Krinchik-GS-Fizika-magnitnyh-yavlenii (1239154), страница 53
Текст из файла (страница 53)
РЕЗОНАНС И РЕЛАКСАЦИЯ ДОМЕННЫХ ГРАНИЦ Изменение средней намагниченности, наблюдающееся в слабых полях, обусловлено в основном изменением в соотношенив объемов доменов, намагниченных в противоположных направлениях вдоль легкой осп (для одноосного кристалла), путем смещения доменных границ. Обратимость этого процесса указывает на то, что граничный слой, находясь в положении равновесия, удерживается в нем квазиупругой силой. Рассмотрим 180'-ную границу. Пусть внешнее поле Н направлено параллельно границе. Тогда на единицу площади доменной границы действует эффективная сила вели- чинов 27,Н (см. $3.8). Это давление приводит к упругому смещению х, причем 2га х, == — *. 1а (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 снл трения. С учетом сказанного можно записать уравнение движения границы в малых полях т,рх — рх-'-ах.—. 27,Н. (5.4.3) Если внешнее поле изменяется периодически (Н== Нес™), то ре шеиие (5.4.3) будет иметь вид ла (5.4.4) ы гоа 1+ г — —— ыв сок о Для восприимчивости получаем выражение (5.4.5) х(гп) =— ыа ы 1 — — +1 гвг о 312 ах=- 2/,Н, (5.4,1) где а — упругая постоянная. Можно найти соотношение между начальной восприимчивостью х, н константой а. Если через 1 обозначить среднее расстояние между двумя граничными слоями, то величина хам! представляет собой долю перемагнпченного полем Н объема, а 1,х71 — возникающее при этом изменение результирующей намагниченности.
Таким образом, с учетом (5.4.1) получаем —— резонансная частота, а гог - — — релаксационглгр ная частота. Таким образом, зависимость восприимчивости от ы может иметь резонансный характер. Если х(го) имеет резонансный вид (рис. 5.13), то вещественная часть восприимчивости хг (х=х1 — (ха) обладает максимумом и минимумом, лежащнмн недалеко от резонансной частоты озо. Максимум мнимой части ха(го) практически совпадает с гио. При увеличении затухания максимум х! исчезает, а мш1пмум, сглаживаясь, смещается в сторону высоких частот. Максимум ха, у меньшаясь, смещается в сторону низких частот.
Спектр приобретает релаксационный характер, который характеризуется наличием мак- агп, 0 ггг аз о б 200 000 Л0 %00 000 си/гх л)еч снмума ха(гп) и релаксационным спадом х! (го) в области релаксационной частоты го! причем рнс 513 Магнитные спектры обвсловлен как следует из (о.4.5), ные колебаниями гранин: а — ревонансный так 1 спектр (добротность О=Уагп~р)!)>1) ° б 2 релаксапионный спектр (О(1); в — магнитный спектр монокристалла кобальтового Величина затухания феррвта (271 определяется многими причинами, которые могут иметь различную степень важности в том плп другом конкретном материале. !. Т Фуко, возникающие при изменении магнитного потока оки блав материале. В металлах этот вид затухания является прео ладающим.
2. Так называемое истинное затухание, связанное с релаксацией спина при прецессии и определяемое величиной н в уравнении Ландау — Лифшица (3.7,11). 3. Магнитная вязкость или магнитное последействие. Этими терминами объединяются проявления снл трения, которые нельзя непосредственно снязать ни с первой, нп со второй причинами. Экспериментально наблюдалась вязкость с необычайно большими постоянными времени порядка нескольких часов. Собственные частоты сливового резонанса и резонанса доменных границ лежат в различных частотных диапазонах. Спиновый 313 а»>гй мгд >го яго ма== Рай о> 1 12рсз (5.4.6) Рпс.
5.15. Резонансные частоты доменная гранины, полученные из кривых типа изображенной на рнс. 5.14 Ряс. 5.14. Резонансные колебания доменной гранины около положения равновесия, наблюдавшиеся с помощью эффекта Фарадея (5.4.7) где 3!5 3!4 резонанс наблюдается в сантиметровом диапазоне, а резонанс границ — в области метровых волн. Это создает возможность для уверенного наблюдения и выделения спектров колебаний границ.
Рассмотрим теперь несколько детальнее некоторые из резонансных и релаксапионных процессов, определяющих динамическое поведение смещаюьцпхся доменных границ. Самый простой из релаксацпонных 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 саге>пения плоскопараллечьных 180'-ных границ, учет дискретной структуры может стать существенным при малом числе доменных границ в образце.
В подавляющем большинстве случаев можно ограничиться рассмотрением непрерывной среды, которое дает 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,ченный диффузией примесных атомов в решетке кристалла.
Как показано в 9 3.2, физическая причина ориентационной анизотропии 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 самон доменной границы. При движении доменной границы этот процесс должен вызывать вязкостные эффекты с характерным временем диффузии. Поскольку время диффузии можно регулировать изменением температуры в широких пределах, мы получаем возможность получения времен речаксации намагниченности порядка нескольких минут, часов и даже месяцев. Этот же физический механизм приводит и к другому интересному процессу, известному под названием дезаккомодации магнитной проницаемости. Если достаточно резко изменить положение доменных границ в образце и затем начать измерять его начальную проницаемость Р, как функцию времени, то опыт показывает, что Р, 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 пнтереснымп, важнымн и хорошо изученными явля- ются процессы, связанные с истинным затуханием, т. е. с релаксационным членом е в уравнении Ландау — Лифшица. Следует обратить внимание на относительну>о величину релаксацнонного члена.
Как раз переход к случаю истинного затухания (т. е. резкое уменьшение абсолютной ве.личины затухания при движении доменных границ в тонких металлических пленках и в совершенных диэлектрических монокристаллах) дал возможность по вп ггп >оп гоо го оп вп вп >по >го я„,з 9яс наблюдать процессы резонанса и релаксации доменных границ в чистом виде. При воздействии переменного магнитного поля неоднократно наблюдались резонансные пики на кривых м>(ю), обусловленные резонансом доменных границ (рис.
5.13). Наиболее эффективными в этом отношении являются недав;>о осуществленные эксперименты по непосредственному наблюдению колебательного режима при установлении равновесного положения доменной границы магнитооптическим методом. Поскольку эффект Фарадея и,з пропорционален намагниченности (см. 9 5.5), то, освещая небольшой участок вблизи доменной границы, можно легко осуществить вариант, при котором ие будет пропорционален амплитуде смещения границы х. На рис. 5.!4 представлены экспериментальные результаты !61, 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 — > х=- х (1- ехр ! — — ) !созе>ог — (еэо!) — и1пгоД~, о( ~ 27,0 2тгс, о х = ',т= ", юй:=- о— о Р т,р бтг гя 2/2 «э о21 11 = — = Н (5.4,12) к, н«н о — — = 1== 7,т/т„,, 2 2 кр (5.4.8) а — (т) ( — ~ (5А.9) гепр ! эксп 22 2П гр ! гр и ,~ А, !О ' эрг/см Ф и м ч м хх м и Ех и м 4п/г Гс е', !О 'Эгс пп 22/с и/с м/с А:= 3.!о"е эрг ю-14 г/см' ,22~ 22 Мг) 2,22 О, 0,14 33 9,5 46 14 105 20 оо 0,96 0,024 316 Время релаксации т и резонансную частоту <оо можно определить непосредственно из кривых, представленных на рис.
5.14, а постоянную а — из статических измерений. На рис, 5.15 представлены определенные таким образом значения <о/гт',), где Ое — поле в плоскости пластинки (управляющее поле для аппликаций в устройствах с ЦМД (см. 9 3.6)), Значение о! при экстраполяции О, -О использовано в табл. 5,1 для определения т„р, а значение т †д определения постоянных затухания в уравнении Ландау †Лифшица е и а (3 7.1!), (3.7.12).
При этом учтены следующие соотношения, связывающие т, е и подвижность границы т): и === в'уз = а /',/'у. (5.4.10) Для сравнения укажем, что значения в', наиденные из измерений ферромагнитного резонанса для чистых ферритов-гранатов, равны 0,006 10-' для УзГезО!з и 0,19 10 т для ел<)ГезО!з. Представленные в табл. 5.1 результаты расчетов обнаруживают неплохое согласие с экспериментом (й — толщина пластинки).
При этом следует учесть, что для гранатов данного состава не измерялись обменная константа А и параметры затухания с помощью ферромагнитного резонанса. Таблица 5.1 Резонансные и релаксацнонные характеристики доменной границы н пластинке феРРита-гРаната Сйе,езтэ,еерэ,эпагл011 Подвижность доменной границы может быть аналогичным образом определена из аналогичных магнитооптических измерений зависимости х(ы) в области релаксационной частоты <о! [7!.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
