Доменная структура ферромагнетиков кратко

Обновлено: 05.07.2024

МАГНИ́ТНАЯ ДОМЕ́ННАЯ СТРУКТУ́РА, со­во­куп­ность мак­ро­ско­пич. об­лас­тей (до­ме­нов) маг­ни­то­упо­ря­до­чен­но­го ве­ще­ст­ва, раз­ли­чаю­щих­ся, в за­ви­си­мо­сти от кон­крет­но­го ти­па маг­нит­но­го упо­ря­до­че­ния, на­прав­ле­ния­ми век­то­ров на­маг­ни­чен­но­сти $\boldsymbol M$ , ан­ти­фер­ро­маг­не­тиз­ма $\boldsymbol L$ или на­прав­ле­ния­ми и $\boldsymbol M$ , и $\boldsymbol L$ од­но­вре­мен­но, а так­же раз­ме­ром, фор­мой и др. осо­бенно­стя­ми, свя­зан­ны­ми, в ча­ст­но­сти, с крис­тал­ло­гра­фич. струк­ту­рой об­раз­ца и гео­мет­ри­ей его по­верх­но­сти.

Найди готовую курсовую работу выполненное домашнее задание решённую задачу готовую лабораторную работу написанный реферат подготовленный доклад готовую ВКР готовую диссертацию готовую НИР готовый отчёт по практике готовые ответы полные лекции полные семинары заполненную рабочую тетрадь подготовленную презентацию переведённый текст написанное изложение написанное сочинение готовую статью

Частица массой движется в потенциальном поле, в котором её потенциальная энергия равна (гармонический осциллятор). Оцените с помощью соотношения неопределённостей минимально возможную энергию частицы в этом поле

Используя соотношение неопределённостей энергии и времени, определите естественную ширину спектральной линии излучения атома при переходе его из возбуждённого состояния в основное. Среднее время жизни атома в возбуждённом состоянии , а длина волны

Свободно движущаяся нерелятивистская частица имеет относительную неопределённость кинетической энергии порядка . Оцените, во сколько раз неопределённость координаты такой частицы больше её дебройлевской длины волны.

Покажите, что соотношения неопределённостей позволяют сделать вывод об устойчивости атома, то есть о том, что электрон при движении по круговой орбите не может упасть на ядро.

Покажите, используя соотношение неопределённостей, что электроны не могут входить в состав атомного ядра. Линейные размеры ядра считать равными , а энергию связи нуклонов в ядре равной 10МэВ.

Кинетическая энергия электрона в атоме водорода составляет величину порядка 10эВ. Используя соотношение неопределённостей, оцените минимальные линейные размеры атома.

Считая, что минимальная энергия нуклона (протона или нейтрона) в ядре равна 10МэВ, оцените, исходя из соотношения неопределённостей, линейные размеры ядра.

2.8. Доменная структура ферромагнетиков.

Доменная структура хорошо объясняет также наличие точки Кюри у ферромагнетиков. Неудивительно, что практически совершенный порядок в расположении магнитных моментов атомов при увеличении температуры должен нарушаться. Возрастающее тепловое движение атомов стремится разбросать магнитные моменты, что и происходит при температуре Кюри.

Итак, что же заставляет спины электронов ориентироваться в пределах домена в одном направлении и какая сила удерживает их в этом состоянии?

Ферромагнетики широко применяются в различных областях науки, в промышленности, медицине. К примеру, на свойствах ферромагнетиков основано действие семеочистительной машины, служащей для очистки семян с гладкой поверхностью (клевера, льна, люцерны и др.) от семян сорняков с шероховатой поверхностью. Исходный материал смешивают с ферромагнитным порошком, обволакивающим шероховатые семена сорняков, которые благодаря этому притягиваются к электромагнитному барабану машины и затем удаляются.

Все ферромагнетики (как металлические, так и не металлические) – вещества кристаллические. Обычно структура материалов, используемых для сердечников магнитных элементов автоматики, представляет собой совокупность зерен – кристаллов не правильной формы (кристаллитов). Иногда магнитные устройства изготовляют на одном кристалле, так называемом монокристалле.

Ферромагнетики в зависимости от температуры и материала могут иметь в основном три типа кристаллических решеток. При обычных температурах работы элементов железо имеет кубическую объемноцентрированную решетку (рисунок 2.4,а), никель (при любой температуре)–кубическую гранецентрированную (рисунок 2.4,б) и кобальт – гексагональную (рисунок 2.4,в).

Кристаллы ферритов также имеют структуру кубической или гексагональной симметрии, но значительно сложнее, чем у металлических ферромагнетиков. На рисунок 2.4,г приведены структуры так называемых шпинелей, присущие большинству ферритов.

Из предыдущего известно, что при температурах ниже точки Кюри ферромагнитное вещество всегда (независимо от того, есть или нет внешнее поле) характеризуется неизменной для данной температуры спонтанной намагниченностью Js. В то же время даже монокристалл ферромагнетика, у которого спины всех атомов расположены параллельно, может быть либо полностью размагниченным, либо намагниченным в той или иной степени.

Объясняет это явление доменная теория ферромагнетизма, основанная на положении, что устойчивому, состоянию равновесия соответствует минимум энергии. Например, из двух состояний равновесия маятника, при которых центр тяжести лежит на вертикали, проходящей через ось подвеса, устойчивым будет состояние, когда центр тяжести лежит ниже, а не выше точки подвеса, так это состояние соответствует минимуму потенциальной энергии маятника. Другой пример: две магнитные стрелки имеют два состояния равновесия, показанные на рисунок 2.5,а и рисунок 2.5,б; однако они установятся в состояние б, которое соответствует минимуму магнитостатической энергии. По этой же причине полоска железа притягивается к подковообразному магниту, потому что при замыкании железом его полюсов магнитостатическая энергия системы будет минимальной.

Согласно этой теории каждое зерно (кристаллит) ферромагнитного тела, а в случае монокристалла – весь его объем делится на области, называемые доменами. Величина вектора намагниченности каждого домена равна спонтанной, единственно возможной для данного ферромагнетика намагниченности, а направление векторов намагниченности соседних доменов различно и соответствует характерным для кристалла направлениям (например, ребру куба, диагонали куба).


а)
б)
в)


Рисунок 2.4 Кристаллические решетки ферромагнетиков


а)
б)
г)
д)

Рисунок 2.5 Доменные структуры

В полностью размагниченном ферромагнетике весь объем кристаллов разделен поровну между доменами с противоположно направленными векторами спонтанной намагниченности, поэтому его общая намагниченность относительно внешней среды равна нулю. Такому состоянию соответствует, например, деление монокристалла на домены (рисунок 2.5,г), при котором магнитные потоки замыкаются внутри образца и магнитостатическая энергия системы доменов минимальна.

При воздействии на подобный кристалл внешнего магнитного поля Н его доменная структура изменяется. Происходит увеличение объема доменов, вектор спонтанной намагниченности которых наиболее близок к направлению вектора Н, за счет сокращения объема других доменов (рисунок 2.5,д). В результате этого появляется намагниченность кристалла в целом, возрастающая по мере увеличения поля, и все большая часть магнитного потока замыкается через воздух. Такое смещение границ возможно, очевидно, до тех пор, пока наиболее выгодно ориентированные домены не поглотят полностью домены, ориентированные менее выгодно, и намагниченность J кристалла не станет равной спонтанной намагниченности вещества.

Между соседними доменами с различными направлениями намагниченности имеются переходные слои, называемые границами, или стенками доменов, в которых происходит постепенный поворот вектора намагниченности от одного направления к другому. Процесс образования новых доменов в отсутствие внешнего поля способствует созданию структуры, в которой магнитные потоки замыкаются внутри образца, и поэтому сопровождается уменьшением магнитостатической энергии. Однако этот процесс может продолжаться лишь до тех пор, пока уменьшение магнитостатической энергии покрывает возрастающую энергию, необходимую для создания в образце доменных стенок и пропорциональную общей площади стенок. Поэтому для весьма мелких частиц и очень тонких слоев ферромагнетика энергетически выгодной может оказаться однодоменная структура, если размер частицы или толщина слоя ниже некоторой критической величины




Итак, перестройка доменной структуры под действием внешнего поля приводит к появлению и изменению общей намагниченности ферромагнетика, т.е. к его намагничиванию.

Исследования, проведенные на монокристаллах, показали раз личный характер зависимости J(H) в полях, направленных вдоль различных кристаллографических осей, что свидетельствует о существовании магнитной анизотропии ферромагнитных кристаллов. На рисунок 2.6 приведены эти зависимости для железа (а), никеля (б) и кобальта (в). В то же время предельное значение намагниченности оказывается одинаковым для всех направлений поля и равным спонтанной намагниченности вещества. При намагничивании ферромагнетика расходуется некоторое количество энергии, численно определяемое площадью, заштрихован ной на рисунок 2.6,г. Согласно кривым J(Н) на рисунок 2.6,а энергия на намагничивание вдоль ребра куба [100] (ср. рисунок 2.4,а) для железа наименьшая, а вдоль пространственной диагонали [111] – наибольшая. Поэтому направление вдоль ребра куба для железа называют направлением легкого намагничивания, а вдоль пространственной диагонали — трудного намагничивания.

Таким образом, железо имеет шесть направлений (в обе стороны вдоль каждого из трех ребер, пересекающихся в одной вершине куба) легкого намагничивания.

У никеля (ср. рисунок 2.4,б и 2.6,б) – направление легкого намагничивания расположено вдоль пространственной диагонали. Следовательно, у никеля восемь (в обе стороны вдоль каждой из четырех пространственных диагоналей) направлений легкого намагничивания. Кобальт (ср. рисунок 2.4,в и 2.6,в) имеет лишь одну ось (два направления) легкого намагничивания вдоль его единственной гексагональной оси [0001].

Площадь, заключенная между кривыми легкого и трудного намагичивания, характеризует энергию магнитной анизотропии.

Если оси легкого намагничивания зерен в объеме материала ориентированы беспорядочно, то кривые намагничивания при различных направлениях поля практически совпадают и лежат между кривыми легкого и трудного намагничивания. Такой материал в целом называют магнитоизотропным. Для улучшения магнитных свойств некоторые материалы подвергают особой технологической обработке, при которой одноименные кристаллографические оси отдельных зерен располагаются параллельно. Такие материалы называют текстурированными. Существует ряд способов создания текстуры.


а)
б)

в)
г)

Рисунок 2.6 Графики зависимости намагниченности монокристаллов ферромагнетиков от напряженности внешнего поля

Один из них заключается в изготовлении листового материала прокаткой в холодном состоянии. При этом способе отдельные кристаллы деформируются и ориентируются в направлении прокатки. После холодной прокатки листы подвергают термической обработке (отжигу при температуре выше точки Кюри). В результате термообработки в материале появляется четко выраженная ориентация кристаллов, при которой направление легкого намагничивания совпадает с направлением прокатки.

Другой способ создания текстуры не требует предварительной ориентации кристаллов методом холодной прокатки: нагретый выше точки Кюри материал охлаждают в постоянном магнитном поле. После охлаждения и удаления материала из поля оси легкого намагничивания кристаллов остаются ориентированными в направлении действовавшего поля.

Все ферромагнетики (как металлические, так и не металлические) – вещества кристаллические. Обычно структура материалов, используемых для сердечников магнитных элементов автоматики, представляет собой совокупность зерен – кристаллов не правильной формы (кристаллитов). Иногда магнитные устройства изготовляют на одном кристалле, так называемом монокристалле.

Ферромагнетики в зависимости от температуры и материала могут иметь в основном три типа кристаллических решеток. При обычных температурах работы элементов железо имеет кубическую объемноцентрированную решетку (рисунок 2.4,а), никель (при любой температуре)–кубическую гранецентрированную (рисунок 2.4,б) и кобальт – гексагональную (рисунок 2.4,в).

Кристаллы ферритов также имеют структуру кубической или гексагональной симметрии, но значительно сложнее, чем у металлических ферромагнетиков. На рисунок 2.4,г приведены структуры так называемых шпинелей, присущие большинству ферритов.

Из предыдущего известно, что при температурах ниже точки Кюри ферромагнитное вещество всегда (независимо от того, есть или нет внешнее поле) характеризуется неизменной для данной температуры спонтанной намагниченностью Js. В то же время даже монокристалл ферромагнетика, у которого спины всех атомов расположены параллельно, может быть либо полностью размагниченным, либо намагниченным в той или иной степени.

Объясняет это явление доменная теория ферромагнетизма, основанная на положении, что устойчивому, состоянию равновесия соответствует минимум энергии. Например, из двух состояний равновесия маятника, при которых центр тяжести лежит на вертикали, проходящей через ось подвеса, устойчивым будет состояние, когда центр тяжести лежит ниже, а не выше точки подвеса, так это состояние соответствует минимуму потенциальной энергии маятника. Другой пример: две магнитные стрелки имеют два состояния равновесия, показанные на рисунок 2.5,а и рисунок 2.5,б; однако они установятся в состояние б, которое соответствует минимуму магнитостатической энергии. По этой же причине полоска железа притягивается к подковообразному магниту, потому что при замыкании железом его полюсов магнитостатическая энергия системы будет минимальной.

Согласно этой теории каждое зерно (кристаллит) ферромагнитного тела, а в случае монокристалла – весь его объем делится на области, называемые доменами. Величина вектора намагниченности каждого домена равна спонтанной, единственно возможной для данного ферромагнетика намагниченности, а направление векторов намагниченности соседних доменов различно и соответствует характерным для кристалла направлениям (например, ребру куба, диагонали куба).


а)
б)
в)


Рисунок 2.4 Кристаллические решетки ферромагнетиков


а)
б)
г)
д)

Рисунок 2.5 Доменные структуры

В полностью размагниченном ферромагнетике весь объем кристаллов разделен поровну между доменами с противоположно направленными векторами спонтанной намагниченности, поэтому его общая намагниченность относительно внешней среды равна нулю. Такому состоянию соответствует, например, деление монокристалла на домены (рисунок 2.5,г), при котором магнитные потоки замыкаются внутри образца и магнитостатическая энергия системы доменов минимальна.

При воздействии на подобный кристалл внешнего магнитного поля Н его доменная структура изменяется. Происходит увеличение объема доменов, вектор спонтанной намагниченности которых наиболее близок к направлению вектора Н, за счет сокращения объема других доменов (рисунок 2.5,д). В результате этого появляется намагниченность кристалла в целом, возрастающая по мере увеличения поля, и все большая часть магнитного потока замыкается через воздух. Такое смещение границ возможно, очевидно, до тех пор, пока наиболее выгодно ориентированные домены не поглотят полностью домены, ориентированные менее выгодно, и намагниченность J кристалла не станет равной спонтанной намагниченности вещества.

Между соседними доменами с различными направлениями намагниченности имеются переходные слои, называемые границами, или стенками доменов, в которых происходит постепенный поворот вектора намагниченности от одного направления к другому. Процесс образования новых доменов в отсутствие внешнего поля способствует созданию структуры, в которой магнитные потоки замыкаются внутри образца, и поэтому сопровождается уменьшением магнитостатической энергии. Однако этот процесс может продолжаться лишь до тех пор, пока уменьшение магнитостатической энергии покрывает возрастающую энергию, необходимую для создания в образце доменных стенок и пропорциональную общей площади стенок. Поэтому для весьма мелких частиц и очень тонких слоев ферромагнетика энергетически выгодной может оказаться однодоменная структура, если размер частицы или толщина слоя ниже некоторой критической величины

Итак, перестройка доменной структуры под действием внешнего поля приводит к появлению и изменению общей намагниченности ферромагнетика, т.е. к его намагничиванию.

Исследования, проведенные на монокристаллах, показали раз личный характер зависимости J(H) в полях, направленных вдоль различных кристаллографических осей, что свидетельствует о существовании магнитной анизотропии ферромагнитных кристаллов. На рисунок 2.6 приведены эти зависимости для железа (а), никеля (б) и кобальта (в). В то же время предельное значение намагниченности оказывается одинаковым для всех направлений поля и равным спонтанной намагниченности вещества. При намагничивании ферромагнетика расходуется некоторое количество энергии, численно определяемое площадью, заштрихован ной на рисунок 2.6,г. Согласно кривым J(Н) на рисунок 2.6,а энергия на намагничивание вдоль ребра куба [100] (ср. рисунок 2.4,а) для железа наименьшая, а вдоль пространственной диагонали [111] – наибольшая. Поэтому направление вдоль ребра куба для железа называют направлением легкого намагничивания, а вдоль пространственной диагонали — трудного намагничивания.

Таким образом, железо имеет шесть направлений (в обе стороны вдоль каждого из трех ребер, пересекающихся в одной вершине куба) легкого намагничивания.

У никеля (ср. рисунок 2.4,б и 2.6,б) – направление легкого намагничивания расположено вдоль пространственной диагонали. Следовательно, у никеля восемь (в обе стороны вдоль каждой из четырех пространственных диагоналей) направлений легкого намагничивания. Кобальт (ср. рисунок 2.4,в и 2.6,в) имеет лишь одну ось (два направления) легкого намагничивания вдоль его единственной гексагональной оси [0001].

Площадь, заключенная между кривыми легкого и трудного намагичивания, характеризует энергию магнитной анизотропии.

Если оси легкого намагничивания зерен в объеме материала ориентированы беспорядочно, то кривые намагничивания при различных направлениях поля практически совпадают и лежат между кривыми легкого и трудного намагничивания. Такой материал в целом называют магнитоизотропным. Для улучшения магнитных свойств некоторые материалы подвергают особой технологической обработке, при которой одноименные кристаллографические оси отдельных зерен располагаются параллельно. Такие материалы называют текстурированными. Существует ряд способов создания текстуры.


а)
б)

в)
г)

Рисунок 2.6 Графики зависимости намагниченности монокристаллов ферромагнетиков от напряженности внешнего поля

Один из них заключается в изготовлении листового материала прокаткой в холодном состоянии. При этом способе отдельные кристаллы деформируются и ориентируются в направлении прокатки. После холодной прокатки листы подвергают термической обработке (отжигу при температуре выше точки Кюри). В результате термообработки в материале появляется четко выраженная ориентация кристаллов, при которой направление легкого намагничивания совпадает с направлением прокатки.

Другой способ создания текстуры не требует предварительной ориентации кристаллов методом холодной прокатки: нагретый выше точки Кюри материал охлаждают в постоянном магнитном поле. После охлаждения и удаления материала из поля оси легкого намагничивания кристаллов остаются ориентированными в направлении действовавшего поля.


  • Введение
  • 1 Общие сведения об электроматериалах
    • 1.2 Особенности строения твердых тел
    • 1.3 Элементы зонной теории твердого тела
    • 2.1 Виды электропроводности проводниковых материалов
    • 2.2 Основные свойства металлических проводников
    • 2.3 Металлы высокой проводимости
    • 2.4 Тугоплавкие металлы
    • 2.5 Благородные металлы
    • 2.6 Коррозионно-стойкие металлы
    • 2.7 Некоторые другие металлы
    • 2.8 Сплавы высокого сопротивления
    • 2.9 Сплавы для термопар
    • 2.10 Тензометрические сплавы
    • 2.11 Контактные материалы
    • 2.12 Припои и флюсы
    • 2.13 Неметаллические проводящие материалы
    • 3.1 Электропроводность полупроводников
    • 3.2 Влияние внешних факторов на электропроводность полупроводников
    • 3.3 Термоэлектрические и электротермические эффекты в полупроводниках
    • 3.4 Гальваномагнитные эффекты в полупроводниках
    • 3.5 Оптические и фотоэлектрические эффекты в полупроводниках
    • 3.6 Электрические переходы
    • 3.7 Основные полупроводниковые материалы
    • 4.1 Поляризация диэлектриков
      • 4.1.1 Полярные и неполярные диэлектрики
      • 4.1.2 Механизмы поляризации
      • 4.1.3 Влияние различных факторов на относительную диэлектрическую проницаемость
      • 4.2.1 Электропроводность твердых диэлектриков
      • 4.2.2 Электропроводность жидких диэлектриков
      • 4.2.3 Электропроводность газов
      • 4.3.1 Потери на электропроводность
      • 4.3.2 Релаксационные потери
      • 4.3.3 Резонансные потери
      • 4.3.4 Миграционные и ионизационные потери (потери от неоднородности структуры)
      • 4.4.1 Пробой газов
      • 4.4.2 Пробой жидкостей
      • 4.4.3 Пробой твердых диэлектриков
      • 4.5.1 Газообразные диэлектрики
      • 4.5.2 Жидкие диэлектрики
      • 4.5.3 Твердые диэлектрики
      • 4.6.1 Сегнетоэлектрики
      • 4.6.2 Пьезоэлектрики
      • 4.6.3 Пироэлектрики
      • 4.6.4 Электреты
      • 4.6.5 Жидкие кристаллы
      • 5.1 Общие сведения о магнитных свойствах вещества
      • 5.2 Классификация веществ по магнитным свойствам
      • 5.3 Физическая сущность ферромагнетизма
        • 5.3.1 Доменное строение как основа ферромагнетизма
        • 5.3.2 Намагничивание ферромагнетиков
        • 5.5.1 Магнитострикция и магнитоупругость
        • 5.5.2 Влияние температуры на магнитные свойства
        • 5.5.3 Магнитные потери
        • 5.6.1 Постоянные магниты
        • 5.6.2 Пермаллои
        • 6.1 Общие сведения о компонентах радиоэлектроаппаратуры
        • 6.2 Резисторы: классификация, основные параметры
          • 6.2.1 Классификация резисторов
          • 6.2.2 Основные параметры и свойства резисторов
          • 6.2.3 Основные виды проводящих элементов резисторов
          • 6.2.4 Магниторезисторы
          • 6.2.5 Фоторезисторы
          • 6.3.1 Классификация конденсаторов
          • 6.3.2 Основные характеристики конденсаторов
          • 6.3.3 Нелинейные конденсаторы
          • 6.4.1 Общие сведения и основные параметры
          • 6.4.2 Классификация диодов
          • 6.4.3 Условное графическое обозначение диодов в схемах
          • 6.4.4 Надежность и причины отказов полупроводниковых диодов
          • 7.1 Краткие сведения о датчиках
          • 7.2 Термоэлектрический эффект Зеебека
          • 7.3 Электротермический эффект Пельтье
          • 7.4 Эффект Холла
          • 7.5 Магниторезистивный эффект (эффект Гаусса)
          • 7.6 Магнитоупругий эффект
          • 7.7 Фотоэффект
          • 7.8 Терморезистивный эффект
          • 7.9 Тензорезистивный эффект
          • 7.10 Пьезоэлектрический эффект
          • 7.11 Пироэлектрический эффект

          5.3 Физическая сущность ферромагнетизма

          5.3.1 Доменное строение как основа ферромагнетизма

          Особые свойства ферромагнетиков обусловлены их доменным строением. Домены представляют собой области самопроизвольной намагниченности, т.е. макроскопические области, намагниченные практически до насыщения даже в отсутствие внешнего магнитного поля. Спонтанная намагниченность доменов обусловлена параллельной ориентацией магнитных моментов атомов.

          Как правило, отличным от нуля магнитным моментом обладают те атомы и ионы, которые в своих электронных оболочках имеют нескомпенсированные спины (например, атомы железа на внутренней 3d-оболочке имеют четыре нескомпенсированных спина). Объяснение причин спонтанной намагниченности ферромагнетиков сводится к рассмотрению природы сил, вызывающих спиновую магнитную упорядоченность.

          В физике известны два вида сил, играющих существенную рать в атомных явлениях – магнитные и электрические. Естественно предположить, что между спиновыми магнитными моментами проявляется обычное магнитное взаимодействие, подобному тому, какое имеет место между близко расположенными магнитными стрелками. Однако теоретические и экспериментальные оценки показывают, что магнитные силы являются слишком слабыми, чтобы противодействовать тепловому движению при температурах выше нескольких кельвинов. Следовательно, ферромагнитное состояние возникает за счет электрических сил. Энергия электростатического взаимодействия валентных электронов может составлять несколько электрон-вольт, так что даже небольшой доли этой энергии достаточно для достижения необходимого ориентирующего эффекта. Благодаря взаимосвязи между электростатическим взаимодействием в системе частиц и ее магнитными свойствами, результатом электростатического взаимодействия электронов с ядром является антипараллельная ориентация спиновых магнитных моментов двух электронов, находящихся на одном энергетическом уровне (т.е. принцип Паули).

          Такая попарная ориентация спинов обеспечивает минимум электростатической энергии атома.

          Согласно теории ферромагнетизма, предложенной Френкелем Я.И. и Гейзенбергом В., решающую роль в создании спонтанной намагниченности играют силы обменного взаимодействия, которые носят чисто квантовый характер, хотя и являются электростатическими по своему происхождению.

          Энергия А, возникающая в результате обмена электронами родственных атомов, называется обменной энергией, или интегралом обменной энергии. При положительном интеграле обменной энергии А, что соответствует минимуму электростатической энергии, возникает параллельная ориентация спинов. При отрицательном знаке А энергетически выгодно антипараллельное расположение спинов. Численное значение и знак интеграла А зависит от степени перекрытия электронных оболочек, то есть зависит от расстояния между атомами.

          На рисунке 5.1 показано изменение интеграла обменной энергии в функции от отношения межатомного расстояния a к диаметру незаполненной электронной оболочки d, а также влияние его знака и значения на тип материала. Если это отношение становится больше 1,5 (точка инверсии), происходит переход от антиферромагнитного состояния к ферромагнитному. Эта зависимость позволила обнаружить ферромагнетизм у сплавов марганца с неферромагнитным висмутом, сурьмой, серой и т.д.



          Рисунок 5.1 – Зависимость значения и знака интеграла обменной
          энергии А от расстояния между атомами:
          а – межатомное расстояние; d – диаметр незаполненной электронной оболочки

          Теория Френкеля-Гейзенберга позволяет в первом приближении качественно объяснить причину самопроизвольной намагниченности, то есть сформулировать критерий ферромагнетизма: его необходимым условием является существование незаполненных внутренних электронных оболочек, радиус которых должен быть мал по сравнению с расстоянием между ядрами в решетке.

          Из элементарных веществ, атомы которых содержат некомпенсированные спины, этому критерию удовлетворяют α-железо, кобальт, никель, а также шесть редкоземельных элементов: гадолиний, диспрозий, гольмий, эрбий, тербий и тулий. Редкоземельные элементы проявляют ферромагнитные свойства при пониженных температурах.

          Наряду с этим, ферромагнетиками являются многие сплавы на основе магнитных элементов, а также сплавы магнитных элементов с немагнитными. Более того, ферромагнитные свойства обнаружены у некоторых сплавов, состоящих целиком из немагнитных элементов – так называемые сплавы Гейслера (например, Cu2MnAl). Наличие ферромагнитных свойств у таких сплавов легко объяснить с помощью рисунка 5.1. Антиферромагнитному состоянию марганца соответствует точка на кривой обменного интеграла, которая лежит очень близко от точки инверсии (a/d= 1,5). Небольшое увеличение расстояния между нонами марганца за счет внедрения в решетку немагнитных компонентов приводит к появлению ферромагнетизма. По этой причине ферромагнетиками являются не только сплавы Гейслера, но и такие соединения, как MnBi, MnSb и др. Это свидетельствует о том, что кристаллическое строение вещества является одним из факторов, определяющим принадлежность данного вещества к ферромагнетикам.

          Геометрия доменной структуры ферромагнетика, т.е. характер разбиения его на домены, также определяется из условия минимума свободной энергии системы. Однодоменное состояние энергетически невыгодно, так как в этом случае на концах ферромагнетика возникают магнитные полюса, создающие внешнее магнитное поле, которое обладает определенной потенциальной энергией (рисунок 5.2, а). Однодоменную структуру можно рассматривать как совокупность нескольких магнитов, соприкасающихся одноименными полюсами. Если кристалл состоит из двух доменов с противоположной ориентацией магнитных моментов, то он обладает существенно меньшей магнитостатической энергией (рисунок 5.2, б). Еще более выгодной является структура с боковыми замыкающими доменами, показанная на рисунке 5.2,в, г. В этом случае магнитный поток замыкается внутри образца, а за его пределами магнитное поле практически равно нулю.


          Рисунок 5.2 – Виды доменных структур ферромагнетиков:
          а – однодоменная; б – двухдоменная с противоположной ориентацией магнитных моментов; в, г – с боковыми замыкающими доменами

          Деление на домены ограничивается увеличением энергии доменных границ. Для образования доменной границы необходимо совершить работу против обменных сил, которые стремятся вызвать параллельную ориентацию спиновых моментов. Наиболее устойчивым является такое состояние ферромагнетика, в котором уменьшение магнитостатической энергии вследствие разбиения на домены компенсируется увеличением энергии доменных границ.

          Линейные размеры доменов составляют 0,001 – 1 мм, а объем доменов может колебаться в пределах от 10 -1 до 10 -6 см 3 .

          Описание: 7_13

          Толщина границы зависит главным образом от соотношения обменной и других энергий, а размеры самих доменов зависят от неметаллических включений, границ зерен, скоплений дислокаций и других неоднородностей. Обычно домены имеют правильную форму.

          Читайте также: