В магнетизме однодоменность относится к состоянию ферромагнетика ( в более широком смысле этого термина, включающего ферримагнетизм ) , в котором намагниченность не меняется в зависимости от магнита. Магнитная частица, которая остается в однодоменном состоянии для всех магнитных полей, называется однодоменной частицей (но возможны и другие определения; см. ниже). [a] Такие частицы очень малы (обычно менее микрометра в диаметре). Они также очень важны во многих приложениях, поскольку обладают высокой коэрцитивностью . Они являются основным источником твёрдости в твёрдых магнитах , носителями магнитных носителей в ленточных накопителях и лучшими регистраторами магнитного поля древней Земли (см. Палеомагнетизм ).
Ранние теории намагничивания в ферромагнетиках предполагали, что ферромагнетики разделены на магнитные домены и что намагниченность изменяется за счет движения доменных стенок . Однако еще в 1930 году Френкель и Дорфман предсказали, что достаточно маленькие частицы могут удерживать только один домен, хотя они сильно переоценили верхний предел размера таких частиц. [1] Возможности однодоменных частиц уделялось мало внимания до тех пор, пока в конце 1940-х годов не было сделано два события: (1) улучшенные расчеты верхнего предела размера Чарльзом Киттелем и Луи Неелем и (2) расчет кривых намагничивания для систем однодоменные частицы Стоунера и Вольфарта. [2] [3] Модель Стонера -Вольфарта оказала огромное влияние на последующие работы и до сих пор часто цитируется.
Ранние исследователи отмечали, что однодоменную частицу можно определить более чем одним способом. [4] Пожалуй, чаще всего его неявно определяют как частицу, находящуюся в однодоменном состоянии на протяжении всего цикла гистерезиса, в том числе во время перехода между двумя такими состояниями. Это тип частиц, который моделируется моделью Стонера-Вольфарта . Однако он может находиться в однодоменном состоянии, за исключением периода разворота. Часто частицы считаются однодоменными, если их остаточная намагниченность при насыщении соответствует однодоменному состоянию. Совсем недавно стало понятно, что состояние частицы может быть однодоменным для некоторого диапазона магнитных полей, а затем непрерывно переходить в неоднородное состояние. [5]
Другое распространенное определение однодоменной частицы — это определение, в котором однодоменное состояние имеет наименьшую энергию из всех возможных состояний (см. Ниже).
Если частица находится в однодоменном состоянии, вся ее внутренняя намагниченность направлена в одном направлении. Следовательно, он имеет максимально возможный магнитный момент для частицы такого размера и состава. Величина этого момента равна , где – объем частицы, – намагниченность насыщения .
Намагниченность в любой точке ферромагнетика может изменяться только за счет вращения. Если существует более одного магнитного домена , переход между одним доменом и его соседом включает вращение намагниченности с образованием доменной стенки . Доменные границы легко перемещаются внутри магнита и имеют низкую коэрцитивную силу . Напротив, частица, которая является однодоменной во всех магнитных полях, меняет свое состояние за счет вращения всей намагниченности как единого целого. Это приводит к гораздо большему принуждению .
Наиболее широко используемой теорией гистерезиса в однодоменной частице является модель Стонера-Вольфарта . Это относится к частице с одноосной магнитокристаллической анизотропией .
Экспериментально замечено, что, хотя величина намагниченности одинакова по всему однородному образцу при одинаковой температуре, направление намагниченности, как правило, неоднородно, а варьируется от одной области к другой в масштабе, соответствующем визуальному наблюдению при микроскоп. Однородность направления достигается только применением поля или выбором в качестве образца тела, которое само по себе имеет микроскопические размеры ( мелкая частица ). [4] Диапазон размеров, при котором ферромагнетик становится однодоменным, обычно весьма узок, и первый количественный результат в этом направлении принадлежит Уильяму Фуллеру Брауну-младшему , который в своей фундаментальной работе [6] строго доказал (в в рамках микромагнетизма ), хотя в частном случае однородной сферы радиуса это то, что сегодня известно как фундаментальная теорема Брауна теории мелких ферромагнитных частиц . Эта теорема утверждает существование критического радиуса , при котором состояние с наименьшей свободной энергией является состоянием однородной намагниченности (т.е. существование критического размера, при котором сферические ферромагнитные частицы остаются однородно намагниченными в нулевом приложенном поле). Затем можно вычислить нижнюю границу для . В 1988 году Амикам А. Ахарони [ 7] , используя те же математические рассуждения, что и Браун, смог распространить Фундаментальную теорему на случай вытянутого сфероида . Недавно [8] фундаментальная теорема Брауна о мелких ферромагнитных частицах была строго распространена на случай общего эллипсоида , и была дана оценка критического диаметра (при котором эллипсоидальная частица становится однодоменной) через факторы размагничивания. общего эллипсоида. [9] В конце концов, тот же результат оказался верным и для метастабильных равновесий в малых эллипсоидных частицах. [10]
Хотя чистые однодоменные частицы (математически) существуют только для некоторых особых геометрических форм, для большинства ферромагнетиков состояние квазиоднородности намагниченности достигается, когда диаметр частицы находится между примерно 25 и 80 нанометрами. [11] [b] Диапазон размеров ограничен снизу переходом к суперпарамагнетизму и сверху образованием множественных магнитных доменов .
Термические флуктуации вызывают случайное изменение намагниченности . В однодоменном состоянии момент редко отклоняется далеко от локального устойчивого состояния. Энергетические барьеры (см. также энергию активации ) предотвращают переход намагниченности из одного состояния в другое. Однако если энергетический барьер становится достаточно малым, момент может переходить из состояния в состояние достаточно часто, чтобы сделать частицу суперпарамагнитной . Частота скачков имеет сильную экспоненциальную зависимость от энергетического барьера, а энергетический барьер пропорционален объему, поэтому существует критический объем, при котором происходит переход. Этот объем можно рассматривать как объем, при котором температура блокировки находится на уровне комнатной температуры.
По мере увеличения размера ферромагнетика однодоменное состояние требует увеличения затрат энергии из-за размагничивающего поля . Это поле имеет тенденцию вращать намагниченность таким образом, что уменьшается общий момент магнита, а в более крупных магнитах намагниченность организована в магнитных доменах . Энергия размагничивания уравновешивается энергией обменного взаимодействия , которое стремится сохранить выравнивание спинов. Существует критический размер, при котором баланс склоняется в пользу размагничивающего поля и многодоменное состояние становится предпочтительным. Большинство расчетов верхнего предела размера однодоменного состояния отождествляют его с этим критическим размером. [13] [14] [15]
