Доменная структура и магнитная анизотропия ферромагнетиков

Все ферромагнетики (как металлические, так и не металлические) – вещества кристаллические. Обычно структура материалов, используемых для сердечников магнитных элементов автоматики, представляет собой совокупность зерен – кристаллов не правильной формы (кристаллитов). Иногда магнитные устройства изготовляют на одном кристалле, так называемом монокристалле.

Ферромагнетики в зависимости от температуры и материала могут иметь в основном три типа кристаллических решеток. При обычных температурах работы элементов железо имеет кубическую объемноцентрированную решетку (рисунок 2.4,а), никель (при любой температуре)–кубическую гранецентрированную (рисунок 2.4,б) и кобальт – гексагональную (рисунок 2.4,в).

Кристаллы ферритов также имеют структуру кубической или гексагональной симметрии, но значительно сложнее, чем у металлических ферромагнетиков. На рисунок 2.4,г приведены структуры так называемых шпинелей, присущие большинству ферритов.

Из предыдущего известно, что при температурах ниже точки Кюри ферромагнитное вещество всегда (независимо от того, есть или нет внешнее поле) характеризуется неизменной для данной температуры спонтанной намагниченностью J_s. В то же время даже монокристалл ферромагнетика, у которого спины всех атомов расположены параллельно, может быть либо полностью размагниченным, либо намагниченным в той или иной степени.

Объясняет это явление доменная теория ферромагнетизма, основанная на положении, что устойчивому, состоянию равновесия соответствует минимум энергии. Например, из двух состояний равновесия маятника, при которых центр тяжести лежит на вертикали, проходящей через ось подвеса, устойчивым будет состояние, когда центр тяжести лежит ниже, а не выше точки подвеса, так это состояние соответствует минимуму потенциальной энергии маятника. Другой пример: две магнитные стрелки имеют два состояния равновесия, показанные на рисунок 2.5,а и рисунок 2.5,б; однако они установятся в состояние б, которое соответствует минимуму магнитостатической энергии. По этой же причине полоска железа притягивается к подковообразному магниту, потому что при замыкании железом его полюсов магнитостатическая энергия системы будет минимальной.

Согласно этой теории каждое зерно (кристаллит) ферромагнитного тела, а в случае монокристалла – весь его объем делится на области, называемые доменами. Величина вектора намагниченности каждого домена равна спонтанной, единственно возможной для данного ферромагнетика намагниченности, а направление векторов намагниченности соседних доменов различно и соответствует характерным для кристалла направлениям (например, ребру куба, диагонали куба).

а)

б)

в)

г) д)

Рисунок 2.4 Кристаллические решетки ферромагнетиков

а)

б)

г)

д)

Рисунок 2.5 Доменные структуры

В полностью размагниченном ферромагнетике весь объем кристаллов разделен поровну между доменами с противоположно направленными векторами спонтанной намагниченности, поэтому его общая намагниченность относительно внешней среды равна нулю. Такому состоянию соответствует, например, деление монокристалла на домены (рисунок 2.5,г), при котором магнитные потоки замыкаются внутри образца и магнитостатическая энергия системы доменов минимальна.

При воздействии на подобный кристалл внешнего магнитного поля Н его доменная структура изменяется. Происходит увеличение объема доменов, вектор спонтанной намагниченности которых наиболее близок к направлению вектора Н, за счет сокращения объема других доменов (рисунок 2.5,д). В результате этого появляется намагниченность кристалла в целом, возрастающая по мере увеличения поля, и все большая часть магнитного потока замыкается через воздух. Такое смещение границ возможно, очевидно, до тех пор, пока наиболее выгодно ориентированные домены не поглотят полностью домены, ориентированные менее выгодно, и намагниченность J кристалла не станет равной спонтанной намагниченности вещества.

Между соседними доменами с различными направлениями намагниченности имеются переходные слои, называемые границами, или стенками доменов, в которых происходит постепенный поворот вектора намагниченности от одного направления к другому. Процесс образования новых доменов в отсутствие внешнего поля способствует созданию структуры, в которой магнитные потоки замыкаются внутри образца, и поэтому сопровождается уменьшением магнитостатической энергии. Однако этот процесс может продолжаться лишь до тех пор, пока уменьшение магнитостатической энергии покрывает возрастающую энергию, необходимую для создания в образце доменных стенок и пропорциональную общей площади стенок. Поэтому для весьма мелких частиц и очень тонких слоев ферромагнетика энергетически выгодной может оказаться однодоменная структура, если размер частицы или толщина слоя ниже некоторой критической величины

Итак, перестройка доменной структуры под действием внешнего поля приводит к появлению и изменению общей намагниченности ферромагнетика, т.е. к его намагничиванию.

Исследования, проведенные на монокристаллах, показали раз личный характер зависимости J(H) в полях, направленных вдоль различных кристаллографических осей, что свидетельствует о существовании магнитной анизотропии ферромагнитных кристаллов. На рисунок 2.6 приведены эти зависимости для железа (а), никеля (б) и кобальта (в). В то же время предельное значение намагниченности оказывается одинаковым для всех направлений поля и равным спонтанной намагниченности вещества. При намагничивании ферромагнетика расходуется некоторое количество энергии, численно определяемое площадью, заштрихован ной на рисунок 2.6,г. Согласно кривым J(Н) на рисунок 2.6,а энергия на намагничивание вдоль ребра куба [100] (ср. рисунок 2.4,а) для железа наименьшая, а вдоль пространственной диагонали [111] – наибольшая. Поэтому направление вдоль ребра куба для железа называют направлением легкого намагничивания, а вдоль пространственной диагонали — трудного намагничивания.

Таким образом, железо имеет шесть направлений (в обе стороны вдоль каждого из трех ребер, пересекающихся в одной вершине куба) легкого намагничивания.

У никеля (ср. рисунок 2.4,б и 2.6,б) – направление легкого намагничивания расположено вдоль пространственной диагонали. Следовательно, у никеля восемь (в обе стороны вдоль каждой из четырех пространственных диагоналей) направлений легкого намагничивания. Кобальт (ср. рисунок 2.4,в и 2.6,в) имеет лишь одну ось (два направления) легкого намагничивания вдоль его единственной гексагональной оси [0001].

Площадь, заключенная между кривыми легкого и трудного намагичивания, характеризует энергию магнитной анизотропии.

Если оси легкого намагничивания зерен в объеме материала ориентированы беспорядочно, то кривые намагничивания при различных направлениях поля практически совпадают и лежат между кривыми легкого и трудного намагничивания. Такой материал в целом называют магнитоизотропным. Для улучшения магнитных свойств некоторые материалы подвергают особой технологической обработке, при которой одноименные кристаллографические оси отдельных зерен располагаются параллельно. Такие материалы называют текстурированными. Существует ряд способов создания текстуры.

а)	б)
в)	г)

Рисунок 2.6 Графики зависимости намагниченности монокристаллов ферромагнетиков от напряженности внешнего поля

Один из них заключается в изготовлении листового материала прокаткой в холодном состоянии. При этом способе отдельные кристаллы деформируются и ориентируются в направлении прокатки. После холодной прокатки листы подвергают термической обработке (отжигу при температуре выше точки Кюри). В результате термообработки в материале появляется четко выраженная ориентация кристаллов, при которой направление легкого намагничивания совпадает с направлением прокатки.

Другой способ создания текстуры не требует предварительной ориентации кристаллов методом холодной прокатки: нагретый выше точки Кюри материал охлаждают в постоянном магнитном поле. После охлаждения и удаления материала из поля оси легкого намагничивания кристаллов остаются ориентированными в направлении действовавшего поля.