ФЕРРОМАГНИТНЫЕ ДОМЕНЫ

Выше нами было установлено, что в ферромагнетике при все спиновые моменты атомов с недостроенными - или -оболочками ориентируются параллельно друг другу. В ре­зультате этого намагниченность макроскопического образца должна быть близка к намагниченности насыщения. Опыт показывает, однако, что намагниченность случайно взятого куска ферромагнетика часто оказывается равной нулю. При помеще­нии этого образца в магнитное поле результирующий магнит­ный момент возрастает и в достаточно слабых полях достигает насыщения.

Первое качественное объяснение такого поведения ферромагнетиков было дано в 1910 г. П. Вейссом на основе высказанной им гипотезы о существовании в ферромагнетике об­ластей спонтанной намагниченности — доменов.

Рис. 1.15. Ферромаг­нитный образец с ну­левой результирующей намагниченно­стью

Теоретическое обоснование ги­потезы Вейсса было дано Л. Д. Ландау и Е. М. Лифшицем.

Вейсс предположил, что макроскопи­ческий образец ферромагнетика разби­вается на множество доменов, каждый из которых намагничен до насыщения, но намагниченности отдельных доменов ориентированы различным образом. Намагниченность тела как целого представляет собой векторную сумму намагниченностей отдельных доменов. На рис. 1.15 изображены доменные струк­туры, соответствующие нулевой результирующей намагничен­ности.

Прямое экспериментальное доказательство существования доменов было получено много лет спустя. В 1931 г. Н. С. Аку­лов и независимо от него Ф. Биттер предложили метод наблю­дения границ доменов. Метод Акулова — Биттера заключается в следующем. На отполированную поверхность ферромагнитно­го образца наносят коллоидный раствор мелкого ферромагнит­ного порошка и под микроскопом наблюдают образующиеся фигуры. Частички ферромагнитного порошка концентрируются вдоль линий, представляющих собой границы доменов. В настоящее время для наблюдения доменной структуры использу­ют также методы, основанные на эффектах Фарадея (вращение плоскости поляризации света при прохождении через ферро­магнитный образец) и Керра (вращение плоскости поляриза­ции света при отражении от намагниченного образца).

Заметим, что разбиение ферромагнетика на домены анало­гично разбиению на домены сегнетоэлектрика. Домены образуются также в антиферромагнетиках, антисегнетоэлектриках и сверхпроводниках.

Рис. 1.16. Процесс намагничения ферромагнетика: а — ;

б — смещение границ доменов; в — процесс враще­ния,

г — кривая намагничения (/ — обратимое смещение границ, // — необратимое смещение, /// — процессы вра­щения, IV — парапроцессы)

Намагничение ферромагнитного образца, имеющего нулевой результирующий магнитный момент при , происходит за счет изменения формы и ориентации доменов (рис. 1.16). В слабых полях наблюдается увеличение объема «выгодно» рас­положенных относительно внешнего поля доменов, за счет до­менов с «невыгодной» ориентацией, т. е. имеет место процесс смещения границ доменов. Процесс намагничения в слабых по­лях обратим. Если внешнее поле снять, то домены восстановят исходную форму и размеры. Увеличение поля приводит к тому, что рост выгодно ориентированных доменов осуществляется тоже за счет необратимых процессов. Обратимому смещению границ доменов могут, например, препятствовать дефекты кристаллической структуры. Чтобы преодолеть их воздействие, гра­ница домена должна получить от внешнего поля достаточно большую энергию. Если снять намагничивающее поле, то де­фекты помешают границам доменов вернуться в исходное по­ложение. Процессы необратимого смещения границ доменов обусловливают эффект Баркгаузена, заключающийся в том, что при плавном увеличении напряженности поля значение воз­растает в ферромагнетике не плавно, а скачкообразно (рис. 1.16, г).

В области высоких полей намагничение осуществляется за счет поворота намагниченностей доменов по направлению поля. При этом постепенно намагниченность выходит на так называе­мое техническое насыщение (участок III). После достижения технического насыщения наблюдается очень медленное возрас­тание намагниченности.

Оно обусловлено тем, что при К не все спины внутри доменов ориентированы строго параллель­но. В сильных полях достигается параллельная ориентация магнитных моментов. Этот процесс получил название парапроцесса.

Теория процессов смещения была разработана в 1938 г. Е. И. Кондорским, а теория процессов вращения Н. С. Акуло­вым.

Теория процессов смещения была разработана в 1938 г. Е. И. Кондорским, а теория процессов вращения Н. С. Акуло­вым.

Предположим, что образец намагничен до насыщения. По­пытаемся размагнитить его, уменьшая постепенно внешнее по­ле до нуля. Изменение намагниченности не будет теперь опи­сываться кривой, которая наблюдалась при намагничении об­разца (рис. 1.16, г). Из-за того, что произошло необратимое смещение границ доменов при , сохранится некоторая на­магниченность , получившая название остаточной. Для дости­жения нулевой намагниченности требуется приложить размагничивающее поле , называемое коэрцитивной силой. Когда поле достигает больших отрицательных значений, образец намагничивается до насыщения в противоположном направле­нии. Полный цикл перемагничения при изменении поля от до описывается петлей гистерезиса, изображенной на рис. 1.2.

Рис. 1.16, г, на котором изображена часть петли гистере­зиса, наглядно показывает, что процесс размагничения отстает от уменьшающегося поля. Это значит, что энергия, полученная ферромагнетиком при намагничении, не полностью отдается в процессе размагничения. Часть энергии теряется. Найдем зна­чение потерянной энергии. Пусть при образец был не намагничен (т. е. ). Магнитная энергия, накапливаемая образцом при увеличении поля от до определяется выражением

. (1.31)

Рис. 1.17. К расчету потерь энергии при перемагничении ферромагнетика:

а — энергия, приобретаемая ферромагнетиком при намагничении,

б — энергия, ко­торая выделяется при размагничении,

в — потерянная энергия

Здесь — намагниченность, достигаемая при поле . Полная накопленная энергия пропорциональна площади заштрихован­ного участка на рис. 1.17, а. При уменьшении поля до нуля кривая идет так, как показано на рис. 1.17, б. Выделяю­щаяся при размагничении энергия пропорциональна площади, заштрихованной на этом рисунке. Разность этих двух площа­дей, т. е. площадь, заштрихованная на рис. 1.17, в, пропорцио­нальна энергии, оставшейся в ферромагнетике. Аналогичные рассуждения можно провести и для других участков петли гистерезиса. Таким образом, петля гистерезиса является очень важной характеристикой ферромагнитных материалов, так как она позволяет рассчитать энергетические потери в устройствах, в которых используются эти материалы. По виду петли гистерезиса все ферромагнитные материалы можно разделить на две большие группы — магнитомягкие и магнитотвердые. К магнитомягким относят материалы, имею­щие низкие значения коэрцитивной силы ( А/м), к магнитотвердым — материалы с большой коэрцитивной силой ( кА/м). Магнитомягкие материалы применяются в ос­новном для изготовления сердечников трансформаторов, магни­тотвердые — для изготовления постоянных магнитов.

Обсудим теперь вопрос: почему образуются ферромагнитные домены? Ответ на этот вопрос дали Ландау и Лифшиц. Они показали, что образование доменной структуры является след­ствием существования в ферромагнитном образце конкурирую­щих вкладов в полную энергию тела. Полная энергия фер­ромагнетика складывается из: 1) обменной энергии ; 2) энергии кристаллографической магнитной анизотропии ; 3) энергии магнитострикционной деформации ; 4) магнито-упругой энергии ; 5) магнитостатической энергии ; 6) маг­нитной энергии . Таким образом,

. (1.32)

Обменная энергия. Она определяется выражением (1.25). Минимуму обменной энергии в ферромагнетике соответствует состояние однородной намагниченности.