Ферро и антиферромагнетики реферат

Обновлено: 05.07.2024

Антиферромагнетики — это материалы, атомы (ионы) которых обладают магнитным моментом, обусловленным, как у пара- и ферромагнетиков, нескомпенсированными спиновыми магнитными моментами электронов. Однако у антиферромагнетиков магнитные моменты атомов под действием обменного взаимодействия (у них обменный интеграл отрицательный; см. гл. 14.2.1) приобретают не параллельную ориентацию, как у ферромагнетиков, а антипараллельную (противоположную) (см. рис. 14.1, в) и полностью компенсируют друг друга. Поэтому антиферромагнетики не обладают магнитным моментом, и их магнитная восприимчивость km близка по величине к km парамагнетиков. Для антиферромагнетиков, как и для ферромагнетиков, существует определенная температура, называемая точкой Нееля Тн, при (и выше) которой антиферромагнитный порядок разрушается и материал переходит в парамагнитное состояние.

К антиферромагнетикам относятся: Mn, Cr, CuO, NiO, FeO, Cr2O3, NiCr, MnO, Mn2O3, MnS, VO2 и довольно большое количество других соединений.

14.1.5. Ферримагнетики

Ферримагнетики имеют доменную структуру, состоящую из двух или более подрешеток, связанных антиферромагнитно (антипараллельно). Поскольку подрешетки образованы атомами (ионами) различных химических элементов или неодинаковым их количеством, они имеют различные по величине магнитные моменты, направленные антипараллельно (рис. 14.1, г). В результате появляется отличная от нуля разность магнитных моментов подрешеток, приводящая к спонтанному намагничиванию кристалла.

Таким образом, Ферримагнетики можно рассматривать как нескомпенсированные антиферромагнетики. Свое название эти материалы получили от ферритов — первых нескомпенсированных антиферромагнетиков, а магнетизм ферритов назвали ферримагнетизмом. У ферритов доменная структура, как и у ферромагнетиков, образуется при температурах ниже точки Кюри. К. ферритам применимы все магнитные характеристики, введенные для ферромагнетиков. В отличие от ферромагнетиков они имеют меньшую величину индукции насыщения, более сложную температурную зависимость индукции и в ряде случаев высокое значение удельного сопротивления (ρ= 10 ─3 —10 10 Ом•м).

34. Природа ферромагнетизма. Обменное взаимодействие. Магнитная анизотропия.

Ферромагнетизм является частным случаем парамагнетизма. У ферромагнетиков, как и у парамагнетиков, магнитные моменты атомов (ионов) обусловлены нескомпенсированными в них спиновыми магнитными моментами электронов. Однако у ферромагнетиков в отличие от парамагнетиков магнитные моменты атомов расположены не беспорядочно, а в результате обменного взаимодействия (см. ниже гл. 14.2.1) ориентированы параллельно друг другу (рис. 14.1, б) с образованием магнитных доменов.

Ферромагнетизм в металлах объясняется наличием обменноговзаимодействия, которое образуется между соприкасающимися атомами, а также взаимной ориентацией спиновых магнитных моментов (см. гл. 14.2.1). В ферримагнетиках магнитные моменты ионов ориентированы антипараллельно и обменное взаимодействие происходит не непосредственно, а через ион кислорода О 2─ (рис. 14.3). Такое обменное взаимодействие называют косвенным обменом или сверхобменом. Оно по мере приближения промежуточного угла к 180° усиливается

Принцип косвенного обменного взаимодействия

Ферриты представляют собой сложные системы окислов металлов с общей химической формулой MeO-Fe2O3, где МеО — окисел двухвалентного металла. Ферриты — это ферримагнитная керамика. Высокое удельное сопротивление практически исключает возникновение в ферритах вихревых токов при воздействии на них переменных магнитных полей, что, в свою очередь, позволяет применять ферриты в качестве магнитных материалов в диапазоне радиочастот, включая СВЧ.

В электротехнике в качестве магнитных материалов широкое применение нашли ферромагнитные и ферримагнитные материалы. Диамагнетики и парамагнетики используют в качестве рабочих тел в квантовых парамагнитных усилителях и генераторах (например, рубин — это диамагнетик А12О3, содержащий -0,05% парамагнетика Сг).

МАГНИТНЫЕ СВОЙСТВА ФЕРРОМАГНЕТИКОВ, Природа ферромагнетизма

Согласно принципу Паули, в каждом квантовом состоянии могут находиться два электрона с противоположными спинами. У таких электронов результирующая спиновых магнитных моментов равна нулю, и их называют спаренными или обобществленными электронами. В атомах диамагнетиков все электроны спарены, поэтому их результирующий спиновой магнитный момент равен нулю. В атомах ферро-, антиферро-, ферри- и парамагнетиков имеются один или несколько неспаренных электронов, поэтому они обладают магнитным моментом, который обусловлен нескомпенсированным спиновым магнитным моментом неспаренных электронов (или иначе спиновым магнитным моментом атома). Например, в атомах ферромагнетиков количество неспаренных электронов равно: у железа 4, кобальта 3 и никеля 2, и их спиновые магнитные моменты расположены параллельно друг другу. В атомах антиферромагнетиков количество неспаренных электронов равно: у марганца 5, у хрома 4, и их спиновые магнитные моменты ориентированы антипараллельно. В атомах парамагнетиков, таких, как ванадий, неспаренных электронов 3, а титана 2, и их спиновые магнитные моменты ориентированы хаотично.

Таким образом, наличие в атомах электронов с нескомпенсированным спиновым магнитным моментом является важным условием для возникновения ферромагнетизма, но не единственным.

Рис.1.2 Схематическое изображение строение атома и и молекулы водорода.

Образовавшееся в межъядерном пространстве электронное облако повышенной плотности как бы стягивает ядра, стремясь максимально их сблизить. Энергию связи, которая возникает в результате попарного обобществления электронов, называют обменной, так как считают, что она образовалась в результате якобы обмена электронами между соседними атомами. В действительности энергия обменной связи является электростатической энергией обменного взаимодействия электронной оболочки повышенной плотности с ядрами, между которыми она образовалась. Обменное взаимодействие имеет квантовую природу, и рассмотрение его с точки зрения классической механики весьма затруднительно.

Силы, под действием которых спиновые магнитные моменты атомов (ионов) ориентируются друг относительно друга параллельно или антипараллельно, возникают в результате обменного взаимодействия. Когда атомы ферромагнетика образуют кристаллическую решетку, их валентные электроны обобществляются, а волновые функции электронов внутренних недостроенных оболочек (3d или 4f) соседних атомов перекрываются, т.е. возникает обменное взаимодействие электронов внутренних недостроенных оболочек. В результате изменяется энергия системы, и спиновые магнитные моменты атомов выстраиваются параллельно (ферромагнетик) или антипараллельно (антиферромагнетик) друг относительно друга. Приближенно энергию обменного взаимодействия Wобм можно представить следующим выражением:

где А — обменный интеграл; S1 и S2 — результирующие спиновые магнитные моменты взаимодействующих атомов.

Обменный интеграл А служит мерой энергии обменного взаимодействия и может быть как положительным, так и отрицательным. Это зависит от отношения a/d, где а — расстояние между атомами (постоянная кристаллической решетки), d — диаметр недостроенной электронной оболочки (3d или 4f), образующей нескомпенсированный спиновый магнитный момент атома. Если отношение a/d меньше 1,5, то обменный интеграл А имеет отрицательное значение, и спиновым магнитным моментам атомов энергетически выгодно ориентироваться антипараллельно. Если (a/d) > 1,5, то обменный интеграл имеет положительное значение. В этом случае энергетически выгодно будет параллельная ориентация спиновых магнитных моментов атомов друг относительно друга. В результате возникнет самопроизвольная (спонтанная) намагниченность и образуются домены, которые намагничены до насыщения. Зависимость А = y(a/d), приведенная на рис. 14.4, иллюстрирует, что у ферромагнетиков (α-Fe, Co, Ni, Gd) обменный интеграл А положительный, так как отношение a/d > 1,5, а у неферромагнетиков (γ-Fe, Mn, Сг) А отрицательный, так как отношение a/d 33 / 40 33 34 35 36 37 38 39 40 > Следующая > >>

Тут вы можете оставить комментарий к выбранному абзацу или сообщить об ошибке.

Цель книги — изложить современное состояние физических представлений о магнитных свойствах различных твердых тел.
В первой части изложены основные сведения об электродинамике, термодинамике и статистической механике магнитных сред; дана также общая классификация магнитных веществ.
Вторая часть книги посвящена физике магнетизма слабомагнитных веществ, не обладающих атомным магнитным порядком, т. е. диа- и парамагнетиков. Здесь рассмотрен диамагнетизм неметаллических тел, магнитные свойства сверхпроводников, парамагнетизм атомов, молекул и кристаллов, магнитные свойства слабомагнитных металлов и полупроводников; рассмотрен электронный парамагнитный резонанс (ЭПР), гальвано- и термомагнитные свойства, магнетооптические явления и методы магнитного охлаждения тел. Третья часть посвящена описанию сильномагнитных веществ, обладающих атомным магнитным порядком, т. е. ферро-, ферри- и антиферромагнетиков. Здесь дано качественное описание ферро- и
антиферромагнетиков, теория молекулярного поля, квантовая теория ферро- и антиферромагнетиков - d- и f - металлов и сплавов; приводятся основные положения современной теории технической кривой намагничивания, проблемы магнетодинамики ферромагнетиков, немагнитные свойства магнитно-упорядоченных веществ. В конце книги описаны ядерные эффекты в веществах с атомным магнитным порядком.
Табл. 57, Рис. 446, Библ. 7000

Боков В.А. Физика магнетиков

формат pdf
размер 4.35 МБ
добавлен 16 мая 2011 г.

Учебное пособие - СПб.: Издательство Политехнического университета, 256 с. В книге излагаются основные современные представления о различных магнетиках : диамагнетиках, парамагнетиках, ферромагнетиках и антиферромагнетиках. Рассмотрены причины и виды магнитного упорядочения – ферромагнитного, антиферромагнитного и ферримагнитного, приведены основы магнитной симметрии. Значительное внимание уделено магнитным материалам - ферритам – шпинелям.

Вонсовский С.В. Магнетизм. Магнитные свойства диа-, пара, ферро-, антиферро-, и ферримагнетиков

формат djvu
размер 13.32 МБ
добавлен 17 ноября 2009 г.

М.: Наука, 1971. - 1032 с. Редактор Гусев А. А. Цель книги — изложить современное состояние физических представлений о магнитных свойствах различных твердых тел. В первой части изложены основные сведения об электродинамике, термодинамике и статистической механике магнитных сред; дана также общая классификация магнитных веществ. Вторая часть книги посвящена физике магнетизма слабомагнитных веществ, не обладающих атомным магнитным порядком, т. е.

Вонсовский С.В. Современное учение о магнетизме. Часть 1

формат pdf
размер 2.02 МБ
добавлен 27 февраля 2011 г.

Статья. Опубликована в Успехи физических наук, 1948, том 35, вып. 4, с. 514-555 Одной из существенных проблем современной физики является учение о магнитных свойствах вещества. Важность этой отрасли физической науки определяется тем, что, во-первых, все материальные тела окружающей нас природы в той или иной степени магнитны и, во-вторых, магнитные силы проявляются при взаимодействии элементарных частиц материи. Диапазон магнитных явлений поисти.

Вонсовский С.В. Современное учение о магнетизме. Часть 2

формат pdf
размер 3.09 МБ
добавлен 27 февраля 2011 г.

Статья. Опубликована в Успехи физических наук, 1948, том 36, вып. 1, с. 30-82 Часть II. Магнетизм вещества — слабомагнитные тела Феноменологическое описание магнитных свойств вещества. Классификация магнетиков по основным опытным данным. Диамагнетизм. Магнитные свойства сверхпроводников. Парамагнетизм. Магнитное охлаждение. Часть I см. в УФН 35, 556 (1948); окончание см. в УФН 37, 1 (1949); 37, 137 (1949).

Вонсовский С.В. Современное учение о магнетизме. Часть 3

формат pdf
размер 3.91 МБ
добавлен 27 февраля 2011 г.

Статья. Опубликована в Успехи физических наук, 1949 г. Январь, том 37, вып. 1, с. 1-64 Часть III. Магнетизм вещества — ферромагнетизм Содержание: Феноменологическое описание ферромагнитного состояния вещества. Теория самопроизвольной намагниченности ферромагнетиков. Теория технической кривой намагничивания. Части I и II см. в УФН 35, 556 (1948); 36, 30 (1949); окончание см. в УФН 37, 137 (1949)

Вонсовский С.В. Современное учение о магнетизме. Часть 4

формат pdf
размер 2.84 МБ
добавлен 27 февраля 2011 г.

Статья. Опубликована в Успехи физических наук, 1949 г. Февраль, Том 37, вып. 2, с. 137-182 Раздел III. Магнетизм вещества — ферромагнетики (окончание) Содержание: Ферромагнетики в переменных магнитных полях и временные эффекты. Магнитные материалы. Влияние самопроизвольной намагниченности на немагнитные свойства ферромагнетиков. Заключение. Цитированная литература. Окончание. Начало см. в УФН 35, 556 (1948); 36, 30 (1949); 37, 1, (1949).

Дорфман Я.Г. Магнитные свойства и строение вещества

формат djvu
размер 4.24 МБ
добавлен 15 февраля 2011 г.

Государственное издательство технико-технической литературы. Москва. 1955. - 377с. Раздел первый "Основные представления современной теории" Магнитные свойства изолированных микрочастиц. Диамагнетизм и парамагнетизм Ферромагнетизм и антиферромагнетизм Раздел второй "Индивидуальные элементарные частицы. Атомы и атомные ядра" Элементарные частицы и методы их исследования Электронные оболочки атомов Атомные ядра Раздел третий "Слабомагнитные веще.

Игнатченко В.А. (ред.) Магнитные свойства кристаллических и аморфных cpeд

формат djvu
размер 24.02 МБ
добавлен 27 июля 2011 г.

Новосибирск: Наука, 1989. 252 с. ISBN 5020287334, УДК 538. Сборник посвящен памяти известного физика-магнитолога академика Леонида Васильевича Киренского (1909-1969 гг.). В статьях, написанных представителями ведущих научных центров Советского Союза, отражены актуальные вопросы физики магнитных явлений: природа магнитного упорядочения, высокочастотные, магнитоупругие и магнитооптические свойства магнетиков, особенности магнетизма неоднородных си.

Киренский Л.В. Ферромагнетизм и его применение

формат djvu
размер 5.91 МБ
добавлен 16 сентября 2011 г.

М.: Учпедгиз, 1957, 104 с. Ферромагнитные свойства вещества. Из истории развития учения о магнетизме. Естественные и искусственные магниты. Maгнитнoe поле. Магнитное поле электрического тока. Магнитный момент. Элементарные носители магнетизма. Природа ферромагнетизма. Намагничивание ферромагнетика. Гистерезисные явления в ферромагнетиках. О самопроизвольной (спонтанной) намагниченности в ферромагнетиках. Магнитная анизотропия. Области спонтанной.

Кондорский Е.И. Зонная теория магнетизма, Часть 2

формат djvu
размер 2.32 МБ
добавлен 21 сентября 2011 г.

М.: МГУ, 1977, 94 с. 39 ил. Библиогр. 89 назн. Первая часть учебного пособия вышла в 1976 г. Во второй части излагается современная теория неколлинеарных магнитных структур: рассматриваются магнитные свойства редкоземельных металлов, косвенное обменное взаимодействие сильносвязанных электронов через электроны проводимости и общая теория магнитных структур. Кроме того, описываются электронные структуры, поверхности Ферми тяжелых редкоземельных ме.

Если же эти моменты ориентируются антипараллельно (рис. 8.10,б), то вещество при абсолютном нуле температуры совершенно немагнитно из-за компенсации магнитных полей в парных взаимодействиях. Такие тела называются антиферромагнетиками.

ба

вба

Рисунок 8.10. Ориентация спинов при температуре, близкой к абсолютному нулю: а - в ферромагнетике; б и в -в антиферромагнетике

При нагревании такая ориентация спинов нарушается и некоторые пары приобретают параллельную ориентацию спинов - появляется намагничение вещества. Это происходит вплоть до некоторой температуры – температуры Нееля или антиферромагнитной температуры Кюри. Выше этой температуры вещество проявляет обычные парамагнитные свойства.

Антиферромагнетиками являются окись хрома Сr₂О₃, соединения марганца с кислородом МnO₂, селеном MnSe, теллуром МnТе, мышьяком MnAs и многие другие вещества. Кристаллическая решетка антиферромагнетика как бы состоит из двух подрешеток, намагниченных в одинаковой степени, но в противоположных направлениях (рис. 8.11,а). Поэтому суммарная намагниченность равна нулю.

Рисунок 8.11. Ориентация спинов

а) в антиферромагнетике, б) в ферримагнетике.

Например, магнитная структура MnO рассматривается как сложная структура, состоящая из двух подрешеток, намагниченных противоположно друг другу (рис. 8.12). Как ионы марганца, так и ионы кислорода образуют гранецентрированную кубическую решетку. Эти две решетки скомбинированы таким образом, что ионы металла имеют в качестве ближайших соседей только ионы кислорода, и наоборот (структурный тип NaCl). Магнитная структура ионов Mg 2+ такова, что спины ионов, расположенных в плоскостях (111) гранецентрированной кубической решетки марганца (на рисунке выделены точечными линиями), параллельны, а спины ионов смежных слоев антипараллельны. Очевидно, что моменты ионов в обоих направлениях компенсируются, и тело в целом не обладает спонтанной намагниченностью.

Рисунок 8.11. Магнитная структура окисла марганца MnO
(показаны только ионы марганца).

Антиферромагнетики так же, как и ферромагнетики, обладают доменной структурой и испытывают явление гистерезиса при перемагничевании.

Однако существуют соединения, кристаллическая решетка которых также состоит из двух подрешеток, но с различной по величине намагниченностью (рис. 8.11,б). К ним относятся вещества, в соседних узлах решетки которых находятся разнородные по своим магнитным свойствам атомы. В результате обменного взаимодействия полной компенсации магнитных моментов не происходит. Магнитные свойства таких веществ, называемых ферримагнетиками или ферритами, похожи на свойства ферромагнетиков.

Ферримагнетики также как и ферромагнетики обладают спонтанной намагниченностью, которая обусловлена нескомпенсированными магнитными моментами различных подрешеток. Возникающая ферримагнитная упорядоченность моментов описывается определённой магнитной структурой, т. е. разбиением кристалла на магнитные подрешётки, величиной и направлением векторов их намагниченностей.

Ферримагнетики характеризуются достаточно высокими значениями спонтанного магнитного момента и намагниченностью насыщения, достигающей 6400 Гс для Fe₃O₄, 1800 Гс для MgFe₂O4, 6000 Гс для CoFe₂O₄, 9000 Гс для Nd₂Fe₁₄B.

Ферримагнетики могут обладать свойствами, как металлов – сплавы типа SmCo₅ (T_К=1020 K), CdCo₅, так и диэлектриков либо полупроводников. Значительный интерес к ферримагнетикам-диэлектрикам обусловлен низкими значениями вихревых токов, характерных для металлов. Это позволяет их использовать на высоких и сверхвысоких частотах, в то время как металлы теряют свою добротность даже при умеренных частотах.

Ферриты нашли широкое применение в электро- и радиотехнике благодаря сочетанию очень хороших магнитных свойств широкого диапазона и большого электрического сопротивления. Из ферритов изготавливают, в частности, стержни магнитных антенн, сердечники высокочастотных трансформаторов и т.д.

Широкое распространение в радиотехнике, особенно в высокочастотной радиотехнике, получили ферриты, сочетающие ферромагнитные и полупроводниковые свойства.

Контрольные вопросы

1. На какие виды подразделяются вещества по магнитным свойствам?

2. Какими элементарными частицами, в основном, определяются магнитные свойства веществ?

3. Что является мерой взаимодействия магнита с внешним магнитным полем?

4. В чем отличие орбитального и спинового магнитных моментов?

6. Каковы значения магнитной восприимчивости для диа-, пара- и ферромагнетиков?

7. Объясните природу диамагнетизма. Приведите примеры диамагнитных веществ.

8. Какова природа парамагнетизма?

9. В чем заключается суть закона Кюри?

10. Какие вещества относятся к парамагнетикам?

11. Чем обусловлен ферромагнетизм?

12. Поясните доменную структуру ферромагнетика. Как домены ведут себя во внешнем магнитном поле?

13. Поясните процесс намагничивания ферромагнетика.

14. Объясните ход петли гистерезиса.

16. В чем природа антиферромагнитного состояния вещества? Что происходит с такими веществами после достижения температуры Нееля?

17. Обладают ли антиферромагнетики доменной структурой и испытывают ли явление гистерезиса?

18. Каковы свойства ферритов?

19. Чем отличается ориентация спинов у антиферромагнетиков и ферримагнетиков?

20. Приведите примеры применения в технике веществ с различными магнитными свойствами.

Рис. 5.2 . Ферримагнитное упорядочение в магнетите Fе 2+ [Fe 2+ Fe 3+ ]O₄.

S=5/2 . . S=2 октаэдрические положения

Магнитные свойства некоторых ферримагнетиков приведены в таблице 5.2.

Таблица 5.2. Ферримагнетики.

Вещество	Намагниченность M_s (Гс)	n(0K)=μ/μ_B	T_C, K
Т = 300 К	Т= 0К
MnAs	3.4
MnBi	3.52
MnSb	-	3.5
CrO₂	-	2.03
MnOFe₂O₃	-	5.0
FeOFe₂O₃	-	4.1
NiOFe₂O₃	-	2.4
CuOFe₂O₃	-	1.3
MgOFe₂O₃	-	1.1
EuO	-	6.8
Y₃Fe₅O₁₂	5.0

Значительную часть ферримагнетиков составляют диэлектрические и полупроводниковые ионные кристаллы, содержащие магнитные ионы различных элементов и одного элемента, но находящихся в разных кристаллографических позициях (в неэквивалентных узлах кристаллографической решетки).

Условие ферримагнетизма.

Представим себе кристалл, имеющий две магнитных подрешетки А и В с антипараллельными (¯) магнитными моментами. В этом случае:

B_A=-lM_A-mM_B; B_В=-mM_A-nM_B, l,m,n>0. (5.1)

U= -1/2(B_AM_A+B_BM_B)=1/2lM_A 2 +mM_AM_B+1/2nM_B 2 . (5.2)

Температура Нееля, Кюри-Вейса и восприимчивость ферримагнетиков.

Определим константы Кюри C_A и C_B для подрешеток А и В. Для простоты пренебрежем всеми взаимодействиями, кроме ¯-ного между А- и В- подрешетками: B_A=-mM_B; B_B=-mM_A;

В приближении среднего поля

При B_a =0 эта система уравнений становится однородной относительно M_A и M_B и имеет решение, если

Отсюда ферромагнитная температура Кюри дается выражением

Решая (5.4), мы получим восприимчивость при T>T_с

При C_A=C_B =C – антиферромагнетизм.

Антиферромагнетик – это скомпенсированный ферримагнетик. Пример: MnO (рис.5.1), где спины Mn 2+ скомпенсированы. Переход из антиферромагнитной фазы в парамагнитную происходит при температуре Нееля, Т_N:

В действительности экспериментальные значения укладываются в зависимость

Температуру q называют температурой Кюри-Вейса. Отношение q/T_N ~ 1 ¸ 5 и часто отличается от 1 (см. также таблицу 5.2). Качественное сопоставление хода температурных зависимостей магнитных восприимчивостей для парамагнетиков, ферромагнетиков и антиферромагнетиков приведено на рис.5.3.

Восприимчивость антиферромагнетиков ниже температуры Нееля.

Рассмотрим два случая, когда внешнее поле перпендикулярно и параллельно полному спину: 1)B_a^Sи 2) B_aççS.

Рис. 5.3. Температурная зависимость магнитной восприимчивости парамагнетиков, ферромагнетиков, антиферромагнетиков.

ориентации поля и спинов - парамагнитное поведение).

При T 2 [1-1/2(2j) 2 ]-2B_aMj/2, (5.9)

где 2j -угол между S_A и S_B. Минимум энергии будет при dU/dj=0=4mM 2 j - B_aM

или в устойчивом состоянии j=B_a/4mM. (5.10)

В ||-ной ориентации M_S = M_A + M_B = 0 при Т = 0, поэтому восприимчивость при T=0K равна нулю c_êê(0)=0. Эксперимен-тальная зависимость c_^ и c_êê для MnF₂ показана на рис. 5.4.

VI. ДОМЕННАЯ СТРУКТУРА

Ферромагнитные домены

Причины образования доменов. Основные компоненты энергии доменов.

Ландау и Лифшиц показали, что помимо энергии, обусловленной взаимодействием ферромагнетика с внешним магнитным полем (магнитная энергия), необходимо учитывать еще несколько вкладов в энергию, конкуренция которых определяет образование доменной структуры. Рассмотрим энергию некоторой системы доменов в магнитном поле, предполагая, что намагниченность каждого из доменов находится в насыщении. Энергия ферромагнетика записывается как сумма вкладов: 1) магнитной энергии - U_M 2) магнитостатической энергии - U₀, 3) обменной энергии - U_обм, 4) энергии магнитокристаллической анизотропии - U_K, 5) энергия магнитострикционной деформации - U_l , 6) магнитоупругой энергии U_s,

Минимуму полной энергии ферромагнетика соответствует не насыщенная конфигурация, а некоторая доменная структура.

Охарактеризуем вклады в (6.2).

1)Магнитная энергия - U_M, - это энергия образца во внешнем магнитном полеН. Согласно (1.13)

U_M= -MH. (6.3)

где N_P - размагничивающий фактор. Магнитостатическая энергия уменьшается, если образец разбивается на антипараллельные намагниченные домены. В частности, для доменов с формой, изображенной на рис. 6.3а,б,в, энергии будут, соответственно, равны [1]:

Магнитостатическая энергия может быть уменьшена до нуля при образовании доменов, замыкающих магнитные потоки внутри ферромагнитного вещества, как изображено на рис. 6.4.

Рис. 6.3. Некоторые типы магнитных доменов.

Рис. 6.4. Формирование доменной структуры.

При M_S=1.7∙10 3 Гс ®U~0.85d3∙10 6 эрг/см 3 à0.

3) Обменная энергия. Этот вклад определяется выражением

где J_ij - обменный интеграл. Минимуму U_обм в ферромагнетике соответствует состояние однородной намагниченности со строго параллельной ориентацией магнитных моментов, как показано на рис.6.5а. При этом, однако, неизбежно формируются магнитные полюса, и возрастает вклад магнитостатической энергии U₀. Этот вклад в случае дискообразного образца может быть сведен к нулю при циркулярной ориентации магнитных моментов, как изображено на рис.6.5б – в этом случае полюса отсутствуют. Однако, соседние спины разориентированы на некоторый ненулевой угол, и обменная энергия (6.6) не равна нулю.

4) Энергия кристаллической магнитной анизотропии (или магнитокристальная энергия) - U_K. В кристаллах могут быть направления легкого и трудногонамагничивания. Например, в оцк a-Fe [100] - направление легкого, а [111] – трудного намагничивания, однако в гцк Ni - ситуация обратная (рис. 6.6). Для гексагонального Со "легкая" ось совпадает с с-осью [0001] (кривая а), а "трудное" направление лежит в базовой плоскости (кривая б).

Причина анизотропии заключена в асимметрии перекрытия электронных орбит (рис.6.7). Вследствие спин-орбитального взаимодействия, распределение заряда - сфероид, а не сфера. Асимметрия в зарядовом распределении обусловлена симметрией кристалла, но также "отслеживает" ориентацию спина за счет L-S-взаимодействия.

Рис.6.7. Асимметрия перекрытия распределений электронов

Рис.6.6. Анизотропия намагничивания в a-Fe, Ni, Co

Вращение направления спина относительно кристаллографических осей изменяет обменную энергию, а также энергию электростатического взаимодействия зарядов в соседних парах атомов. Оба эффекта дают вклад в энергию анизотропии.

Энергия анизотропии в одноосном кристалле может быть представлена в виде ряда

где a = cos q - направляющий косинус магнитного момента М относительно выделенной оси. Нечетные степени по a не включаются, т.к. направления a и -a эквивалентны, К_n - константы кристаллографической анизотропии не зависят от a и определяются из эксперимента. В большинстве случаев достаточно взять три члена

Константы магнитоупругой анизотропии (в эрг/см 3 ) приведены в таблице 6.1:

Таблица 6.1. Коэффициенты магнитокристаллической анизотропии для Fe, Ni, Co

Материал	К₁ , Дж/м 3 (эрг/см 3 )	К₂ , Дж/м 3 (эрг/см 3 )
Fe	4.6 10 4 ( 4.6 10 5 )	-0.075 10 4 (-0.075 10 5 )
Ni	-5.7 10 3 (-5.7 10 4 )	-2.3 10 3 (-2.3 10 4 )
Co	4.1 10 5 (4.1 10 6 )	1.0 10 5 (1.0 10 6 )

Наведенная или ориентационная анизотропия создается искусственно с помощью особой технологии обработки исходного материала, например, при холодной прокатке, отжиге в магнитном поле или в поле внешних упругих напряжений, перекристаллизации в магнитном поле, осаждении пленок в присутствии магнитного поля, осаждении пленок под углом и т.п. Один из механизмов формирования анизотропии - направленное упорядочение дефектов, роль которых могут выполнять атомы замещения и внедрения в сплаве, вакансии, дислокации и т.п. Суть явления - диффузия примесных центров и их упорядочение вдоль таких направлений в кристалле, чтобы возникшая анизотропия стабилизировала имеющуюся ориентацию вектора намагниченности. Например, при отжиге в магнитном поле дефекты упорядочиваются и таким образом образуют одноосную анизотропию с направлением легкой оси, совпадающей с направлением магнитного поля.

Обменная или однонаправленная анизотропия возникает за счет обменных сил на границе двух магнитных фаз: ферромагнетика и антиферромагнетика, см. главу XI.

Поверхностная анизотропия. Поскольку молекулярное поле для ионов в объеме и на поверхности различается, то возникает поверхностная анизотропия, которая важна для тонких пленок. Неель показал, что,

где q - угол между вектором спонтанной намагниченности и нормалью к поверхности. Для Fe и Ni U_K,пов ~ 0.1 -1 эрг/см 2 .

5) Энергия магнитострикционной деформации -U_l. Магнитострикция - это изменение размеров тела при намагничивании. Так Ni - сжимается в направлении намагничивания и увеличивается в размерах в поперечном направлении, а Fe - в слабых полях увеличивается в направлении намагничивания. Величина Dl/l=l_S - константа магнитострикции. Вообще говоря, константа магнитострикции и, соответственно, магнитострикционная деформация, e_ij M _, являются тензорами:

где α_k, β_l – напрвляющие косинусы, соответственно, вектора самопроизвольной намагниченности и направления измерения.

В случае кубической симметрии тензор l_ijkl сводится к двум независимым константам l_[100] и l_[111]. В этом случае l можно представить в виде матрицы

Если l_[100]=l_[111]=l, то магнитострикция изотропна, что характерно для полиметаллов. В этом случае можно считать, что

Для Fe®l_[100]=19.5 10 6 и l_[111]= - 18.8 10 -6 , соответственно, ®l=-3.48 10 -6 .

Энергия магнитострикционной деформации

где E_l - модуль Юнга. Магнитострикционный эффект является обратимым.

Два соседних домена с противоположными векторами намагниченности [100] и [-100] не обладают упругой энергией, т.к. у них l_S одинаковы (рис. 6.4а), но такая система имеет высокую магнитостатическую энергию за счет формирования свободных полюсов. Энергия ферромагнитного образца понижается при образовании домена в форме трехгранной призмы, замыкающей магнитный поток (рис.6.4б). Замыкающий домен намагничен в направлении, перпендикулярном намагниченности 2-х доменов, т.е. по оси [010]. Поэтому он стремится удлиниться в направлении [010], компенсируя сжатие в этом направлении, обусловленное расширением вдоль [100]. Т.о в замыкающем домене сосредоточен некоторый запас магнитоупругой энергии. Эта энергия пропорциональна объему замыкающего домена. Если остальные факторы не препятствуют, то образуется такое число доменов, при котором достигается минимум суммы энергий основных и замыкающих доменов (рис.6.4в).

6) Магнитоупругая энергия - U_s. Магнитострикция - частный случай магнитоупругих взаимодействий. При наличии внешнего напряжения s_ij возникает деформация e_ij M . Соответственно, эта энергия равна

Границы доменов

Рис. 6.8. Стенки Блоха.

Домены отделены друг от друга границами, в которых осуществляется изменение ориентации спина. Если при развороте вектор намагничивания не выходит из плоскости yz (см. рис 6.8а), то эти границы называют стенками Блоха.На рис. 6.8а поворот спинов на 180 0 происходит скачком, т.е. в одной плоскости. Для этого требуется энергия:

DE=-JS(-S) - [-JS 2 ] = 2JS 2 (6.16)

Во втором случае (рис. 6.8б) поворот происходит в стенке, состоящей из n-плоскостей, в каждой из которых спин поворачивается на угол p/n. Тогда обменная энергия между соседними спинами равна DE = -Js 2 cos(p/n), а полная энергия равна

DE_обм = n[-JS 2 cos(p/n)-(-JS 2 )] = nJS 2 [1-cos(p/n)]. (6.17)

При n>>1 получаем

Согласно (6.18) толщина стенки могла бы расти бесконечно, но этому препятствует энергия анизотропии: спин в стенке Блоха не ориентирован в направлении легкого намагничивания. Поэтому, доля энергии анизотропии DE_K ~ n. Баланс между обменной энергией и энергией анизотропии достигается в Fe на толщине ~ 150a (а-период решетки):

где K – константа анизотропии.

Оценки показывают, что полная энергия стенки составляет W_wall ~1 erg/cm 2 .

Толщина стенкиБлоха может быть определена из условия ¶W/¶n = -p 2 JS 2 /2n 2 a 2 +Ka = 0. Отсюда,

n = (p 2 JS 2 /2Ka 3 ) 1/2 , (6.20)

и, соответственно, толщина

d = na = (p 2 JS 2 /Ka) 1/2 = p(A/K) 1/2 = pd₀, (6.21)

где A = JS 2 /a - (6.21а)

плотность обменной энергии, а плотность энергии границы -

s=2p(JKS 2 /a) 1/2 =2p(AK) 1/2 =2ps₀. (6.21б)

Итак, в массивных ферромагнетиках магнитостатическая энергия (энергия свободных полюсов) отсутствовала в объеме, а на поверхности пренебрегалась из-за малости отношения (площадь поверхности)/(объем) ® 0. В тонких пленках поверхностью пренебрегать можно не всегда. Впервые на значение магнитостатической энергии в тонких пленках указал Неель.

Рис. 6.9 Блоховские (а) и неелевские (б) границы.

Неель, в частности, показал, что поворот вектора М может происходить в плоскости пленки, даже если векторы намагничивания лежат в плоскости пленки (рис.6.9). При каких условиях неелевские стенки становятся более выгодными, чем блоховские? Блоховские границы выгоднее, когда мал вклад магнитостатической энергии. В тонких пленках отношение площади поверхности к объему для доменов перестает быть пренебрежимо малым, поэтому вклад магнитостатической энергии в блоховской границе возрастает. Аппроксимируя границу цилиндром эллиптического сечения, для магнитостатической энергии получаем

где M_эфф - эффективная (средняя) намагниченность, изображенная вектором в стенке на рис. 6.9. Размагничивающий фактор в таком приближении будет равен

для стенки Блоха

для стенки Нееля

Антиферромагнетик — вещество, в котором установился антиферромагнитный порядок магнитных моментов атомов или ионов.

Содержание

Свойства антиферромагнетиков

Обычно вещество становится антиферромагнетиком ниже определённой температуры , так называемой точки Нееля и остаётся антиферромагнетиком вплоть до .

Антиферромагнетики среди элементов

Среди элементов антиферромагнетиками являются твёрдый кислород (a-модификация при ), хром (), а также ряд редкоземельных металлов. В последних обычно наблюдаются сложные антиферромагнитные структуры в температурной области между и (). При более низких температурах они становятся ферромагнетиками. Данные о наиболее известных антиферромагнетиках — редкоземельных элементах — приведены в таблице ниже.

Данные о наиболее известных антиферромагнетиках.

Элемент	T₁, K	T_N, K
Dy	85	179
Ho	20	133
Er	20	85
Tm	22	60
Tb	219	230

Антиферромагнетики среди химических соединений

Число известных химических соединений, которые становятся антиферромагнетиками при определённых температурах, приближается к тысяче. Ряд наиболее простых антиферромагнетиков и их температуры приведены в таблице ниже. Большая часть антиферромагнетиков обладает значениями , лежащими существенно ниже комнатной температуры. Для всех гидратированных солей не превышает , например у .

Ряд наиболее простых антиферромагнетиков.

Применение

С использованием атомов антиферромагнетика при низких температурах возможно создание ячеек памяти, содержащих всего 12 атомов (для сравнения, в современных жестких дисках для хранения 1 бита информации необходимо около 1 млн. атомов) [1][2] .

Примечания

Литература

См. также

Физика конденсированного состояния
Магнетизм

Wikimedia Foundation . 2010 .

Полезное

Смотреть что такое "Антиферромагнетики" в других словарях:

АНТИФЕРРОМАГНЕТИКИ — кристаллич. в ва, в к рых магн. моменты атомов (или ионов) образуют две или неск. пространственных подсистем (магн. подрешеток) с антипараллельной (в случае двух подрешеток) или более сложной ориентацией магн. моментов, обусловливающей отсутствие … Химическая энциклопедия

ферро- и антиферромагнетики — ферро и антиферромагнетики … Орфографический словарь-справочник

ферро-, ферри- и антиферромагнетики — ферро , ферри и антиферромагнетики … Орфографический словарь-справочник

МЕТАМАГНЕТИК — вещество, обладающее в слабых магн. полях св вами антиферромагнетиков, а в полях напряжённостью выше 5 10 кЭ св вами ферромагнетиков. Типичными М. явл. слоистые соединения типа FeCl2, в к рых слои ионов железа, обладающих магнитным моментом,… … Физическая энциклопедия

Антиферромагнетизм — (от Анти. и Ферромагнетизм) одно из магнитных состояний вещества, отличающееся тем, что элементарные (атомные) магнитики соседних частиц вещества ориентированы навстречу друг другу (антипараллельно), и поэтому намагниченность тела в… … Большая советская энциклопедия

Парамагнетизм — (от пара (См. Пара. ). и Магнетизм) свойство тел, помещенных во внешнее магнитное поле, намагничиваться (приобретать Магнитный момент) в направлении, совпадающем с направлением этого поля. Т. о., внутри парамагнитного тела… … Большая советская энциклопедия

МАГНИТНАЯ СИММЕТРИЯ — В кристаллах с атомной магн. структурой преобразования симметрии не исчерпываются трансляциями, поворотами и отражениями (см. СИММЕТРИЯ КРИСТАЛЛОВ). В них имеется отличная от нуля векторная ф ция плотности магнитного момента М(r), к рая обладает… … Физическая энциклопедия

ПАРАМАГНЕТИЗМ — (от греч. para возле, рядом и магнетизм), свойство в в (парамагнетиков), помещённых во внеш. магн. поле, намагничиваться (приобретать магнитный момент) в направлении, совпадающем с направлением этого поля. Т. о., внутри парамагнетика к действию… … Физическая энциклопедия

СПИНОВЫЕ ВОЛНЫ — 1) волны нарушений спинового порядка в магнитоупорядоченных средах. В ферромагнетиках, антиферромагнетиках и ферримагнетиках спины атомов и связанные с ними магн. моменты при отсутствии возбуждения строго упорядочены. Состояние возбуждения магн.… … Физическая энциклопедия

МАГНИТНЫЕ МАТЕРИАЛЫ — в ва, магн. св ва к рых обусловливают их применение в технике (электротехнике, вычислит. технике, электронике, радиотехнике и др. областях). Hаиб. применение находят магнитоупорядоченные в ва: ферро , ферри и антиферромагнетики, в состав к рых… … Химическая энциклопедия

Читайте также: