Из формул для определения бгр следует, что чем больше Ки тем меньше толщина граничных слоев, т. е. тем более четко оформлены доменные границы, и наоборот.

Более детальное рассмотрение природы граничного слоя требует учета не только энергии кристаллографической магнитной анизотропии, но также и магнитоупругой энергии, вызванной явлением магнитострикции. В реальных кристаллах на характер граничных слоев оказывают также влияние различного рода внутренние неоднородности. При больших значениях магнитной анизотропии, что имеет место, например, у кобальта, энергетически выгодным может оказаться даже образование на поверхности образца потока рассеяния, т. е. возникновение магнитостатической энергии.

Структура граничных слоев для 90°-ных соседств доменов несколько отличается от структуры, рассмотренной для 180°-ных соседств. Однако во всех случаях ориентация спинов в доменной границе подчиняется условию минимума полной энергии.

Теперь рассмотрим вопрос о размерах самих доменов. Строгое количественное решение этой задачи было дано Л. Д. Ландау и Е. М. Лившицем [1.10]. Приведем решение применительно к доменной структуре, изображенной на рис. 1.23. Требуется найти ширину домена d, соответствующую минимуму суммы энергий магнитной анизотропии Ец и граничного слоя Еу.

Определим энергию Е. Для магнитоодноосного кристалла на участках трехгранных областей ее плотность Ya==Ci. Если задаться размерами кристалла lx, 1у\ lz=L (см. рис. 1.23), то суммарный объем этих областей

а энергия

Е,=уУ=. (1.153)

Плотность поверхностной энергии доменной границы внутри кристалла определяется уравнением (1.150), общая площадь

энергия

Суммарная энергия

£ = £.+£,= +-/ifI. (1.155)

При dE/dd=0 получим

d=2(nLa)4.(-y\ . (1.156)

я. и. Френкель и Я- Г. Дорфман [1.20] дали решение для упрощенного случая, без учета влияния энергии магнитной анизотрЬ-иии, рассматривая только обменную энергию и энергию магнитостатическую, образованную размагничивающим действием поверх-, ности, и получили следующее выражение:

rf-yT",* (1.157)

которое в принципе не противоречит выражению (1.156)).

Доменные структуры, для которых характерно квазиразмагниченное состояние, т. е. отсутствие внешних потоков рассеяния, называют структурами с замкнутым магнитным потоком.

Однодоменные структуры мелких частиц. Большой теоретический и практический интерес представляют однодоменные структуры, когда весь объем ферромагнетика занят одним доменом. В такой структуре отсутствуют граничные слои и имеет место внешний магнитный поток, так как для нее энергетически выгодным является исчезновение энергии граничных слоев и возникновение магнитостатической энергии. Однодоменная структура возникает при очень сильном измельчении ферромагнитных образцов, когда размеры частиц становятся меньше определенного для каждого вещества так называемого критического размера.

Для объяснения этого явления рассмотрим частицу в виде сферы диаметром D, состоящую из двух доменов, разделенных граничным слоем (рис. 1.28, а). Энергия граничного слоя представляет собой поверхностный эффект и, следовательно, пропорциональна квадрату диаметра. Если бы эта частица состояла из одного домена, то вокруг нее существовало бы собственное магнитное поле (рис. 1.28,6), которому соответствует магнитостатиче-ская энергия Е. Эта энергия представляет собой объемный эффект и пропорциональна кубу диаметра. Отсюда следует, что при уменьшении размеров частицы энергия Е уменьшается быстрее, чем энергия Еу, и при критическом размере Окр энергетически выгодным становится однодоменное состояние.

Критические размеры частиц зависят от их формы, кристаллической структуры и магнитных свойств материала.

Для модели, представленной на рис. 1.28, в, используя уравнения (1.152) и (1.138) и учтя, что для сферы iVp=l/3, баланс энергии можно представить следующим образом:

Рис, 1.28. Модели доменной структуры мелких частиц

* Значок ~ следует понимать: численно пропорционально.

-t(tt*)tt = -1/ ---

(1.158)

Коэффициент /г в выражении для магнитостатической энергии видетельствует о том, что для модели, изображенной на рис. 1.28, б, эта энергия в два раза меньше, чем для модели рис. 1.28, с. При Еу=Е критический диаметр

Формулу (1.159) нельзя считать универсальной. Наилучшее приближение к реальному значению она дает для материалов с сильной одноосной кристаллографической анизотропией при сферической форме частиц. Для железа Dkp»0,05 мкм; для интерметаллического соединения Мп-Bi £)кр«8 мкм; для бариевого феррита ВаО-бРегОз Dkp«1,5mkm.

В § 1.11 будет показано, что однодоменные частицы отличаются очень большими значениями коэрцитивной силы, и это их свойство используетсл в ряде материалов для постоянных магнитов.

§ 1.9. Тонкие магнитные пленки

Общая тенденция к микроминиатюризации элементов устройств технической кибернетики и радиоэлектроники в сочетании с повышением требований к их быстродействию привела к использованию специфических доменных структур - полосовых, цилиндрических магнитных доменов и др. При этом для получения информации используют различные свойства доменов: смещение границ, возможность генерирования и продвижения доменов в определенную точку схемы, поворот полосовых доменов и т. д. (см, гл. 4). Доменные структуры, отдельными параметрами которых можно управлять с помощью внешних полей (например, магнитных, тепловых), называют управляемыми доменными структурами.

Образование специфических доменных Структур происходит в основном в тонких магнитных пленках (ТМП).

Тонкая магнитная пленка представляет собой слой ферромагнитных или ферримагнитных веществ толщиной порядка микрометра и менее, напыляемых или электроосажденных на подложку. Эти структуры могут возникать в тонких пластинках из некоторых магнитных материалов. Характер доменов и граничных слоев между ними зависит от толщины пленки, физических свойств ее материала и технологии изготовления.

Равновесное состояние и процессы, возникающие в ТМП, существенно отличаются от явлений в массивных образцах. Это объясняется специфическими соотношениями между отдельными ви-