Page 41 - РОЗДІЛ 1

41

Обмінна енергія в одиниці поверхні стінки зменшуватиметься зі збільшенням

товщини N перехідного шару, оскільки

AS  2
2
 ( 1 . 1 )
ex
2
aN
де A – обмінний інтеграл (для феромагнетиків A  0); S – розмір спінів; – ста-
a
ла ґратки. Водночас внаслідок відхилення спінів від осі легкого намагнечення

зростає енергія магнетокристалічної анізотропії, а зі звуженням доменної стінки

зменшується

 a  KNa ( 1 . 2 )

де K – константа магнетокристалічної анізотропії.

У реальному феромагнетному кристалі товщину доменної стінки визначають

умовою балансу обмінної енергії та енергії магнетної анізотропії. Отже, мінімізу-

ючи повну енергію

AS  2
2
      KNa ( 1 . 3 )
ex a 2
aN
можна визначити напрям спінів у різних точках доменної стінки.

Автори праці [186] вивчали одновісну анізотропію та досліджували феромаг-

нетний матеріал з однією віссю легкого намагнечення (наприклад, кобальт). У

такому випадку енергія анізотропії (g )  K U cos 2  , K U – константа одновісної

анізотропії, а закон розподілу спінів

A  d A  
z    ln tg(  ) , (1.4)
K u 0 cos K u 2 4

де A – константа обмінної взаємодії. Вони встановили, що за максимального зна-

чення енергії анізотропії (у точці z = 0) кут  між спінами швидко змінюється. Ця

зміна відбувається плавно, якщо спіни розташовуються вздовж осі легкого намаг-

нечування або проти неї. Тому за товщину доменної стінки приймали таке її зна-


чення, за якого кут сталий і не змінюється за умови, що нахил кривої (z ) в ме-

жах всієї стінки такий самий, як і при z = 0 (штрихова лінія на рис. 1.4), тобто ста-

новить A/ K . U