндрического домена с намагничен- ност тью антипараллельной полю, приводит к увеличению и, а также !й;.
Поэтому интересующая иас структура може т быть устойчивой лишь в том случае, когда это увеличение энергии ком- пенсируется уменьшением магнитостатической энергии. Ради упро- щения записи введем следуюшие безразмерные переменные энергию и = (Р/1бл /,й, г2 н (3.6.16) попе тг", =— Н/4л/„ (3.6.17) радиус х — = и/й /3.6Л8) и характеристическую длину й, = 1/й = а/й4л/,'. (3.6.19) В безразмерных переменных (3.6.21) Равновесное значение для радиуса ЦМД найдем из условия равенства нулю первого члена в (3.6.21) 2 !+ — х 2 ЬЖ' = Йй',г + ИГ~ — 6)рг = [ ( ) — х-' ( — ') -ь Я ~ хбх -:- + — [Я вЂ” ~ — ') ! (Ьх)н —.... !3.6.20) Подставив выражение (3.4.13) в (3.6.20), получим ИГ = [1 — ) +Я вЂ” ~1+ — х) 1хбх+ [Ю-(1+ — 'х) '~(8) Это уравнение имеет два решения (3.6.23) 0 0 ! ! Яе =-- 1 л- — ),— (З).)пе 4 (3.6.24) Соответствукицнй критический радиус коллапса х,- )~ — ) (3.6.25) нз которых только одно устойчиво.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
