Блоховские доменные границы реализуются в массивных ферромагнетиках, а неелевские – лишь очень в тонких магнитных пленках, толщина которых не превышает нескольких сотен ангстрем. Тот или иной тип доменной границы определяется распределением в ней векторов намагниченности. В свою очередь, распределение намагниченности в доменной границе и ее энергия связаны с целым рядом параметров ферромагнетика: с константой обменного взаимодействия A, константой анизотропии K, намагниченностью насыщения M_s, а также толщиной ферромагнетика d.

Внешнее магнитное поле, приложенное к ферромагнетику, изменяет энергию и структуру доменных границ. При определенных условиях, когда процесс перемагничивания ферромагнетика осуществляется вращением намагниченности в доменах, происходит изменение типа доменных границ – блох – неелевский переход [2,3].Такой переход сопровождается изменением рядом характеристик ферромагнетика. Наиболее удобно процесс блох-неелевского перехода изучать на ферромагнетиках, имеющих полосовую доменную структуру. К такого рода объектам относятся аморфные металлические сплавы, прошедшие температурную обработку в магнитном поле, и как следствие этого, имеющие наведенную одноосную анизотропию в плоскости образца. Если внешнее магнитное поле приложено перпендикулярно оси легкого намагничивания, то процесс перемагничивания образца осуществляется однородным вращением намагниченности (рис.1). Выражение энергий блоховской и неелевской доменных границ могут быть в этом случае представлены в следующем виде [2]:

где a – угол поворота намагниченности в доменах, - энергия 180 градусной блоховской доменной границы, - энергия 180 градусной неелевской доменной границы.

Переход блоховской доменной границы в неелевскую осуществляется при выполнении условия , то есть при значении угла поворота намагниченности:

Как видно из данного выражения, величина угла блох – неелевского перехода определяется энергиями 180 градусной блоховской и нелевской доменных границ. Вместе с тем исследование процесса блох – неелевского перехода, выполненные на тонких магнитных пленках, показали, что резкого перехода от блоховской доменной границы к неелевской не наблюдается. При этом в работе [2] было показано, что блох-неелевский переход структуры доменных границ сопровождается заметными изменениями в ходе кривых намагничивания ферромагнетика.

В данной работе проведено экспериментальное и теоретическое исследование процесса блох-неелевского перехода. В качестве объектов для исследования были выбраны сплав Fe₈₁Mo₉P₁₀,полученный методом ионно-плазменного напыления магнитным полем, и сплав Fe_81.5B_13.5Si₃C₂, полученный методом быстрой закалки из расплава и прошедший термомагнитную обработку. Толщина исследуемых образцов составляла 24 и 30 мкм соответственно, а ширина 1-1.5 мм. Выбор объектов для исследования был обусловлен наличием в них регулярной полосовой доменной структуры, которая удобна для наблюдения блох-неелевского перехода, а также их высокими магнитоупругими характеристиками.

Равновесный период (или равновесная ширина домена D), определяется условием минимума суммы энергии доменных границ и энергии магнитостатического взаимодействия магнитных полюсов на краях ферромагнетика, т.е. из условия:

где g _магн – плотность магнитостатической энергии, g _гр – поверхностная плотность энергии доменных границ. Способ вычисления магнитостатической энергии взаимодействия магнитных полюсов подробно описан в работе [4].

В результате действия внешнего магнитного поля, направленного перпендикулярно оси легкого намагничивания (ОЛН), происходит как изменение энергии доменных границ g _гр, так и магнитостатической энергии g _магн.

Если в ферромагнетике существуют блоховские доменные границы, то g _бл изменяется также пропорционально cos^2a , и изменения ширины доменов D, которая соответствует минимуму энергии, не происходит. В результате блох – неелевского перехода энергия доменных границ становится пропорциональной (1-sina )² (2). При этом, как показывают расчеты, ширина доменов, соответствующая условию (4) уменьшается [5], а плотность доменных границ n – возрастает. На рис.2 приведены графики зависимости ширины доменных границ D от величины приведенного магнитного поля h=H/H_k (H_k – поле анизотропии образца), направленного перпендикулярно ОЛН. Зависимости построены для различных геометрических размеров образца.

Таким образом, блох – неелевский переход структуры доменных границ под действием магнитного поля приводит к уменьшению ширины доменов. Следует ожидать, что и обратный переход от неелевской границы к блоховской, при уменьшении магнитного поля, будет сопровождаться увеличением ширины доменов D. При этом, если на образец с полосовой доменной структурой действует переменное магнитное поле, то в результате периодических изменений структуры доменных границ в нем должно происходить их колебательное движение. Такое колебательное движение действительно наблюдается в аморфных металлических сплавах с полосовой доменной структурой при действии на них переменного магнитного поля [5,6].

Как следует из модели однородного вращения намагниченности [7], выражение для величины модуля упругости E_H в магнитном поле H, направленном вдоль оси трудного намагничивания (ОТН) аморфного металлического сплава, может быть представлено в виде:

где E₀ – модуль упругости в нулевом магнитном поле, l _s – константа магнитострикции, s - величина внешних упругих напряжений, K – константа одноосной анизотропии. При увеличении магнитного поля H должно происходить монотонное уменьшение E_H. Этот результат находится в противоречии с экспериментально наблюдаемыми зависимостями (рис.3). Согласно экспериментально полученным результатам, для сплавов Fe₈₁Mo₉P₁₀ и Fe_81.5B_13.5Si₃C₂ зависимость E_H(H) описывается кривой с минимумом. Другими словами, в достаточно больших магнитных полях происходит увеличение модуля упругости. Учет энергии доменных границ позволяет адекватно объяснить экпериментальные данные.

где выражение (7) описывает зависимость модуля упругости от H в ферромагнетике, содержащем блоховские доменные границы, а выражение (8) – зависимость модуля упругости от H в ферромагнетике, содержащим неелевские доменные границы. Здесь n₁ и n₂ – плотности блоховских и неелевских границ соответственно. Так как n₁ не зависит от H, а n₂ линейно возрастает с ростом H, то и модуль упругости E_H в полях, больших поля блох – неелевского перехода будет возрастать. С учетом того, что g _Н» 0.8 Дж/м³, а g _бл» 0.2 Дж/м³ [8] получим, что поле блох – неелевского перехода составляет примерно 0.5¸ 0.6 H_k (H_k» 400¸ 800 А/м), что совпадает с полем минимума E_H.

Как следует из соотношения (9), величина c _бл не зависит от H. В свою очередь величина c _Н монотонно уменьшается с ростом H. Экспериментальные результаты, полученные для сплава Fe_81.5B_13.5Si₃C₂, также свидетельствуют о том, что на зависимости магнитной проницаемости m (H) имеется два характерных участка. Первый участок, расположенный в области сравнительно малых магнитных полей, характеризуется независимостью величины m (H) (рис.4). В свою очередь, на втором участке величина магнитной проницаемости m монотонно уменьшается с ростом H.

При этом, в поле блох – неелевского перехода, когда a _б-н=a ₁=a ₂, а n₁=n₂:

Устойчивому состоянию системы соответствует условие >0, поэтому величина прикладываемых внешних напряжений s _кр.1, при котором это условие перестает выполняться, для ферромагнетика с блоховскими доменными границами может быть представлена в виде:

Из полученных результатов также становится понятным хорошо известный экспериментальный факт о том, что массивные ферромагнетики, содержащие блоховские доменные границы, более чувствительны к внешним упругим напряжениям, чем тонкие ферромагнитные пленки с неелевскими доменными границами. Чем толще ферромагнетик, тем больше величина n₁, и тем больше величина s _кр, необходимая для того, чтобы условие >0 перестало бы выполняться.

1. Р. Суху. Магнитные тонкие пленки. М:, Мир, 1967, 421с.
2. S. Middelhoek. Journ. Appl. Phys., V.34, 1963, p.1054.
3. S. Middlhoek. Ph. D. Thesis, University of Amsterdam, 1961, p.78.
4. А.А. Гаврилюк и др. Физика магнитных материалов. Иркутск,1995,с.19-24.
5. А.Л. Петров и др. ФММ, Т. 80, вып.6, 1995, с.47-53.
6. C. Saka e.a. Journ. Appl. Phys. V. 28, 1989, p. 1421.
7. J.D. Livingston. Phys. Stat. Sol (a), V. 70,1982, p.591.
8. М. Праттон. Тонкие магнитные пленки. Л:, Судостроение, 1967, 287с.