Чтение онлайн

Магнитные и другие физические свойства ферромагнетиков обладают специфической зависимостью от температуры Т. Намагниченность насыщения Js имеет наибольшее значение при Т = 0 К и монотонно уменьшается до нуля при Т = Q (рис. 4 ).

Выше Q ферромагнетик переходит в парамагнитное состояние (см. Парамагнетизм ), а в некоторых случаях (редкоземельные металлы) – в антиферромагнитное. При Н = 0 этот переход, как правило, является фазовым переходом 2-го рода. Температурный ход магнитной проницаемости m (или восприимчивости c) ферромагнетиков имеет явно выраженный максимум вблизи Q. При Т > Q восприимчивость (обычно следует Кюри – Вейса закону . При намагничивании ферромагнетиков изменяются их размеры и форма (см. Магнитострикция ). Поэтому кривые намагничивания и петли гистерезиса зависят от внешних напряжений. Наблюдаются также аномалии в величине и температурной зависимости упругих постоянных, коэффициентов линейного и объёмного расширения. При адиабатическом намагничивании и размагничивании ферромагнетики изменяют свою температуру (см. Магнитное охлаждение ). Специфические особенности немагнитных свойств ферромагнетиков наиболее ярко проявляются вблизи Т = Q.

Поскольку самопроизвольная намагниченность ферромагнетиков сохраняется до Т = Q, а в типичных ферромагнетиках температура (может достигать ~ 103 К, то k Q » 10– 13эрг (k – Больцмана постоянная ). Это означает, что энергия взаимодействия, которая ответственна за существование ферромагнитного порядка атомных магнитных моментов в кристалле, тоже должна быть порядка 10– 13эрг на каждую пару соседних магнитно-активных атомов. Такое значение энергии может быть обусловлено только электрическим взаимодействием между электронами, ибо энергия магнитного взаимодействия электронов двух соседних атомов ферромагнетика не превышает, как правило, 10– 16эрг, и поэтому может обеспечить температуру Кюри лишь ~ 1 К (такие ферромагнетики с т. н. дипольным магнитным взаимодействием тоже существуют). В общем случае магнитные взаимодействия в ферромагнетиках определяют их магнитную анизотропию. Классическая физика не могла объяснить каким образом электрическое взаимодействие может привести к Ф. Только квантовая механика позволила понять тесную внутреннюю связь между результирующим магнитным моментом системы электронов и их электростатическим взаимодействием, которое принято называть обменным взаимодействием.

Необходимым условием Ф. является наличие постоянных (независящих от Н ) магнитных (спиновых или орбитальных, или обоих вместе) моментов электронных оболочек атомов ферромагнетиков. Это выполняется в кристаллах, построенных из атомов переходных элементов (атомов с недостроенными внутренними электронными слоями). Различают 4 основных случая:

1) металлические кристаллы (чистые металлы, сплавы и интерметаллические соединения) на основе переходных элементов с недостроенными d– cлоями (в первую очередь 3d– cлоем у элементов группы железа); 2) металлические кристаллы на основе переходных элементов с недостроенными f- cлоями (редкоземельные элементы с недостроенным 4f– cлоем); 3) неметаллические кристаллические соединения при наличии хотя бы одного компонента из переходных d- или f- элементов; 4) сильно разбавленные растворы атомов переходных d- или f– металлов в диамагнитной металлической матрице. Появление в этих четырёх случаях атомного магнитного порядка обусловлено обменным взаимодействием.

В неметаллических веществах (случай 3) это взаимодействие чаще всего носит косвенный характер, при котором магнитный порядок электронов недостроенных d- или f- cлоев в ближайших соседних парамагнитных ионах устанавливается при активном участии электронов внешних замкнутых слоев магнитно-нейтральных ионов (например, O2- , S2- , Se2- и т.п.), расположенных обычно между магнитно-активными ионами (см. Ферримагнетизм ). Как правило, здесь возникает антиферромагнитный порядок, который приводит либо к компенсированному антиферромагнетизму, если в каждой элементарной ячейке кристалла суммарный магнитный момент всех ионов равен нулю, либо к ферримагнетизму – если этот суммарный момент не равен нулю. Возможны случаи, когда взаимодействие в неметаллических кристаллах носит ферромагнитный характер (все атомные магнитные моменты параллельны), например EuO, Eu2 SiO4 , CrBr3 и др.

Общим для кристаллов типа 1, 2, 4 является наличие в них системы коллективизированных электронов проводимости. Хотя в этих системах и существуют подмагничивающие обменные взаимодействия, но, как правило, магнитного порядка нет, а имеет место парамагнетизм паулевского типа, если он сам не подавлен более сильным диамагнетизмом ионной решётки. Если всё же магнитный порядок возникает, то в случаях 1, 2 и 4 он различен по своему происхождению. Во втором случае магнитно-активные 4f '-cлои имеют очень малый радиус по сравнению с параметром кристаллической решётки. Поэтому здесь невозможна прямая обменная связь даже у ближайших соседних ионов. Такая ситуация характерна и для четвёртого случая. В обоих этих случаях обменная связь носит косвенный характер, осуществляют её электроны проводимости. В четвёртом типе ферромагнетиков (в отличие от случаев 1, 2, 3) магнитный порядок не обязательно связан с кристаллическим атомным порядком. Часто эти ферромагнетики представляют собой в магнитном отношении аморфные системы с неупорядоченно распределёнными по кристаллической решётке ионами, обладающими атомными магнитными моментами (т. н. спиновые стекла).

Наконец, в кристаллах 1-го типа электроны, принимающие участие в создании атомного магнитного порядка, состоят из бывших 3d- и 4s– электронов изолированных атомов. В отличие от 4f '-cлоёв редкоземельных ионов, имеющих очень малый радиус, более близкие к периферии 3d– электроны атомов группы Fe испытывают практически полную коллективизацию и совместно с 4s– электронами образуют общую систему электронов проводимости. Однако в отличие от нормальных (непереходных) металлов, эта система в d– металлах обладает гораздо большей плотностью энергетических уровней, что благоприятствует действию обменных сил и приводит к появлению намагниченного состояния в Fe, Со, Ni и в их многочисленных сплавах.

Конкретные теоретические расчёты различных свойств ферромагнетиков проводятся как в квазиклассическом феноменологическом приближении, так и с помощью более строгих квантовомеханических атомных моделей. В первом случае обменное взаимодействие, приводящее к Ф., учитывается введением эффективного молекулярного поля (Б. Л. Розинг , 1897; П. Вейс , 1907), энергия U которого квадратично зависит от J:

U =– NA (Js lJs0 )2

где N – число магнитно-активных атомов в образце, А – постоянная молекулярного поля (А > 0), Js0 – намагниченность насыщения при абсолютном нуле температуры. Уточнение этой трактовки Ф. дала квантовая механика, раскрыв электрическую обменную природу постоянной А (Я. И. Френкель , В. Гейзенберг , 1928). В частности, при низких температурах (Т < Q) удалось провести более точный квантовый расчёт (Ф. Блох , 1930), показавший, что уменьшение самопроизвольной намагниченности Js0 ферромагнетика с ростом температуры можно в первом приближении описывать как возникновение элементарных магнитных возбуждений – квазичастиц , носящих название спиновых волн или ферромагнонов. Каждый ферромагнон даёт уменьшение Js0 на величину магнитного момента одного узла решётки. Число ферромагнонов растет с нагреванием ферромагнетика пропорционально T3/2 , поэтому температурная зависимость Js имеет вид:

Js = Js0 (1 - aT3/2 ),

где коэффициент (имеет порядок 10– 6К– 3/2 и зависит от параметра обменного взаимодействия.

В отсутствие внешнего магнитного поля (Н = 0) термодинамически устойчивому состоянию макроскопического ферромагнитного образца отвечает размагниченное состояние, ибо в противном случае на поверхности образца, как правило, возникают магнитные полюсы, создающие т. н. размагничивающее поле H , с которым связана большая положительная энергия. В то же время обменное взаимодействие стремится создать магнитный порядок с J &sup1; 0. В результате борьбы этих противоположных тенденций происходит разбиение ферромагнитного образца на домены – области однородной намагниченности. Теория Ф. качественно определяет размеры и форму доменов, которые зависят от конкуренции различных взаимодействий в кристалле ферромагнетика (Л. Д. Ландау и Е. М. Лифшиц , 1935). Равновесная структура доменов при J = 0 отвечает замкнутости магнитных потоков внутри образца. Между доменами существуют переходные слои конечной толщины, в которых Js непрерывно меняет своё направление. На образование этих слоев затрачивается положительная энергия, но она меньше энергии поля H , которая возникла бы в отсутствие доменов. При некоторых критически малых размерах ферромагнитных образцов образование в них нескольких доменов может стать энергетически невыгодным, и тогда такие мелкие ферромагнитные частицы оказываются при Т