ферромагнитные домены

ФЕРРОМАГНИТНЫЕ ДОМЕНЫ - макроскопич. области ферромагнетика с разл. ориентациями спонтанной однородной намагниченности в одном из возможных направлений, соответствующих минимуму энергии магнитной анизотропии одного или неск. типов (естественной кристаллографической, наведённой, анизотропии формы, магнитоупругой, поверхностной), а в общем случае и энергии намагниченности во внеш. магнитном, магнитостати-ческом и упругом полях.

Представление о Ф.д. впервые было введено П. Вейсом (P. Weiss) в 1907 для того, чтобы согласовать существование спонтанной намагниченности железа с равенством нулю результирующего магн. момента образца в отсутствие внеш. магн. поля Н.

В ферромагн. образцах с размерами больше критич. размера однодоменности r_с (см. Однодоменные частицы} при H=0 и при темп-ре ниже Кюри точки Т_с минимуму энергии кристалла обычно отвечает неоднородное магн. состояние в виде совокупности большого числа доменов с разными направлениями намагниченности М соседних областей. В монокристаллич. образцах или в крупных кристаллитах поликристалла (с размерами r>r_с)такая совокупность Ф. д. формируется в соответствии с имеющимися в ферромагнетике взаимодействиями и представляет собой магнитную доменную структуру (ДС). Общая причина её возникновения, впервые указанная Л. Д. Ландау и Е. М. Лифшицем в 1938, связана с уменьшением полной энергии образца благодаря уменьшению магнитостатиче-ской энергии за счёт дробления магн. полюсов (магн. "зарядов") на поверхностях образца.

В ряде случаев (поле Н близко к полю магнитного насыщения H_s, состояние остаточной намагниченности высококоэрцитивных образцов и др.) в ферромагн. кристалле могут наблюдаться Ф. д. одиночные, или изолированные (слабо взаимодействующие друг с другом).

Эксперим. методы исследования ДС основаны: 1) на использовании магн. полей (равных индукции В)в пределах каждого из доменов, приводящих к пондеромотор-ным воздействиям на пучки заряж. движущихся частиц или к вращению плоскости поляризации света, проходящего через однородно намагниченные Ф. д.; 2) на использовании градиентов магн. полей, всегда существующих на стыках Ф. д. и концентрирующих в местах своей локализации мелкие однодоменные частицы (напр., частицы магнетита); 3) на анализе упругих напряжений, наиб. выраженных в ДС с неколлинеарной ориентацией намагниченности М в соседних Ф. д. Исторически первым был развит т. н. м е т о д п о р о ш к о в ы х ф и г у р (L. Hames, P. A. Thissen, 1931, F. Bitter, 1931), относящийся к группе 2. В дальнейшем для эксперим. исследования ДС были развиты относящиеся к группе 1 магнитооптич. методы (напр., маг-нитооптич. Керра эффект и Фарадея эффект ),а также разл. методы, основанные на использовании электронной микроскопии, магнитной нейтронографии, рентг. топографии и др.

Эксперим. исследования ДС, выполненные, как правило, на образцах простейшей формы в виде пластин (плёнок), шайб и параллелепипедов, привели к обнаружению самых разнообразных ДС (в виде прямых полос, "лабиринтов", "сот", "ёлочек" и др.); были обнаружены также изолир. домены в виде спиралей, цилиндров, колец, "капель" и т. п. Конфигурация Ф. д. и вид ДС существенно зависят от соотношения интенсивностей разл. взаимодействий в кристалле, от характера анизотропии (числа ОЛН- осей лёгкого намагничивания), от ориентации поверхностей кристалла относительно кристаллографич. осей, от формы образца, его геом. размеров, величины и направления внеш. магн. поля, величины упругих напряжений и ориентации осей, вдоль к-рых прикладывают упругие силы, от совершенства кристаллов и темп-ры, а также от предыстории получения данного магн. состояния. Намагниченности соседних доменов ориентированы под вполне определёнными углами по отношению друг к другу. Во мн. случаях эти углы связаны со взаимной ориентацией ОЛН и с ориентацией М в доменах вдоль одного из двух противоположных направлений вдоль к--л. ОЛН. Ориентация М вдоль ОЛН приводит к минимуму энергии анизотропии. Это согласуется часто и с минимумом полной энергии ферромагнетика. В нек-рых случаях (напр., при наличии Н, ориентированного под отличным от нуля углом к ОЛН) такого согласования может и не быть, и тогда М в доменах может быть отклонён от ОЛН.

В кристаллах с одной выделенной ОЛН (м а г н и т о о д-н о о с н ы е кристаллы, напр. Со, SmCo₅, MnBi и др.) магн. моменту энергетически выгодно ориентироваться (исключая, может быть, нек-рые случаи с только вдоль двух противоположных направлений, соответствующих ОЛН. В этом случае векторы М соседних доменов ориен-тированы в прямо противоположных направлениях (180 градусные доменные соседства). В кристаллах кубич. син-гонии, обладающих неск. равноправными осями лёгкогo намагничивания (м а г н и т н о-м н о г о о с н ы е к р и с т а л л ы) - тремя, как в Fe или FeSi (ориентированы вдоль осей типа [100]), или четырьмя, как в Ni-или Y₃Fe₅O₁₂ (ориен-тированы вдоль осей типа [111 ]),- помимо 180-градусных соседств могут существовать 90-градусные (Fe, FeSi и др.), а также 71- и 109-градусные (Ni, Y₃Fe₅O₁₂ и др.) соседства, Соседние домены отделены друг от друга узкой областью, называемой доменной стенкой (см. также Блоха стенка)или д о м е н н о й г р а н и ц е й (ДГ); в пределах этой области вектор намагниченности М поворачивается от равновесного направления в одном домене к равновесному направлению в соседнем домене. В результате такого поворота увеличивается обменная, анизотропная, а в общем случае и др. энергии ферромагнетика, к-рьте в сумме составляют энергию ДГ. Т. о., появление ДС возможно, если возникающее при этом уменьшение магнитостатичёской энергии образца по абс. величине превосходит суммарное увеличение энергии образующихся ДГ.

Величина энергии ДГ существенно зависит от характера распределения намагниченности (Блоха стенка и Нееля стенка, асимметричные стенки, стенки с перетяжками и др.), а также от полного угла поворота М при переходе от домена к домену. В зависимости от этого угла (типа соседства) различают 180-, 90-, 71- и 109-градусные ДГ. Плотность энергии ДГ g широкого класса ферромагн. веществ заключена в пределах , При этом толщина ДГ d лежит в пределахсм. Конкретно для 180-градусной ДГ в Со при комнатной темп-ре имеем см,

Виды доменных структур в ферромагнетиках. В общем случае форма Ф. д. и вид ДС в целом на поверхности и внутри кристалла отличаются друг от друга. В связи с этим различают п о в е р х н о с т н у ю (часто замыкающую) и в н у т р е н н ю ю ДС. Как правило, в достаточно массивных образцах (с размерами L, значительно превосходящими размеры доменов D)поверхностная структура оказывается более сложной, чем внутренняя. В пластинах малых толщин (L<=D) ДС на поверхности и внутри образ- ца может быть одинаковой. В этом случае говорят о с к в о з н о й ДС.

В магнитно-одноосных пластинах (плёнках) с ОЛН параллельной поверхности, как правило, наблюдают т. н. простую полосовую ДС в виде более или менее регулярных полос (аналогичных рис. 1, а) с векторами M, расположенными в плоскости пластины антипараллельно друг другу. В тонких пластинах такие полосы составляют сквозную ДС, существующую в ферромагн. веществах с широким изменением фактора качества (как Q>1, так и Q<1), где К-константа одноосной магн. анизотропии, M_s - намагниченность насыщения. С увеличением толщины пластины полосовая ДС может сохраняться (вдали от торцов), но перестаёт быть сквозной.

Рис. 1. Возможные типы доменных структур в магнитно-одноосных образцах с поверхностью, параллельной (а, б)и перпендикулярной (г)оси С₆; в - схема, расшифровывающая наблюдаемые доменные структуры (Шур Я. С., Драгошанский Ю. Н.).

Рис. 2. Наблюдаемые доменные структуры в пластинах Fe 3% Si с поверхностью, составляющей с осью [001 ], лежащей в плоскости {100}, углы b=0^o (а), 2-4° (б), 6-10° (в), а также с поверхностями, составляющими с осями [001] и [010] углы (г), (д), и (e). (Вильяме X., Бозорт Р., Шокли Б., Шур Я. С., Драгошанский Ю. Н.)

В тонких пластинах с ОЛН, перпендикулярной к поверхности, также может существовать полосовая ДС. Однако по мере увеличения толщины пластины L ДГ вблизи поверхности кристалла изгибаются и приобретают волнистый вдоль этой поверхности характер. Дальнейшее увеличение L приводит к постепенному р а з в е т в л е н и ю ДС при подходе из глубины кристалла к поверхности, что позволяет частично избежать увеличения суммарной площади совокупности ДГ и, следовательно, роста их полной энергии по мере роста L. Обычно разветвление осуществляется путём появления новых Ф. д. в виде "клиньев" с вектором M, направленным в сторону, противоположную направлению намагниченности в основных доменах. Затем появляется "клин в клине" и т. д., как показано на рис. 1, б, где представлен снимок ДС на плоскости, параллельной ОЛН (ось С₆ гексагонального кристалла Со); здесь же дана расшифровка данной структуры на указанной поверхности (рис. 1, в), а также на базисной (перпендикулярной к оси С₆) поверхности (рис. 1, г) (см. также рис. 1-4 к ст. Магнитная доменная структура). Отмеченное видоизменение ДС при увеличении L существенно зависит от ориентации поверхности пластины относительно кри-сталлографич. осей. Так, если эта поверхность будет отклоняться на нек-рый угол b от плоскости, в к-рой лежит ОЛН, то наблюдаемая ДС будет усложняться при увеличении (3. В магнитно-многоосных кристаллах наблюдаются сходные закономерности, напр. в монокристаллич. пластинах Fe (магнитно-трёхосных) с плоскостью поверхности, параллельной плоскости {101} ({101}-пластины), вдали от торцов может наблюдаться 180-градусная ДС (рис. 2, а). Если же поверхность кристалла наклонена к оси типа [010], лежащей в плоскости {101} под нек-рым углом b, то ДС становится более сложной. Так, при b~2-4^o на поверхности пластины в области основных (полосовых) доменов появляются каплевидные домены (рис. 2, б). При больших b (рис. 2, в) наблюдаемая ДС усложняется настолько, что ДГ основных доменов трудно различимы. Указанные усложнения связаны с необходимостью уменьшения поверхностных магн. "зарядов" за счёт появления дополнит. Ф. д. Эти заряды с неизбежностью возникают из-за невозможности полного замыкания магн. потока при

Если образец в форме тонкой магнитно-трёхосной пластины имеет поверхность, совпадающую с кри-сталлографич. плоскостью {100} ({100}-пластины), то на этой поверхности вдали от торцов также может наблюдаться одна из простых ДС, напр. 180-градусная ДС типа представленной на рис. 2, а, или 90-градусная ДС (рис. 2, г).

При отклонении поверхности пластины на небольшой угол a(2-4°) от плоскости {100} (но так, что одна из ОЛН остаётся лежать в плоскости пластины) наблюдаемая ДС, как и в случае магнитно-одноосного кристалла, усложняется и на поверхности видны дополнит. домены в виде "ёлочек" (рис. 2, д). Если отклонение указанной поверхности происходит так, что поверхность пластины не совпадает ни с одной осью типа [100], то наблюдается ДС в виде "стволов" (рис. 2, е). Дальнейший наклон плоскости образца приводит к ещё большему усложнению наблюдаемой ДС.

Рис. 3. Схематическое изображение простой доменной структуры (а)и разветвлённой доменной структуры (б)вблизи торца пластины с поверхностью {100}.

Вблизи торцов {100}- и {110}-пластин могут наблюдаться замыкающие домены в виде треугольных призм (рис. 3 и 4). При этом лишь в пластинах с поверхностью типа {100} замыкающие домены имеют простую структуру (рис. 3, а). Если размер кристалла L вдоль оси [100] увеличивать, то замыкающая структура начнёт ветвиться (рис. 3, б). Указанное ветвление позволяет (как и в предыдущих случаях) избежать увеличения энергии ДГ при увеличении L. Вблизи торцов {110}-пластин, перпендикулярных к оси [001], лежащей в плоскости образца, также возникают замыкающие призмы. Однако из-за того, что две другие ОЛН наклонены под углом 45° по отношению к поверхности кристалла, структура замыкающих областей является сложной. Схематически вид её представлен на рис. 4, а вблизи одного из торцов пластины; при увеличении L замыкающая ДС {110}-пластины также ветвится (рис. 4, б).

Рис. 4. Схематическое изображение доменной структуры (а)и разветвлённой доменной структуры (б) вблизи торца пластины с поверхностью {110}.

Равновесные размеры Ф. д. в магнитно-одноосных кристаллах в отсутствие внеш. воздействий определяются минимумом энергии магнитостатич. полюсов, связанных с выходом намагниченности в пределах каждого из доменов на поверхность, а также энергией ДГ. При этом чем меньше ширина доменов, тем сильнее дробятся указанные полюса, что приводит к снижению энергии магнитостатич. поля. Однако чем меньше ширина доменов D, тем больше число ДГ, и, следовательно, их суммарная энергия растёт. В результате конкуренции этих факторов возникает равновесная ширина D.

В магнитно-многоосных кристаллах в простейших случаях (кристалл ограничен поверхностями {100}) выход М на поверхность кристалла может быть почти полностью исключён благодаря возникновению замыкающих доменов, т. е. магн. поток может быть замкнут внутри кристалла. Однако намагниченность замыкающих доменов направлена под углом к намагниченности основных доменов.

С существованием таких доменов связана дополнит. энергия магнитоупругого взаимодействия, к-рая растёт с ростом размеров замыкающих областей (тем самым и с ростом ширины основных доменов D).

Уменьшение D и приводит к появлению в кристалле дополнительных ДГ и, следовательно, к росту их суммарной энергии. Т. о., в кубич. кристалле в рассматриваемой простой ситуации равновесный размер Ф. д. определяется минимумом магнитоупругой энергии и энергии ДГ.

В более сложной ситуации, напр. при отклонении поверхностей пластин от кристаллографич. поверхностей {100} и {110}, равновесные размеры Ф. д. определяются минимумом энергии, состоящей из энергии ДГ, магнитоупругой и магнитостатич. энергии, а при наличии внеш. магн. поля также из энергии намагниченности в этом поле.

В ряде случаев (напр., соответствующих рис. 1, а, 2, а и др.) ширина полосовых доменов D увеличивается пропорциональногде под L следует понимать размер кристалла вдоль ОЛН, по к-рой направлены векторы М в соседних Ф. д. Тогда в ситуации, изображённой на рис. 2, a, D зависит от размера пластины между двумя противоположными торцами; при этом ширина основных Ф. д. может зависеть от толщины пластины d, что связано с зависимостью от d ширины Ф. д. тонкой структуры замыкающих областей.

Влияние внешних воздействий на доменную структуру.

При изменении величины внеш. магн. поля H ДС могут перестраиваться, причём в одном и том же интервале значений Н могут существовать, вообще говоря, различные ДС. Большинство этих структур является метаста-бильными, и их появление связано с конкретным способом получения данного магн. состояния при данных размерах и форме кристалла.

Рис. 5. Наблюдаемые типы доменных структур (ДС) на поверхности, перпендикулярной к оси лёгкого намагничивания магнитно-одноосной пластины с фактором качества Q>1: a-лабиринтарная ДС в размагниченном состоянии; б-решётка цилиндрических магнитных доменов (ЦМД) (схема); в -изолированные ЦМД; г - "сотовая" ДС (по данным Г. С. Кондауровой).

Рис. 6. Схематическое изобра жение цилиндрических магнитных доменов.

Если в пластинах (плёнках) магнитно-одноосного кристалла с ОЛН, перпендикулярной к поверхности, и с Q > 1 при фиксир. толщине в размагниченном состоянии создана лабиринтарная ДС (рис. 5, а), то она остаётся стабильной в нек-ром интервале полей 0<H<H₁ (Я направлено вдоль ОЛН), хотя её параметры изменяются с изменением Н. В более сильных полях (H₁<H<H₂) устойчивой оказывается ДС в виде решётки цилиндрических магнитных доменов (ЦМД) (рис. 5, б), а в полях H₂ < H< H₃ -изолированные ЦМД (рис. 5, в), представляющие собой области обратной намагниченности в форме прямого кругового цилиндра с образующей вдоль ОЛН (рис. 6). Все поля H_i (i= 1, 2, 3) переходов из одних магн. состояний в другие (или перестройки от одной ДС к другой) зависят от свойств вещества и толщины пластины. Если H>H₃, то энергетически выгодным является однородно намагниченное состояние плёнки. Существенно, что все описанные выше Ф. д. могут возникать и в др. интервалах полей, но лишь как метастабильные. Так, изолированные ЦМД могут также возникать и в интервале полей H₂>H>H₀. где H₀-поле абс. неустойчивости этого домена; в нек-рых др. интервалах полей могут существовать и др. метастабильные ДС, напр. "сотовая" ДС (рис. 5, г), а также Ф. д. в виде колец (рис. 7, слева) или спиралей (рис. 7, справа).

Т. о., при увеличении H (начиная с размагниченного состояния) ДС в образце будет существенно изменяться и в поле H= H₃, называемом п о л е м н а с ы щ е н и я, будет исчезать. При уменьшении поля (начиная с однородно-намагниченного или к--л. др. магн. состояния) намагниченность образца будет уменьшаться, однако соответствующая кривая М (H) (нисходящая ветвь петли гистерезиса - НВПГ), как правило, лежит выше кривой намагничивания (см. Гистерезис магнитный; )при этом ДС, соответствующие разл. точкам НВПГ, также, вообще говоря, будут разными.

Рис. 7. Магнитные домены на пластинах смешанных ферритов-гранатов с плоскостью поверхности, перпендикулярной к ОЛН: слева-кольцевые домены; справа-спиральные домены (по данным Ю. Л. Гобова). В светлых и тёмных областях М имеют противоположные направления, перпендикулярные к плоскости пластины.

Если намагничивание магнитно-одноосного кристалла происходит под нек-рым углом j к ОЛН, то при каждом Ф последовательность превращений ДС, а также и сами ДС могут иметь свои особенности. Меняя j на НВПГ в точке H=0, соответствующей остаточно намагниченному состоянию, можно получать совершенно разные ДС (лабиринтарные, зигзагообразные, в виде решёток ЦМД, "сот" и др.); то же относится и к др. точкам НВПГ.

В нек-рых случаях [напр., в тонких магн. пластинах (плёнках) с ОЛН, перпендикулярной к поверхности, и с ДС в виде полос] при увеличении H вплоть до H_s перестройка ДС может и не происходить, если Н приложено вдоль полос в плоскости плёнки с Q < 1. Происходит лишь уменьшение периода ДС. Если Н для плёнок с Q<1 (напр., пермаллоевых) приложено перпендикулярно к плоскостям ДГ, то с увеличением Н при нек-ром критич. значении происходит скачкообразный поворот всех полос ДС к направлению H.

Перестройка ДС происходит и в случае изменения темп-ры Т. В качестве примера на рис. 5 (г) представлена ДС в виде "сот" с ЦМД в центре каждой ячейки, наблюдаемая на базисной поверхности пластины MnAlGe толщиной 50 мкм после охлаждения образца от Т=Т_с до комнатной темп-ры в поле 1 кЭ, параллельном ОЛН.

При изменении Н в магнитно-многоосных кристаллах также происходит перестройка ДС. Так, если пластина магнитно-трёхосного ферромагнетика имеет поверхность типа {110}, то ряд превращений ДС с увеличением и последующим уменьшением внеш. магн. поля H, направленного под нек-рым углом к ОЛН [001], лежащей в плоскости пластины, представлен на рис. 8.

Рис. 8. Поведение доменных структур при намагничивании и перемагничивании кристаллической пластины с плоскостью поверхности {110} и с осью [001 ], лежащей в плоскости пластины и наклонённой к её боковому ребру, вдоль которого приложено внешнее магнитное поле под углом a = 55°. H_i- внутреннее магнитное поле; х - кривая намагничивания, - петля гистерезиса (данные Зайковой В. А. и др.).

Видно, что помимо исходной полосовой ДС (основные домены) под углом к полосам начинает прорастать более мелкая (тоже полосовая) ДС. Видимая при этом на поверхности новая ДС составляет лишь замыкающую часть более сложной внутр. структуры. При нек-рых значениях H= H_k, зависящих от а, новая ДС покрывает всю поверхность кристалла. Дальнейшее увеличение Н приводит к уменьшению ширины полос (периода ДС). При уменьшении Н исходя из таких состояний (соответствующих точкам на НВПГ) вновь формируется полосовая структура основной ДС.

Если a>a_c, то процесс перестройки ДС с изменением H идёт аналогично описанному выше, но вторичная (более мелкая) ДС имеет вид зигзагов. По мере увеличения H эта ДС вначале полностью покрывает поверхность, затем начинает измельчаться и распрямляться. При уменьшении H, как и в предыдущем случае, постепенно формируется исходная полосовая ДС.

Рис. 9. Формирование доменных структур при перемагничивании пластин с плоскостью, близкой к плоскости {100} (по данным Ю. Н. Драгошанского, Я. С. Шура); а - магнитонасыщенное состояние; б-г - на петле гистерезиса между насыщением и коэрцитивной силой; д - в состоянии коэрцитивной силы; I, II, III - наклон одной из тетрагональных осей к плоскости пластины 0°, 2° и 6° соответственно.

Типичные особенности формирования и изменения ДС в магн. поле в {100}-пластинах магнитно-трёхосных кристаллов представлены на рис. 9. Видно, что при уменьшении H (исходя из однородно намагниченного состояния) у торцов пластины, перпендикулярных к оси типа [100], возникают клиновидные домены, составляющие угол 45° с направлением H, а М в них перпендикулярна суммарной намагниченности образца и направлена вдоль ОЛН типа [100], лежащей в плоскости пластины. Такая ориентация M в клиновидных доменах связана с их более низкой энергией в поле по сравнению с М в остальной части образца. В этом случае не возникает проигрыша и в энергии анизотропии. Однако по мере уменьшения H первый из упомянутых факторов становится малосущественным. В силу этого система образовавшихся клиновидных доменов перестраивается. Возникают зародыши ДС с обратным полю направлением М, к-рые при дальнейшем уменьшении H растут, и нек-рые из них превращаются в основные домены. Вблизи торцов при этом образуется замыкающая ДС. Если одна из ОЛН типа [001 ] наклонена к плоскости поверхности, то появляющиеся клиновидные домены расположены не только около торцов, но и вдали от них, занимая значит. суммарный объём кристалла. При дальнейшем уменьшении поля возникают и развиваются домены с вектором М, противоположным первоначальной намагниченности образца. Аналогичные процессы происходят и при значит. отклонении поверхности образца от плоскости {100}.

В отличие от магнитно-одноосных кристаллов, в магнитно-многоосных кристаллах перестройка ДС может происходить и под действием растягивающих или сжимающих упругих напряжений.

Динамические эффекты и применение доменных структур. Перестройка ДС наблюдается в квазистатистическом, а при небольших частотах и в дина-мич. режиме изменения внеш. магн. поля; кроме того, в динамич. режиме наблюдается ряд др. явлений. Напр., если в пластине Fe3%Si с плоскостью поверхности {110} и с простой полосовой ДС приложить внешнее переменное магн. поле, поляризованное вдоль направления намагниченности одного из доменов и имеющее большую амплитуду (по порядку величины совпадающую с H_s), то при изменении амплитуды Н_а поля Н при фиксир. частоте со (напр., 100 Гц в Fe3%Si) или при изменении со при фиксированном Н_а число доменов увеличивается-д ин а м и ч е с к о е д р о б л е н и е ДС (Я. С. Шур, В. А. Зайко-ва, Е. Б. Хан, 1970). При аналогичных условиях иногда в переменном поле наблюдают дрейф целиком всей ДС в одном из направлений, перпендикулярном к ДГ (Драго-шанский, Зайкова, Хан, 1974).

Движение ДГ приводит также к т. н. н е о д н о р о д н о-м у ферромагнитному резонансу (резонансу ДГ). Он может возникать лишь при отклонении вектора М от плоскости ДГ, что приводит к появлению магн. "зарядов", а следовательно, и появлению магнитостатич. энергии, обусловливающей инерционные свойства ДГ (напр., их эфф. массу m* , составляющую для мн. ферромагн. веществ ок. 10^-10 г/см²). Обычно ДГ испытывает воздействие квазиупругой возвращающей силы, коэффициент k к-рой может быть оценён по нач. восприимчивости ферромагнетика c_о согласно ф-ле где D - ср. размер домена, M_s-намагниченность насыщения. Благодаря этой квазиупругой силе ДГ обладает собственной частотой w₀ = =(k/m*)^1/2. Для ферромагнетиков с имеем k=10⁹ эрг/см⁴, что даёт . Резонанс ДГ стал мощным методом исследования их тонкой структуры, связанной с существованием вертикальных и горизонтальных линий Блоха, а также др. неоднородностей (подробнее см. в ст. Доменной стенки динамика ).Малые размеры доменов и структурных элементов ДГ (блоховских линий) в сочетании с их высокими подвижностями позволяют использовать эти объекты в устройствах записи информации высокой плотности (ЦМД-устройства и устройства на вертикальных блоховских линиях).

Важная роль Ф. д. и ДС связана также с тем, что наличие неоднородного магн. состояния существенно сказывается на ряде физ. явлений, в числе к-рых распространение и поглощение упругих и спиновых волн, ферромагнитный резонанс, Мёссбауэра эффект ,электропроводность и др.; кроме того, наличие ДС влияет на процессы намагничивания и определяет генезис формирования таких практически важных характеристик ферромагнетиков, как эл--магн. потери, намагниченность остаточная, коэрцитивная сила и др.

Лит.: Вонсовский С. В., Шур Я. С., Ферромагнетизм, М.- Л., 1948; Вонсовский С. В., Магнетизм, М., 1971; Тикадзу-ми С., Физика ферромагнетизма. Магнитные свойства вещества, пер. с япон., М., 1983; Филиппов Б. Н., Танкеев А. П., Динамические эффекты в ферромагнетиках с доменной структурой, М., 1987; Зайкова В. А., Старцева И. Г., Филиппов Б. Н., Доменная структура и магнитные свойства электротехнических сталей, М., 1992. Б. Н. Филиппов.

   <<      Предметный указатель      >>