ФЕРРОМАГНЕТИЗМ

Магнитоупорядоченное состояние в-ва, при к-ром все магн. моменты ат. носителей магнетизма в в-ве параллельны и оно обладает самопроизвольной намагниченностью.

Рис. 1. Ферромагнитная (коллинеарная) атомная структура гранецентрированной кубич. решётки ниже точки Кюри 6; стрелками обозначены направления ат. моментов; Js — вектор суммарной намагниченности ед. объёма.

Параллельная ориентация магн. моментов (рис. 1) устанавливается при темп-рах Т ниже критич. темп-ры Кюри 6 (см. КЮРИ ТОЧКА). Часто Ф. наз. совокупность физ. св-в в-ва в указанном выше состоянии. В-ва, в к-рых установился ферромагн. порядок атомных магн. моментов, наз. ферромагнетиками.

Рис. 2. Кривая безгистерезисного намагничивания (0Bm) и петля гистерезиса поликрист. железа. Значению индукции Bm соответствует намагниченность насыщения Js.

Магнитная восприимчивость к ферромагнетиков положительна (c>0) и достигает значений 104—105; их намагниченность J и магнитная индукция В=Н+4pJ (в СГС системе единиц) или B=(H+J)/m0 (в ед. СИ) растут с увеличением напряжённости магн. поля Н нелинейно (рис. 2) и в полях до 100 Э (7,96•103 А/м) достигают предельного значения Js— магнитного насыщения и Bm. Значение J зависит от «магн. предыстории» образца, это делает зависимость J от H неоднозначной (наблюдается магн. гистерезис). При намагничивании ферромагнетиков изменяются их размеры и форма (см. МАГНИТОСТРИКЦИЯ). Имеется и обратный эффект — кривые намагничивания и петли гистерезиса зависят от внеш. механич. напряжений. В ферромагн. монокристаллах наблюдается магнитная анизотропия (рис. 3) — различие магн. свойств по разным кристаллографич. направлениям.

Рис. 3. Зависимость намагниченности J от напряжённости магн. поля Н для трёх главных кристаллографич. осей монокристалла железа (тип решётки — объёмно центрированная кубическая, (100) — ось лёгкого намагничивания).

В поликристаллах с хаотич. распределением ориентации кристаллич. зёрен анизотропия в среднем по образцу отсутствует, но при неоднородном распределении ориентации она может наблюдаться (текстура магнитная).

Магн. и др. физ. свойства ферромагнетиков обладают специфич. зависимостью от темп-ры. Намагниченность насыщения Js имеет наибольшее значение при Т=0 К (Js0) и монотонно уменьшается до нуля при темп-ре, равной темп-ре Кюри (Т=q рис. 4). Выше 6 ферромагнетик пере, ходит в парамагн. состояние (см. ПАРАМАГНЕТИЗМ), а в нек-рых случаях (редкоземельные металлы) — в антиферромагнитное.

Рис. 4. Схематич. изображение температурной зависимости намагниченности насыщения Js ферромагнетика; q — точка Кюри.

При Н=0 переход ферромагнетик — парамагнетик, как правило, явл. фазовым переходом II рода. Температурный ход магнитной проницаемости m (или восприимчивости c) ферромагнетиков имеет явно выраженный максимум вблизи q. При T>q восприимчивость v, обычно следует Кюри — Вейса закону. Наблюдаются также аномалии в величине и температурной зависимости упругих постоянных, теплоёмкости, коэфф. линейного и объёмного расширения. При адиабатич. намагничивании и размагничивании ферромагнетики изменяют свою темп-ру (см. МАГНЕТОКАЛОРИЧЕСКИЙ ЭФФЕКТ). Перечисленные особенности немагн. св-в ферромагнетиков достигают макс. величины вблизи Т=в.

Необходимым условием Ф. явл. наличие постоянных (независящих от Н) магн. (спиновых или орбитальных или обоих вместе) моментов электронных оболочек атомов в-ва. Это условие выполняется в кристаллах, построенных из магн. атомов переходных элементов (атомов с недостроенными внутр. электронными слоями). Различают 4 осн. случая: 1) металлич. кристаллы (чистые металлы, сплавы и интерметаллич. соединения) на основе переходных элементов с недостроенными d-оболочками (в первую очередь 3 d-оболочками у элементов группы железа); 2) металлич. кристаллы на основе переходных элементов с недостроенными f-оболочками (редкоземельные элементы с недостроенными 4f-оболочками); 3) неметаллич. крист. соединения при наличии в качестве хотя бы одного компонента переходного d- или f-элемента; 4) сильно разбавленные растворы переходных d- или f-металлов в диамагн. металлич. матрице. Появление в этих 4 случаях ат. магн. порядка обусловлено обменным взаимодействием. Однако в разных случаях встречаются разл. типы обменного взаимодействия. В неметаллич. в-вах (случай 3) чаще всего встречается косвенное обменное взаимодействие, при к-ром магн. порядок электронов недостроенных d- или f-оболочек в ближайших соседних магн. ионах устанавливается при активном участии электронов внеш. замкнутых оболочек магнитно-нейтральных ионов (напр., О2-, S2-, Se2- и т. п.), расположенных обычно между магнитно-активными ионами (см. ФЕРРИМАГНЕТИЗМ). Как правило, здесь возникает антиферромагн. порядок, к-рый приводит либо к антиферромагнетизму, если в каждой элементарной ячейке кристалла суммарный магн. момент всех ионов равен нулю, либо к ферримагнетизму, если этот суммарный момент не равен нулю. Возможны случаи, когда взаимодействие в неметаллич. кристаллах носит ферромагн. характер (все ат. магн. моменты параллельны), напр. EuO, EuSiO4, CrBr3.

Общим для кристаллов типа 1, 2, 4 явл. наличие в них системы коллективизир. электронов проводимости. В отсутствие магн. ионов электроны проводимости обладают парамагнетизмом паулиевского типа, если он не подавлен более сильным диамагнетизмом ионной решётки. Возникающий в металлах, содержащих ионы переходных металлов, магн. порядок в случаях 1, 2 и 4 имеет разл. происхождение. Во 2-м случае магнитно-активные 4f-оболочки имеют очень малый радиус по сравнению с постоянной крист. решёткой. Поэтому здесь невозможна прямая обменная связь даже у ближайших соседних ионов и обменное взаимодействие носит косвенный характер (косвенное обменное взаимодействие через электроны проводимости). В 4-м типе ферромагнетиков (в отличие от случаев 1, 2, 3) магн. порядок не обязательно связан с крист. ат. порядком. Часто эти ферромагнетики представляют собой в магн. отношении аморфные системы с неупорядоченно распределёнными по кристаллич. решётке ионами, обладающими ат. магн. моментами (т. н. спиновые стёкла). В спиновых стёклах мы встречаемся ещё с одним типом косвенного обменного взаимодействия через электроны проводимости — осциллирующим по знаку взаимодействием Рудермана — Киттеля (РККИ). Ф. наблюдался также у ряда металлов и сплавов, находящихся в аморфном (метастабильном) состоянии. Особенно интересны т. н. метглассы — аморфные металлические стёкла, напр. сплав Fe (80%) с В (20%).

Наконец, в кристаллах 1-го типа электроны, принимающие участие в создании ат. магн. порядка, состоят из бывших 3d- и 4s-электронов изолированных атомов. В отличие от 4f-оболочек редкоземельных ионов, имеющих очень малый радиус, более близкие к периферии Зd-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 энергетич. уровней, что благоприятствует действию обменных сил и приводит к появлению намагнич. состояния в Fe, Co, Ni и в их многочисл. сплавах. Следует заметить, что во многих случаях в результате обменного взаимодействия s- и d-электронов их магн. моменты упорядочиваются антипараллельно.

Конкретные теоретич. расчёты различных св-в ферромагнетиков проводятся как в квазиклассич. феноменологич. приближении, так и с помощью более строгих квантовомеханич. атомных моделей. В первом случае обменное взаимодействие, приводящее к Ф., учитывается введением эффективного молекулярного поля Hэфф=AJs (рус. учёный Б. Л. Розинг, 1897; франц. физик П. Вейс, 1907). Энергия обменного взаимодействия U квадратично зависит от Js:

U=HэффJs=-AJs,

где А — постоянная молекулярного поля (А >0), Js— намагниченность насыщения. Уточнение этой трактовки Ф. дала квантовая механика, раскрыв электрич. обменную природу постоянной А (Я. И. Френкель, нем. физик В. Гейзенберг, 1928). Теория молекулярного поля даёт хорошее согласие с опытом при высоких темп-рах (T=q). При низких темп-рах описание св-в ферромагнетиков возможно только с помощью квантовомеханич. теории спиновых волн, согласно к-рой самопроизвольная намагниченность должна убывать с ростом темп-ры по закону Блоха (установлен амер. физиком Ф. Блохом в 1930):

Js=Js0(1-aT3/2),

где Js0 — намагниченность насыщения при T=0 К. По закону =Т3/2, согласно теории, должна возрастать магн. теплоёмкость. Опыт показывает, что этот закон выполняется хорошо только в диэлектрич. ферромагнетиках. Наличие коллективизир. электронов приводит к дополнит. членам в законе Блоха. Следует отметить, что в теории Ф. металлов с коллективизир. электронами до сих пор много незавершённого, и она продолжает активно развиваться.

В отсутствие внеш. магн. поля ферромагн. образец разбит на домены, — области однородной намагниченности. В простейшем случае доменная структура представляет собой чередующиеся слои с взаимно противоположным направлением намагниченности. Образование доменов— результат конкуренции двух типов взаимодействия: обменного и магнитного (диполь-дипольного .взаимодействия магн. моментов). Первое — близкодействующее, оно стремится установить магн. моменты параллельно и ответственно за однородную намагниченность в домене. Второе, дальнодействующее, ориентирует антипараллельно векторы намагниченности соседних доменов. Теория Ф. качественно удовлетворительно объясняет размеры и форму доменов (Л. Д. Ландау и Е. М. Лифшиц, 1935). Между доменами существуют переходные слои конечной толщины, в к-рых Js непрерывно меняет своё направление. При нек-рых критически малых размерах ферромагн. образцов образование в них неск. доменов может стать энергетически невыгодным, и тогда такие мелкие ферромагн. частицы оказываются при Tсм. ОДНОДОМЕННЫЕ ФЕРРОМАГНИТНЫЕ ЧАСТИЦЫ).

Кривые намагничивания и петли гистерезиса в ферромагнетиках определяются изменениями объёма доменов с разл. ориентациями Js в них за счёт смещения границ доменов, а также вращения векторов Js доменов (см. НАМАГНИЧИВАНИЕ). Магн. восприимчивость ферромагнетиков можно приближённо представить в виде суммы c=cсмещ+cвращ. Анализ кривых намагничивания J(Н) показывает, что в слабых полях cсмещ->cвращ, а в сильных, после крутого подъёма кривой J(H), cвращ->cсмещ. Особый характер имеют процессы намагничивания и распределение намагниченности в тонких магнитных плёнках. Из-за чувствительности доменной структуры и процессов намагничивания к строению кристаллов общая количеств. теория кривых намагничивания ферромагнетиков пока находится в незавершённом состоянии. Обычно для определения зависимости J(H) пользуются качеств. физ. представлениями. Лишь в случае идеальных монокристаллов в области, где cвращ->cсмещ, возможен строгий количеств. расчёт (Н. С. Акулов, 1928). Теория кривых намагничивания и петель гистерезиса важна для создания новых и улучшения существующих магнитных материалов.

Связь Ф. с многими немагнитными св-вами в-ва позволяет по данным измерений магн. св-в получить информацию о разл. тонких специфич. особенностях электронной структуры кристаллов. Поэтому Ф. интенсивно исследуют на электронном и ядерном уровнях, используя электронный ферромагнитный резонанс, ядерный магнитный резонанс, Мёссбауэра эффект, рассеяние на ферромагн. кристаллах разл. типов пучков частиц, обладающих магн. моментом.