Dans beaucoup de modèles théoriques, le cristal ferroïque (« ferro ») est supposé de dimensions infinies, avec l’énergie libre minimale pour deux valeurs opposées de la polarisation P (ferroélectrique) ou/et de la déformation u (ferroélastique). Le cristal pourrait être mono-domaine dans l’une ou l’autre de ces situations. Dans la réalité, les dimensions finies d’un échantillon ferroélectrique mono-domaine avec des charges électriques sur les surfaces d’échantillon perpendiculaires à l’axe ferroélectrique créent le phénomène de champ dépolarisant, une texture en domaines de polarisations opposées, et ainsi, une polarisation macroscopique faible. De même, les bords d’échantillon à contraintes nulles d’un cristal ferro-élastique mono-domaine, facilitent la création dans l’échantillon de domaines de déformation opposées et l’existence d’une déformation macroscopique globale faible. Mais comment sont les parois, surfaces limites entre deux domaines de grandeurs (P et/ou u) opposées ?

Pour obtenir des parois « interfaces cohérentes » avec un excédent d’énergie minimal dans un ferroélastique, on cherche les lieux où la déformation par rapport à la phase para serait la même dans deux domaines adjacents de déformation opposée¹. La démarche avait été introduite² pour les ferroélectriques, tous piezoélectriques. Suivant les changements de symétrie à la transition ferro-para, plusieurs types de parois sont obtenus (W_∞, W_f, S)². Les parois de type W_f sont des plans cristallographiques de la phase para : Ainsi en Figure A1a, la symétrie hexagonale a été perdue à la transition para-ferro du LiKSO4³, et en Figure A1b c’est l’axe d’ordre 4 de la symétrie tétragonale qui est perdu à la transition du KH2 PO₄(KDP)⁴.

Dans ce dernier cas, les parois « permises » dans la phase ferro-ferro (ferroélectrique et ferro-élastique) orthorhombique mm2, sont des plans (100) et (010) de la phase para tétragonale $\overline{4}$2d (cristal de Tanane, cristaux de la famille du GMO, cristaux de la famille du KDP…). Si la
paroi s’écarte de ces plans « permis » par le changement de symétrie, des défauts apparaissent avec leurs excédents énergétiques. Dans le cas présent, ils sont des quasi-dislocations de type coin (Figure A2a) qui peuvent glisser dans le plan de paroi ; leurs vecteurs de Burgers sont proportionnels à la déformation pratique u_xy (déformation de cisaillement dans le plan perpendiculaire à l’axe ferroélectrique (001) et au décrochement latéral de la paroi⁵.

Ces quasi-dislocations déterminent la plupart des phénomènes microscopiques lors de déplacements latéraux de parois planes et lors de mouvements longitudinaux de domaines allongés en section (001) (triangles ou aiguilles). Ainsi une extrémité de domaine en aiguille (Figure A2b) peut être considérée comme un ensemble de quasi-dislocations dissociables et résumables à bonne distance par une macro-dislocation suivant l’axe (001) proportionnelle à la largeur du domaine⁵. Ces ensembles de grosses quasi-dislocations se modifient avec la
température, les contraintes mécaniques et les champs électriques conjugués appliqués, avec valeurs critiques de mise en mouvement et fréquences propres. Sont ainsi expliqués⁵ les phénomènes au niveau des domaines et les propriétés macroscopiques pour des cristaux de
transition $\overline{4}$2d-mm2.

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1 Sapriel, J., Phys. Rev. B12, 5128 (1975)
2 Fousek, J., Janovec, V., J. Appl. Phys. 40, 135 (1969); Tagantsev, A.K., Cross, L.E., Fousek, J., Domains in ferroic crystals and thin films, Springer (2010)
3 Cach, R., Tomaszewski, P., Bornarel, J., J.Phys. C: Solid State Phys. 18, 915 (1985)
4 Barkla, H.M., Finlayson, Phil. Mag. 7, 44, 109 (1953)
5 Bornarel, J., J. Appl. Phys.43, 3, 845 (1972) ; Domaines, parois, fronts de phase d’un cristal ferroïque, Bornarel, J., EDP Sciences Chap. 2 (2025) ; Jean Bornarel Ferroic Crystal Domains, Walls, and Phase Fronts-Springer Series in Solid-State Sciences 209.