5.5. Домены, механизмы перемагничивания и магнитные свойства

     Рассмотренная в разд. 5.2 картина расположения магнитных моментов крайне редко распространяется целиком на весь кристалл, гораздо чаще области с одинаковой ориентацией магнитных моментов, называемые доменами, имеют размер порядка микрометра, сам же кристалл состоит из множества доменов, причем ориентация в соседних доменах не обязательно сонаправленная. Происхождение доменов связано со стремлением кристалла иметь как можно меньшую общую свободную энергию. Если бы кристалл представлял собой один домен, то вне кристалла получалось бы значительное магнитное поле (см. рис. 5.11 а). С этим полем связана плотность энергии магнитного поля, равная и значительная общая энергия магнитного поля. Эта энергия значительно уменьшится, если кристалл будет содержать два примерно одинаковых домена с противоположной ориентацией , (см. рис. 5.11 б). При наличии же четырех доменов (см. рис. 5.11 в) она станет еще меньше. Таким образом, с точки зрения уменьшения энергии магнитного поля выгодно разбиение кристалла на домены так, чтобы силовые линии вектора как бы "замыкались" внутри кристалла.

     Границы соседних доменов образуют доменную стенку толщиной порядка нескольких межатомных расстояний, в которой происходит переориентация магнитных моментов (см. рис. 5.12). Очевидно, что такая переориентация сопряжена с дополнительной энергией, связанной как с энергией магнитной анизотропии, так и с энергией, связанной с взаимодействием не совсем параллельных магнитных моментов вблизи доменной стенки, рассмотренной в разделе, посвященном спиновым волнам. Стремление свести к минимуму энергию магнитной анизотропии требует минимальной толщины доменной стенки, желательно менее чем в 1 межатомное расстояние, поскольку при увеличении ее толщины возрастает число магнитных моментов, ориентированных не в направлении легкого намагничивания. Однако при этом возрастает энергия обменного взаимодействия (см. разд. 5.3), для которой оптимальным будет постепенная смена ориентации магнитных моментов, как это изображено на рис. 5.12. Из условия минимума этих двух вкладов может быть вычислена оптимальная толщина доменной стенки [5-7].

     Разбиение на слишком мелкие домены также не выгодно, поскольку при этом будет возрастать "поверхностная" энергия доменных стенок. Из-за рассмотренной конкуренции поверхностной энергии и энергии макроскопического магнитного поля и наблюдаются "оптимальные" размеры доменов порядка 1 мкм. К приблизительно таким размерам приводят и теоретические расчеты, приводимые в книгах по магнетизму [5-6]. Образованию более мелких доменов содействуют дефекты кристаллической структуры, подробно рассмотренные в гл. 2.

     Существованием доменов объясняется перемагничивание многих ферромагнетиков в очень малых магнитных полях. Рассмотрим участок ферромагнетика, намагничиваемый полем напряженности , состоящий из нескольких доменов с разной ориентацией (см. рис. 5.11). Для простоты будем считать, что доменная стенка имеет малую толщину, порядка межатомного расстояния. Домен 1 пусть имеет выгодную ориентацию параллельную, домен 2 - невыгодную. Ему было бы выгодно иметь ориентацию как у домена 1, однако дружный поворот всех магнитных моментов атомов сразу энергетически затруднен и статистически маловероятен в малых полях. Каждому отдельному атому домена 2 повернуться вдоль не дают его соседи-атомы, удерживающие его от такого разворота. Однако атом А, находящийся в домене 2 у границы раздела доменов 1 и 2 находится в особом положении - у него примерно равное число ближайших соседей как с выгодной, так и с невыгодной ориентацией. Поэтому магнитный момент этого атома может сравнительно легко изменить свою ориентацию с невыгодной на выгодную и атом присоединится к домену 1. При этом домен 1 увеличится, а домен 2 уменьшится. Получится тогда, что участок доменной стенки как бы переместился на одно межатомное расстояние. Если учесть конечность толщины доменной стенки, то ход рассуждений сохраняется: получается последовательная переориентация магнитных моментов атомов и эффект перемещения доменной стенки. Такой механизм перемагничивания, называемый перемагничиванием за счет смещения доменных стенок, наблюдается в малых магнитных полях.

     Движение доменных стенок у различным образом ориентированных доменов происходит в полях разной величины. Различные дефекты структуры (см. гл. 2) также препятствуют движению доменных стенок, причем в разной степени. Поэтому различные области ферромагнетика перемагничиваются в разных полях и обеспечивают разные приращения вектора ферромагнетика в целом. Из-за этого зависимость , называемой кривой намагничивания, имеет сложный вид, изображенный на рис. 5.13. Относительная магнитная восприимчивость и относительная магнитная проницаемость также сложным образом зависят от (см. рис. 5.14).

     Кривая намагничивания имеет 4 характерных участка. Участок 0-1 называется областью обратимого движения доменных стенок, закрепившихся местами за дефекты. При таком движении возрастает площадь и энергия доменных стенок; при уменьшении вектора стенки, стремясь уменьшить свою поверхностную энергию, возвращаются в первоначальное положение подобно упругим растянутым мембранам. Участок 1-2 соответствует необратимому движению доменных стенок. При таком движении стенки преодолевают препятствия, мешающие их движению, и уменьшение поля уже не приведет к их перемещению на старые места, поскольку им тогда снова придется преодолевать "пройденные" препятствия, но в противоположном направлении. Участок 2-3 соответствует механизму перемагничивания за счет вращения векторов не совсем удачно ориентированных доменов как целых, такое вращение наблюдается в сравнительно сильных полях и называется механизмом перемагничивания за счет вращения вектора намагниченности. Участок 3-4 соответствует полному развороту всех магнитных моментов ферромагнетика вдоль вектора , отвечающая ему величина называется намагничеснностью насыщения, а модуль поля , в котором достигается , называется полем насыщения . Величина показывает максимально достижимую величину магнитного момента единицы объема ферромагнетика.

     Если теперь начать уменьшать от до нуля, то отвечающая насыщению картина расположения магнитных моментов в первом приближении сохранится: в самом деле, теперь магнитные моменты атомов в доменах могут сохранить свою ориентацию благодаря взаимодействию друг с другом. Поэтому при будет иметь конечную величину, называемую остаточной намагниченностью. При изменении от до 0 точка, задающая состояние магнетика, окажется в точке 5 на рис. 5.13.

     При увеличении , в сторону против начнется процесс перемагничивания, уже рассмотренный выше, и при значении , называемом полем размагничивания, или значительно чаще коэрцитивной силой, примет нулевое значение (точка 6 на рис. 5.13). При этом образец ферромагнетика размагнитится: более точно, в его объеме будут домены с разной ориентацией вектора , но векторная сумма всех магнитных моментов ферромагнетика станет раной нулю. При дальнейшем увеличении образец опять намагнитится, но уже в противоположную сторону. При будет достигнуто насыщение (точка 7 на рис. 5.13).

     Если снова изменить от - до то получится участок 7-8-4 зависимости . В итоге получается зависимость напоминающая петлю, называемой петлей гистерезиса.

     Можно, двигаясь по участку 8-4, не дойти до точки 4 и в точке 9, которому отвечает поле , начать снова уменьшать поле от до - ; тогда точка 9, задающая состояние магнетика, перейдет в точку 10. Определенным образом изменяя , можно оказаться в принципе в любой точке внутри петли гистерезиса. При циклическом изменении от до получается так называемая частная петля гистерезиса с максимальным полем . Можно показать, что концы частных петель гистерезиса располагаются на кривой намагничивания. В различных устройствах часто используются частные циклы перемагничивания с - так называемым полем максимальной проницаемости , поскольку в случае, когда - максимально, наиболее эффективным образом используется свойство ферромагнетика усиливать поле .

     Можно показать (см. задачу 5.6), что площадь петли гистерезиса, построенной в координатах равна энергии затрачиваемой на циклическое перемагничивание единицы объема ферромагнетика.

     Таким образом, чтобы определить значение ферромагнетика недостаточно знать поле , в котором он находится, необходимо знать "предисторию" ферромагнетика. В частности, намагниченность магнетика после "отключения" поля будет зависеть от величины этого поля. Этот эффект используется для магнитной записи информации. Для этого различные участки ферромагнетика в виде тонкого магнитного слоя, нанесенного на диамагнитный диск или ленту, намагничивают полем , создаваемым миниатюрным источником магнитного поля - записывающей головкой. В результате такой записи различные участки ферромагнетика будут иметь различную остаточную намагниченность, несущую в себе информацию о поле , создаваемом записывающей головкой. Записанная информация может долго храниться. С помощью различных устройств называемых считывающими головками, принципы работы которых обсуждаются в [9], величина в разных точках ленты или диска может быть измерена, а записанная информация - считана и превращена в записанный ранее электрический сигнал. В настоящее время достигнута очень высокая плотность записи - свыше 100 мегабит на см², то есть площадь единицы записи имеет порядок 1 мкм². Очевидно, что необходимыми требованиями к "носителю" магнитной записи являются: достаточно высокие коэрцитивная сила и температура Кюри, а также максимально близкая к линейной зависимость [9].

     Магнитные материалы. Для различных технических приложений необходимы материалы с различными параметрами петли гистерезиса и, в первую очередь, коэрцитивной силы - от 10^-1до 10⁶ А/м. Наибольшее практическое применение имеют материалы с особо малыми (магнитномягкие магнитные материалы) и особо большими (магнитножесткие магнитные материалы) значениями .

     Магнитномягкие материалы применяют в устройствах, которые должны перемагничиваться в малых магнитных полях, это: датчики магнитного поля, считывающие головки для чтения магнитной записи, сердечники трансформаторов. В большинстве этих случаев желательно иметь материал с максимальными значениями ; минимальными значениями и площади петли гистерезиса. Для таких материалов необходимо максимально облегчить движение доменных стенок при перемагничивании, уменьшить влияние магнитной анизотропии и магнитострикции. Для этого в сплаве необходимо уменьшить количество дефектов, мешающих свободному движению доменных стенок, и использовать составы сплавов со слабой магнитной анизотропией и магнитострикцией. В случае использования магнитномягких материалов в переменных магнитных полях желательно иметь большое электросопротивление магнетика. Именно таким требованиям удовлетворяют современные магнитномягкие материалы (см. табл. 5.1).

     Таблица 5.1.

     Наиболее типичные магнитномягкие материалы и их магнитные свойства.

     

Группа материалов	НС , А/м	, Тл
чистое железо	6-70	2,15	7-60
	30-50	1,9-2,1	3-7
	0,2-4	0,5-0,8	100-1000
аморфные сплавы	0,2-0,4	0,9-1,2	400-600
магнитномягкие ферриты	15-180	0,4	0,3-4

     Первоначально в качестве магнитномягкого материала использовали максимально очищенное железо, чистота железа способствовала уменьшению концентрации дефектов. Затем нашли добавки, способствующие увеличению размеров кристаллитов (что способствовало значительному уменьшению концентрации дефектов) и обеспечивающие формирование кристаллической текстуры - преимущественной ориентации направлений легкого намагничивания вдоль заданных направлений изделия. Таким путем получают так называемые трансформаторные стали - сплавы на основе . Затем подобрали составы сложных сплавов на основе с минимально возможными параметрами магнитной анизотропии и магнитострикции, что дало еще большее увеличение (до 10⁶ и более). Следующим шагом было использование аморфных и нано-кристаллических (поликристаллических материалов с размерами кристаллических зерен всего в несколько межатомных расстояний) материалов, в которых магнитная анизотропия еще меньше, так как фактически нет кристаллической решетки; к тому же, удельное электрическое сопротивление в таких материалах значительно больше, чем в кристаллических из-за того, что отсутствие упорядоченного расположения атомов затрудняет направленное движение электронов (см. главу 4).

     Перечисленные классы магнитномягких материалов обладают сравнительно малым удельным сопротивлением, что способствует появлению в них при перемагничивании больших паразитных токов Фуко (см. том 3). Поэтому в изделиях, которые часто перемагничиваются, магнитномягкие материалы требуется использовать в виде тонких изолированных пластинок или напыленных слоев. Магнитномягкие ферриты (см. разд. 5.1) имеют очень большое удельное электрическое сопротивление и широко применяются в качестве магнитномягких материалов для изготовления монолитных прессованных порошковых деталей. Их недостатками являются меньшие значения , , и значительно большая хрупкость, чем у металлических магнитномягких материалов.

     Магнитножесткие (магнитнотвердые) материалы должны обладать помимо больших значений также значительными величинами: 1) , определяющем поток вектора данного магнита, и 2) максимального произведения (измеренного во втором квадранте (; , см. рис. 5.13)). Последняя величина приближенно определяет максимальный вращательный момент магнита единичного объема, находящегося в поле . Желательно также иметь высокую временную и температурную стабильность перечисленных параметров и удовлетворительные прочность и пластичность.

     Получить максимальные значения удается при выполнении нескольких обязательных условий. Во-первых, обеспечивают невозможность перемагничивания за счет движения доменных стенок, для чего создают структуру, в которой мелкие однодоменные частицы ферромагнитного вещества окружены прослойками парамагнитного вещества. В таком случае перемагничивание может быть осуществлено только за счет вращения вектора домена, что осуществимо только в сравнительно больших полях . Такая структура, состоящая из однодоменных частиц, получается как правило 1) при мелком размоле ферромагнетика, с последующими смешиванием его с парамагнитным связующим веществом и спеканием, или же 2) при использовании разделения однородного твердого раствора на две фазы ( парамагнитную и ферромагнитную (см. разд. 2.3). Во-вторых, для затруднения вращения вектора домена используют вещества с очень сильной магнитной анизотропией (, некоторые типы ферритов) или обеспечивают вытянутую форму доменов (в сплавах ), используя методы, описанные в разд. 2.3.

     Все параметры (, , ) увеличиваются при одинаковой ориентации осей легкого намагничивания (или в ряде случаев длинных осей доменов) вдоль одного направления. Последнюю достигают, ориентируя частицы размолотого порошка в сильном магнитном поле (порядка 1 Тл), или же проводя начальные стадии разделения твердого раствора на фазы (см. разд. 2.3) во внешнем магнитном поле (порядка 0,1 Тл). По этой же причине использование монокристаллических магнитов со сформированной в нем двухфазной структурой также позволяет улучшить все параметры магнита по сравнению с поликристаллическими материалами.

     Самые распространенные постоянные магниты (см. табл. 5.2) получают в соответствии с изложенными выше принципами. Все магниты полученные по "порошковой технологии" как правило недостаточно прочные и хрупкие. Этот же недостаток есть и у магнитов на основе . От этого недостатка свободны магниты на основе твердых растворов на основе , разделившихся на две фазы, однако их применение сдерживается сравнительно малыми значениями .

     Таблица 5.2.

     Наиболее типичные магнитножесткие материалы и их типичные магнитные свойства.

     

Группа материалов	НС , кА/м	, Тл	, кДж/м3
	1000-1200	1,2-1,4	600-800
	1200-1500	1,0-1,1	400-600
	50-120	1,0-1,2	40-60
	40-70	1,3-1,6	40-60
ферриты	30-100	0,3-0,5	10-15

     В настоящее время наилучшим комплексом "магнитных" параметров обладают магниты на основе , получаемые по "порошковой технологии". В них однодоменные частицы ферромагнитного вещества представляют собой тонко размолотый порошок соединения , формирующегося в сплаве при термообработке. Это вещество, имеющее сложную (68 атомов в ячейке) тетрагональную кристаллическую решетку, обладает очень сильной магнитной анизотропией с осью . В качестве связки используют порошки легкоплавких веществ или же просто избыточный легкоплавкий неодим сплава. Смесь порошков прессуют в магнитном поле в прессформах, соответствующих будущему магниту, затем спекают при температуре порядка 1000 С. Ясно, что высокой прочности достигнуть таким путем не удается. Существенным недостатком этого материала также является сравнительно низкая температура Кюри и сильное уменьшение параметров магнита при нагреве. По таким же принципам и технологии изготавливают магниты на основе сплавов .

     Удачным набором магнитных (см. табл. 5.2) и механических (приблизительно как у обычных нержавеющих сталей) свойств обладают магнитные материалы на основе . Их, в частности, можно изготавливать в виде листа и проволоки, штамповать и обрабатывать резанием. Физические механизмы формирования свойств в таких, а также и в описанных ниже материалах, описаны в разд. 3.2 и в [10].

     Существуют большие группы "полужестких" магнитных материалов с заданными значениями на основе сплавов и ряда других [11]. Их главное применение - коммутационная техника и сердечники импульсных реле, магнитно-механических табло и других устройств, в которых происходит намагничивание сердечника коротким импульсом тока до насыщения, а последующее удержание контактов или узлов изделия осуществляется уже намагниченным сердечником без какого либо потребления энергии; импульс тока заданной величины способен размагнитить такой сердечник и "отпустить" контакты. Похожими комплексами свойств обладают материалы для гистерезисных электродвигателей, вращающий момент в которых обеспечивается за счет перемагничивания ротора из полужесткого материала вращающимся магнитным полем сложной конфигурации.

     Подробные сведения о современных магнитных материалах и областях их применения можно найти в справочниках по специальным сплавам [11] и учебникам по материаловедению [10].

     1. Ландау Л.Д., Лифшиц Е.М. Курс теоретической физики. Том. 3. Квантовая механика. - М.: Наука.- 1963. - 832 с.

     2. Давыдов А.С. Квантовая механика. М.: Физматгиз. 1962. 768 с.

     3. Физические величины. Справочник п.ред. Григорьева И.С., Мейлихова Е.З. М.: Энергоатомиздат. 1991. 1232 с.

     4. Бозорт Р. Ферромагнетизм. - М.: Изд-во инострю лит-ры.- 1956. - 784 с.

     5. Вонсовкий С.В. Магнетизм. - М.: Наука.- 1971. - 1032 с.

     6. Изюмов Ю.А., Найш В.Е. Озеров Р.П. Нейтронография магнетиков. М.: Атомиздат, 1981. 312 с.

     7. Киттель Ч. Введение в физику твердого тела. - М.: Наука, 1978, 790 с.

     8. Каганов М.И. Электроны, фононы, магноны. - М.: Наука.- 1979. - 192 с.

     9. Уэрт Ч., Томсон Р. Физика твердого тела. - М.: Мир. - 1966. - 568 с.

     10. Кекало И.Б., Самарин Б.А. Физическое металловедение прецизионных сплавов. Сплавы с особыми магнитными свойствами. - М.: Металлургия.- 1989.- 496 с.

     11. Прецизионные сплавы. Справочник. Под ред. Молотилова Б.В. М.: Металлургия. 1983. 440 с.