단일 도메인(자기)

단일 영역은 자력에서 자석화(自石化)가 자석 전체에 걸쳐 달라지지 않는 강자석의^[1] 상태를 말한다. 모든 자기장에 대해 단일 도메인 상태에 머무르는 자분을 단일 도메인 입자라고 한다(그러나 다른 정의는 가능하다, 이하 참조).^[2] 그러한 입자는 매우 작다(일반적으로 지름 1마이크로미터 이하). 그들은 또한 많은 응용에서 매우 중요하다. 왜냐하면 그들은 높은 강제성을 가지고 있기 때문이다. 그것들은 경도 자석의 경도의 주요 원천이며, 테이프 드라이브에 있는 자기 저장의 운반체, 그리고 고대 지구의 자기장의 최고 기록 장치다(편광석학 참조).

역사

페로마그네틱스의 초기 자기화 이론은 페로마네트가 자기 영역으로 나뉘고 도메인 벽의 움직임에 의해 자기화가 변화한다고 가정했다. 그러나, 1930년 초에 Frenkel과 Dorfman은 충분히 작은 입자들이 그러한 입자들의 크기 상한선을 크게 과대평가했음에도 불구하고 하나의 영역만 차지할 수 있다고 예측했다.^[3] 단일 영역 입자의 가능성은 1940년대 후반에 두 가지 발전이 있을 때까지 거의 주목을 받지 못했다. (1) 찰스 키텔과 루이 네엘의 크기 상한 계산 개선, (2) 스토너와 워하스의 단일 영역 입자 시스템에 대한 자기화 곡선의 계산.^[4][5] 스토너-볼파스 모델은 후속 작업에서 엄청난 영향력을 발휘해왔으며 여전히 자주 인용되고 있다.

단일 도메인 입자의 정의

초기 조사자들은 단일 영역 입자가 한 가지 이상의 방법으로 정의될 수 있다고 지적했다.^[6] 아마도 가장 일반적으로는 그러한 두 상태 사이의 전환 동안에 포함하여 이력 주기 전체에 걸쳐 단일 영역 상태에 있는 입자로 암묵적으로 정의된다. 이것은 스토너-에 의해 모델링된 입자의 유형이다.볼파스 모델. 단, 역전을 제외하고 단일 도메인 상태에 있을 수 있다. 종종 입자의 포화도가 단일 도메인 상태와 일치하면 단일 도메인으로 간주된다. 보다 최근에, 입자의 상태가 어떤 범위의 자기장에 대해 단일 도메인일 수 있고, 그 다음 계속해서 균일하지 않은 상태로 변할 수 있다는 것이 실현되었다.^[7]

단일 도메인 입자의 또 다른 일반적인 정의는 단일 도메인 상태가 가능한 모든 상태 중 가장 낮은 에너지를 갖는 것이다(아래 참조).

단일 도메인 이력

입자가 단일 도메인 상태에 있는 경우, 입자의 모든 내부 자석은 동일한 방향을 가리킨다. 그러므로 그것은 그 크기와 구성의 입자에 대해 가능한 가장 큰 자기 모멘트를 가지고 있다. 이 순간의 크기는 $\mu {\displaystyle }$= V ${\displaystyle M_{}}$ ${\displaystyle {}_{}}$ ${\$이며$,$ $여기$서 V ${\displaystyle V}$은 입자의 볼륨이고 ${\displaystyle M_{}}$ s$${\$displaystyle M_{s}$은 포화 자화이다.

강자석의 어느 지점에서의 자기화는 회전에 의해서만 변할 수 있다. 만약 둘 이상의 자기 영역이 있다면, 한 도메인과 그 이웃 간의 전환은 도메인 벽을 형성하기 위한 자기화의 회전을 포함한다. 도메인 벽은 자석 안에서 쉽게 움직이며 강제성이 낮다. 대조적으로, 모든 자기장에서 단일 영역인 입자는 단위로서의 모든 자기화의 회전에 의해 그 상태를 변화시킨다. 이것은 훨씬 더 큰 강제성을 초래한다.

단일 영역 입자에서 이력(hysteresis)에 가장 널리 사용되는 이론은 스토너–이다.볼파스 모델. 이것은 단축 자석크리스탈린 음이소트로피를 가진 입자에 적용된다.

단일 도메인 크기 제한

실험적으로, 균일한 온도에서 균일한 시료 전체에 걸쳐 자석의 크기가 균일하지만, 현미경으로 시각적 관찰에 해당하는 척도로 자석의 방향은 일반적으로 균일하지 않고, 각 영역마다 차이가 있는 것이 관찰된다. 방향의 균일화는 오직 필드를 적용하거나 표본으로 선택함으로써 그 자체로 미시적인 치수(미세 입자)의 몸체를 얻는다.^[6] 그 크기 범위를 ferromagnet이 single-domain 일반적으로 꽤와 윌리엄 풀러 브라운 주니어는 이 방향으로 첫번째 양적 결과되고 있기 때문이라는 반지름 r{\displaystyle r\의 단일 민족 영역의 특별한 케이스지만 사람, 그의 근본적인 paper,[8]에 엄격하게,(Micromagnetics의 틀 속에)을 증명했다 좁다.,\$!\},$ 오늘날에는 미세한 강자성 입자 이론의 브라운의 근본적인 정리라고 알려져 있다. 이 원칙!}이 낮은 자유 에너지의 상태가 하나의 통일된 자화의 만약 r<>r c{\displaystyle r<, r_{c}\,\ 그런!}는 임계 반지름 rc{\displaystyle r_{c}\,\의 존재를 나타내(즉 존재의 임계 크기 속에 사는 구면 강자성 입자도 해 한결같이 그 자기력에 0.applied field). $그런{\displaystyle {}_{}}$ 다음 r ${\displaystyle c_{}}$ $displaystyle r_{c}\,\!}$에 대한 하한을 계산할 수 있다$$. 1988년 아미캄 A. 아하로니는 ^[9]브라운과 같은 수학적 추리를 사용함으로써 프로이트 스피로이드의 경우까지 기본 정리를 확장할 수 있었다. 최근 브라운의 미세한 강자성 입자에 대한 근본적인 정리가 일반 타원체의 경우로 엄격하게 확대되었고, 일반 타원체의 자기화 인자의 관점에서 임계 직경(타원성 입자가 단일 영역이 되는 이하)에 대한 추정치가 제시되었다.^[10][11] 결국, 같은 결과가 작은 타원형 입자의 측정 가능한 평형률에도 맞는 것으로 나타났다.^[12]

순수한 단일 영역 입자(수질적으로)는 일부 특수 기하학에서만 존재하지만, 대부분의 페로마그네틱의 경우 입자의 직경이 약 25나노미터에서 80나노미터 사이에 있을 때 준 균일성의 자기화 상태가 달성된다.^[13][a] 크기 범위는 초파라믹으로의 전환과 다중 자기 영역의 형성에 의해 아래에 제한된다.

하한: 초모수자기학

열적 변동은 자기화를 무작위로 변화시킨다. 단일 도메인 상태에서, 그 순간은 좀처럼 국지적인 안정 상태에서 멀리 떨어져 있지 않다. 에너지 장벽(활성화 에너지 참조)은 자화체가 한 상태에서 다른 상태로 점프하는 것을 방지한다. 그러나 에너지 장벽이 충분히 작아진다면 그 순간은 입자를 초파라믹으로 만들 정도로 자주 주에서 상태로 점프할 수 있다. 점프 빈도는 에너지 장벽에 대한 지수 의존도가 높고, 에너지 장벽은 부피에 비례하기 때문에 전환이 발생하는 임계 부피가 있다. 이 부피는 차단온도가 상온에 있는 부피라고 생각할 수 있다.

상한: 여러 도메인으로 전환

강자석의 크기가 증가함에 따라, 단일 도메인 상태는 자석 제거 분야로 인해 에너지 비용이 증가하게 된다. 이 장은 자석의 총 모멘트를 줄이는 방식으로 자성을 회전시키는 경향이 있으며, 큰 자석에서는 자성을 자기 영역으로 조직한다. 자기화 에너지는 교환 상호작용의 에너지에 의해 균형을 이루는데, 이것은 스핀들을 정렬시켜 두는 경향이 있다. 자석 제거 분야와 다도메인 상태에 유리한 균형이 형성되는 중요한 크기가 있다. 단일 도메인 상태에 대한 상위 크기 제한의 대부분의 계산은 이 임계 크기를 사용하여 이를 식별한다.^[15][16][17]

메모들

참조