Наличие вблизи поверхности трехгранных областей, направления намагниченности в которых перпендикулярны оси легкого намагничивания, вызывает увеличение энергии магнитной анизотропии £а, но приводит К обрэзовзнию замкнутой магнитной цепи, что

Рис. 1.23. Структура плоскопараллельных доменов в магнитном одноосном кристалле

Рис. 1.24. Образование клинообразных областей в ферромагнетиках с одноосной анизотропией

уменьшает магнитостатическую энергию Е ц соответствует минимуму полной энергии. Более детальные исследования свидетельствуют о том, что энергетически выгодным является образование клинообразных областей, как показано на рис. 1.24.

Рис. 1.25. Фигуры Акулова - Бит-тера для ферромагнетиков с одноосной анизотропией

Рис. 1.26. Фигуры Акулова-Биттера в виде «елочек»

На рис. 1.25 показаны фигуры Акулова - Биттера для ферромагнетика с одной осью легкого намагничивания. Стрелками обозначены направления намагниченности в доменах. Эти направления можно определить по методу царапин. Метод состоит в следующем: если на пути магнитного потока нанести царапину, то при совпадении направлений линий поля и царапины она не изменит .картину поля, а в случае взаимно перпендикулярного располо-

Домен

Граничный слой

Ч Домен

Рис. 1.27. Структура переходного слоя между доменами

жения вызовет образование поля рассеяния, на границе которого-соберется ферромагнитный порошок. Следовательно, «проявляются» царапины, перпендикулярные направлению поля (царапинь проведенные под другими углами, такЖе проявляются, однако менее ясно).

Для кристаллов с несколькими осями легкого намагничивания кроме рассмотренных антипараллельных (180°-ных) соседств возможно образование других типов, например 90°-ных соседств.

Доменная структура зависит от ряда причин. Так, если поверхность ферромагнитного кристалла

слегка наклонена к плоскости, в

которой лежат оси легкого намаг- "---

ничивания, то образуются фигуры в виде «елочек» (рис. 1.26). Ха-рактер структуры определяется также микронеоднородностью ма-риала, различными дефектами, упругими напряжениями и др.

Граничный слой между доменами и размеры доменов. Рассмотрим граничный слой между соседними доменами. Блох показал, что энергетически выгодно

иметь доменную границу (граничный слой), в которой осуществляется постепенный поворот спинов (рис. 1.27)..

Качественное объяснение этого состоит в следующем. Силы обменного взаимодействия стремятся удержать магнитные моменты соседних атомов ближе к параллельной ориентации, т. е. расширить доменную границу. Силы, обусловленные энергией магнитной анизотропии, наоборот, стремятся уменьшить толщину доменной границы, так как на протяжении этого слоя происходит поворот вектора намагниченности от одного направления легкого намагничивания к другому, что связано с увеличением энергии магнитной анизотропии. Благодаря этим двум противоположным тенденциям устанавливается определенная толщина доменной границы бгр, соответствующая минимальному значению удельной (на единицу площади) энергии граничного слоя угр- Значения бгр и угр можно, в первом приближении, оценить на основании следующих рассуждений.

Определим обменную энергию, приходящуюся на 1 см доменной границы при плавном повороте спинов на 180° (рис. 1.27), для чего воспользуемся уравнением (1.128). Поскольку угол ф между спиновыми моментами соседних атомных слоев мал, можно считать, что со8<рл;1-ф/2. Тогда обменная энергия соседних спиновых моментов представится как -2Ла(1-Ф/2). В дальнейшем можно учитывать только переменную часть этой энергии, т. е, Лаф2. Используя замену ф=:ая/бгр, где а - постоянная кристаллической решетки, и учитывая, что в толще доменной границы содержится бгр/а спинов, а число спинов на 1 см поверхности со-

ставляет l/a, получим сутедующее выражение для удельной обменной энергии граничного слоя:

\ \р) а а? айгр

Из уравнения (1.145) видно, что чем больше толщина доменной границы бгр, тем меньше энергия уобм.

При отсутствии плавного поворота спинов удельная обменная энергия доменной границы составила бы Ао/а, т. е. была бы в бгр/(я2а) раз больше, чем в рассмотренных условиях.

Удельная энергия магнитной анизотропии уа пропорциональна константе кристаллографической анизотропии и толщине доменной границы, т. е.

Ya=P/CAp. (1-146)

где р<1-коэффициент, учитывающий, что не все векторы намагниченности в граничном слое направлены по направлению самого трудного намагничивания.

Полная удельная энергия доменной границы

Yrp=Yo6M+Ya=°2-+P/CiV (1.147)

Толщину граничного слоя, соответствующую минимуму этой энергии, можно найти из условия

5Угр g2

--p/Ci = 0; (1.148)

откуда

8гр=яа/л/(р/С1а) (1.149)

и соответствующая этой толщине энергия

y,=2ncyKiAla. (1.150)

Для оценки значений бгр и угр по порядку величин Ч. Киттель [1.7] рекомендует считать, что обменная энергия равна тепловой энергии при температуре Кюри {А=Ш) и пользоваться следующими упрощенными формулами:

8грСу"(Щ/). (1.151)

Угр~2ЛШу • (1.152)

Тогда, например, для железа (ЭдаЮ К; /Ci»10* Дж/м; а» «2,5-10-10 м, считая, что йоЮ-з Дж-К~) получим следующие значения: бгр» 1000 А (10" см), чему соответствует приблизительно 300 атомных слоев, и у-Ю- Дж/м (2 эрг/см).