Стартовая Предметный указатель Новости науки и техники
Новости науки и техники
Водород, как альтернативное топливо.
Как известно наша планета богата энергоносителями, которые, вот уже не одну сотню лет, исправно служат человеку, делая его жизнь более комфортной. Но так же известно, что запасы полезных ископаемых, из которых получают эти энергоносители, с каждым годом всё уменьшаются, а их стоимость в связи с этим растёт, не говоря уже о загрязнении окружающей среды путём выброса в атмосферу продуктов сгорания. Далее...

Температурная зависимость намагниченности

ферримагнетизм

ФЕРРИМАГНЕТИЗМ -магнитоупорядоченное состояние вещества, сочетающее свойства ферромагнетизма и антиферромагнетизма; в более общем смысле - совокупность физ. свойств вещества в этом состоянии. Магн. структура в состоянии Ф. определяется взаимной ориентацией векторов намагниченности Мi магнитных подрешё-ток. Самопроизвольная намагниченность М в отсутствие внеш. магн. поля определяется векторной суммой SMi ; в общем случае в состоянии Ф. 5055-79.jpg Вещества, в к-рых при темп-pax ниже Кюри точки ТC устанавливается ферри-магн. упорядочение, называют ферримагнетиками (ФМ) (критич. темп-ру называют иногда Нееля точкой TN). К ним относятся кристаллич. вещества - ферриты ,интер-металлич. соединения редкоземельных и переходных металлов, аморфные магнетики того же состава. Простейшая модель ферримагн. упорядочения показана на рис. 1.


5055-80.jpg

Рис. 1. Схематическое изображение ферримагнитного упорядочения линейной цепочки магнитных ионов различных сортов с магнитными моментами 5055-81.jpg Ni- число ионов данного сорта в единице объёма; 5055-82.jpg -величины намагниченностей подрешёток; суммарная намагниченность M=M1+M2, 5055-83.jpg .

Термин "Ф." предложен Л. Неелем (L. Neel) в 1948 при изучении магн. свойств широкого класса магн. окислов - ферритов-шпинелей; им же была разработана феноменоло-гич. теория Ф.

Разл. магн. подрешётки, образующие ФМ, содержат ионы одного и того же элемента с разл. валентностью, ионы разл. металлов или одинаковые ионы с разл. кристалло-графич. окружением. Атомные магн. моменты ФМ создаются электронами незаполненных d- или f-электронных оболочек ионов переходных металлов, входящих в состав ФМ. Между магн. ионами существуют обменные взаимодействия (ОВ) (см. Обменное взаимодействие в м а г н ет и з м е), к-рые, наряду с магнитной анизотропией, определяют магнитную атомную структуру ФМ и обычно носят косвенный характер, при к-ром отсутствует прямое перекрытие волновых ф-ций (см. Косвенное обменное взаимодействие, РККИ-обменное взаимодействие). В ферритах наиб. сильным является ОВ между ионами разл. подрешёток, стремящееся установить магн. моменты подрешёток антипараллельно друг другу.

При высоких темп-pax T>>TC когда энергия теплового движения много больше обменной энергии, вещество является парамагнетиком .Температурная зависимость обратной магн. восприимчивости ФМ не подчиняется линейному Кюри-Вейса закону, а носит нелинейный (гиперболический) характер (рис. 2). При высоких темп-рах T>>TC она близка к зависимости для антиферромагнетика ,а при 5055-87.jpg -для ферромагнетика .При Т= ТC обменная энергия становится равной тепловой и в веществе возникает Ф. В большинстве случаев такой переход является магнитным фазовым переходом 2-го рода и сопровождается характерными аномалиями физ. свойств.

5055-86.jpg

Рис. 2. Температурная зависимость обратной магнитной восприимчивости 5055-84.jpg (1) и асимптоты 5055-85.jpg(2) двухподрешёгочного ферримагнетика, по Неелю: TN - точка Нееля; ТА - асимптотическая точка Кюри.


Магнитная структура ферримагнетиков. Вид магн. упорядочения характеризуется магн. атомной структурой, симметрия к-рой описывается точечными и пространств. группами магнитной симметрии, элементарная магн. ячейка может совпадать с кристаллографической или иметь больший (кратный) период. Наряду с коллинеарными (рис. 1) в ФМ существует большое кол-во сложных неколлинеар-ных и некомпланарных магн. структур. Напр., т р е у г о л ь н ы е структуры (рис. 3) возникают из-за конкуренции внутри- и межподрешёточных ОВ, тогда как з о н т и чн ы е структуры в ферритах-гранатах (рис. 4) возникают благодаря наличию сильной одноионной анизотропии, обусловленной совместным действием спин-орбитального взаимодействия и взаимодействия магн. моментов редкоземельных (РЗМ) ионов с внутрикристаллическим полем.

5055-88.jpg

Рис. 3. Схематическое изображение треугольной магнитной структуры одной из подрешёток.

В аморфных ФМ состава R1-xTx, где R - Gd, Tb, Dy и др. РЗМ-ионы, а Т - Fe, Co, Ni и др. ионы переходных металлов, магн. ионы занимают случайно размещённые в пространстве позиции с разл. кристаллографич. окружением. Обычно магн. моменты d-ионов упорядочиваются (почти) параллельно друг другу благодаря сильному ОВ, а магн. моменты f-ионов (кроме Gd) заполняют нек-рый конус, результирующая намагниченность к-рого ориентирована антипараллельно намагниченности d-ионов (см. Сперимагнетизм). Хотя понятие подрешёток оказывается в данном случае неприменимым, свойства таких магнетиков во многом аналогичны свойствам двухподрешёточ- ных коллинеарных ФМ; имеющиеся отличия обусловлены структурным беспорядком.

5055-89.jpg

Рис. 4. Зонтичная структура магнитных моментов редкоземельных ионов в ферритах-гранатах. Показаны кристаллографические направления, но- мера в скобках обозначают неэквивалентные кристаллографические позиции.


Прямыми методами определения магн. структуры ФМ является дифракция нейтронов (см. Магнитная нейтронография), а также взаимодействие синхротронного излучения с магн. веществом.

Феноменологическая теория ферримагнетизма. Простейшее описание Ф. даёт теория молекулярного поля, обобщённая на произвольное число магн. подрешёток (т е о р и я Н е е л я). Для изотропного ФМ с двумя неэквивалентными подрешётками 1 и 2 суммарную намагниченность (на грамм-ион) можно записать в виде

5055-90.jpg

где M1, M2 - намагниченности подрешёток (на грамм-ион); х1, х2 - относит. концентрации ионов в под-решётках (x1+x2 = 1).

Молекулярные поля, действующие на ионы, равны соответственно

5055-91.jpg

где5055-92.jpg -положительные постоянные, связанные с обменными интегралами внутри- и межподрешёточных ОВ. Закон Кюри - Вейса для намагниченностей подрешёток во внеш. поле Н записывается в виде (С, Т - константа Кюри и темп-pa соответственно)

5056-1.jpg

В области темп-р, больших Тс, обратная магн. восприимчивость подчиняется закону


5056-2.jpg

(рис, 2), где постоянные c0-1, s, T1 а также парамагн. точка Кюри ТC определяются из решения системы ур-ний (1) - (3). В точке Кюри 5056-3.jpg При TC>0 в области темп-р Т<ТС возникает Ф., при TC<0 вещество остаётся парамагнитным вплоть до T=0 К. Асимптотика гиперболы определяется ур-нием

5056-4.jpg

Асимптотич. точка Кюри ФМ на рис. 2 TA=-Cc0 Необходимыми условиями возникновения Ф. в рамках теории Нееля являются условия e=-1, ab>1

Ниже ТC температурная зависимость суммарной намагниченности (1) определяется из решения системы самосогласованных ур-ний для намагниченностей подрешёток Мi, определяемых через ф-ции Бриллюэна с эфф. полями (2).

5056-5.jpg

Рис. 5. Основные типы температурной зависимости спонтанной результирующей намагниченности Ms и обратной магнитной восприимчивости c-1(Т)в двухподрешёточных ферримагнетиках.

Различия в температурных зависимостях Мi, обусловленные наличием внутриподрешёточных ОВ, приводят к разл. видам температурной зависимости результирующей намагниченности (рис. 5). На кривых типа V и N существует т о ч к а м а г н и т н о й к о м п е н с а ц и и Tк, по достижении к-рой намагниченности подрешёток точно компенсируются и результирующая намагниченность равна нулю.

Общее феноменологич. описание Ф. даёт Ландау теория фазовых переходов, основанная на разложении термодина-мич. потенциала системы по степеням параметра порядка (в случае Ф.- по компонентам векторов намагниченностей подрешёток Мi). В рамках этой теории удобно также исследовать ориентационные фазовые переходы в ФМ.

Специфическим свойством для Ф. является поведение ФМ в сильных магн. полях, сравнимых по величине с эфф. полем межподрешёточного ОВ. Простейшая коллинеарная магн. структура (рис. 1) в нек-рых интервалах магн. полей и темп-р может стать неколлинеарной вследствие конкуренции отрицательного ОВ между магн. подрешётками и взаимодействия магн. моментов с внеш. полем Н (С. В. Тябликов, 1957). В малых полях 5056-6.jpg где l-константа ОВ между под-решётками, сохраняется нач. состояние ФМ, в сильных полях5056-7.jpg вещество находится в индуцированной полем ферромагн. фазе5056-8.jpg, а в промежуточных полях 5056-9.jpg возникает неколлине-арная (у г л о в а я) фаза, в к-рой магн. моменты подрешёток составляют разл. углы с направлением поля Н. (Кривая намагничивания изотропного двухподрешёточно-го ФМ изображена на рис. 2 к ст. Ферримагнитный резонанс.)В угловой фазе магн. восприимчивость не зависит от величины поля и равна 1/l Подобное поведение восприимчивости характерно и для антиферромагнетизма.

Наличие вырождения по ориентации магн. моментов относительно внеш. поля в угл. фазе приводит к возможности возникновения доменной структуры в сильных магн. полях (двойникование, тройникование и т. д.); подобные явления наблюдаются также и в сегнетоэлектриках.

Магн. анизотропия существенно изменяет процессы перестройки магн. структуры ФМ и определяет т. н. с п и н-п е р е о р и е н т а ц и о н н ы е ф а з о в ы е п е р е х о-д ы; её влияние особенно важно вблизи точки компенсации Тк. Магн. фазовая диаграмма двухподрешёточного ФМ с магн. анизотропией 2-го порядка при наложении поля вдоль оси лёгкого намагничивания изображена на рис. 6.

5056-10.jpg

Рис. 6. Магнитная фазовая диаграмма двухподрешёточного ферримагнетика (на примере ферритов-гранатов) при учёте магнитной анизотропии 2-го порядка. Магнитное поле приложено вдоль оси лёгкого намагничивания. Схематически показаны магнитные фазы. Сплошные линии - линии фазовых переходов (ФП) 2-го рода, тонкая линия-линия ФП 1-го рода, штрих-пунктирные линии-линии потери устойчивости метастабильных фаз.

(Для случая, когда поле приложено вдоль оси трудного намагничивания, см. рис. 3 к ст. Магнитный фазовый переход.) Вдали от Тк в слабых полях ФМ ведёт себя подобно ферромагнетику, а вблизи Тк - подобно антиферромагнетику, что приводит к возникновению магн. фазового перехода 1-го рода в угл. фазу. Наличие анизотропии более высоких порядков приводит к ещё более сложному характеру переориентации. На рис. 7 показаны магн. фазовые

5056-11.jpg

Рис. 7. Магнитная фазовая диаграмма кубических ферримагнетиков для различных ориентации внешнего поля: а) H || [100] Сплошные линии- линии ФП 2-ю рода; штрих-пунктирная линия -линия ФП 1-го рода между угловыми фазами, О - критическая точка; б) H || [111]

5056-12.jpg

Все линии на диаграмме - линии ФП 1-го рода.

диаграммы ферритов-гранатов при учёте магн. анизотропии 2-го и 4-го порядков с константами K1, K2 в случае K1 <0 для ориентации поля вдоль кристаллич. осей [100] и [111]. В первом случае на диаграмме существует трикритическая точка типа наблюдаемой на диаграмме пар-жидкость, а во втором - все фазовые переходы являются переходами 1-го рода. Свойства ФМ, в к-рых энергия магн. анизотропии порядка энергии межподрешёточного ОВ, значительно отличаются от свойств слабоанизотропных ФМ. Переход в индуцированное полем ферромагн. состояние происходит путём одного или неск. фазовых переходов 1-го рода (рис. 8).

5056-13.jpg

Рис. 8. Кривые намагничивания феррита-граната Y2,75o,25Fe5O12 (сплошные линии); Y3Fe5O12 (пунктир) при T=4,2 К для различных направлений внешнего поля: а) H || [111], б) H || [110], в) H || [100].

Вблизи Тк наблюдается целый ряд аномалий физ. свойств ФМ: значит. рост коэрцитивной силы, температур-ный гистерезис намагниченности, аномалии магнитострик-ции и магнитокалорич. эффекта (рис. 9) и увеличение раз-меров доменов. Константы Верде, Холла и др. подобные характеристики в Тк не обращаются в нуль, а обнаружива-юг достаточно сложную зависимость от темп-ры и поля что связано с различием соответствующих вкладов, вносимых подрешётками, в силу их разл. кристаллохим. природы.

5056-14.jpg

Рис. 9. Аномалии физических свойств ферримагнетиков вблизи точки магнитной компенсации: а- температурный гистерезис намагниченности sr соединения ErFe2; б-магнитокалорический эффект в феррите-гранате Gd3F5O12; в-продольная магнитострикция феррита-граната Gd3F5O12.

Элементы микроскопической теории ферромагнетизма.

При низких темп-pax классич. теория Ф. становится неприменимой и свойства ФМ описываются квантовой теорией. Для изотропного двухподрешёточного ФМ с подрешётками 1 и 2 гамильтониан может быть записан в виде

5056-15.jpg

где суммирование проводится по всем магн. ионам i и j; 5056-16.jpg -спиновые операторы; символ <...> - означает суммирование по ближайшим соседям; 5056-17.jpg-обменные интегралы. Простейшему приближению на основе гамильтониана (5) в случае низких темп-р соответствует теория спиновых волн.

В рамках полуклассич. описания спиновым волнам соответствует прецессия магн. моментов mik, ионов, находящихся в узлах кристаллич. решётки ri, с частотой w и волновым вектором k по закону

5056-18.jpg

где mi0-ориентация магн. моментов в осн. состоянии (при Т=0 К). Определение энергии осн. состояния и закона дисперсии (спектра) спиновых волн, т. е. зависимости w(k), позволяет с помощью методов статистич. физики определить термодинамич. и кинетич. свойства ФМ. Зависимость w(k) можно найти из решения линеаризованных ур-ний Ландау - Лифшица (см. Ферримагнитный резонанс). Общее число ветвей спиновых волн, т. е. разл. типов колебаний, в неогранич. образце равно числу подрешёток п. Для всех ФМ существует одна низкочастотная (акустич.) ветвь, когда векторы намагниченностей ионов движутся согласованно, сохраняя антипараллельную ориентацию, и (n- 1) высокочастотных (оптических, или обменных) ветвей, где антипараллельная ориентация намагниченностей подрешё-ток нарушается.

В квантовой теории спиновые волны представляют собой одночастичные возбуждения (квазичастицы) над осн. состоянием - магноны. Спиновые операторы могут быть представлены с помощью операторов вторичного квантования (обычно бозе-операторов). В наинизшем (квадратичном) порядке после диагонализации с помощью ка-нонич. преобразования (Тябликов, 1948) гамильтониан принимает вид

5056-19.jpg

где 5056-20.jpg-энергия осн. состояния, включающая в себя энергию нулевых колебаний; 5056-21.jpg -энергия магнона сорта s (соответствующего s-й ветви спектра) с квазиимпульсом k; ns-число магнонов в данном состоянии. Энергия5056-22.jpg определяет в первом приближении собственные частоты нормальных типов связанных колебаний намагниченно-стей подрешёток. В случае изотропного двухподрешёточ-ного ФМ со спинами подрешёгок5056-23.jpg (для простоты 5056-24.jpg

5056-25.jpg

где z - число ближайших соседей; суммирование проводится по первой координац. сфере. Вырождение спектра, характерное для антиферромагн. магнонов (a = 0), отсутствует. В длинноволновом приближении (ka<<1 , где а - постоянная решётки)

5056-26.jpg

Для низкочастотной ветви имеется область, зависящая от a (т. е. по существу от отношения намагниченностей под-решёток), в к-ром ниж. ветвь квадратична по k, как в ферромагнетиках; при дальнейшем росте k она становится линейной, как в антиферромагнетиках.

Взаимодействие электромагнитного излучения с ферри-магнетиками. Взаимодействие эл--магн. излучения с ФМ имеет особенности, характерные для магнитоупорядочен-ных веществ, и явл. одним из наиболее широко применяемых инструментов изучения Ф. Увеличение в 10-103 раз частоты и сигнала ядерного магн. резонанса (ЯМР) связано с увеличением продольной статич. и поперечной ди-намич. составляющих локального поля, действующего на ядерные спины. Измерения частот ЯМР используются для прецизионного определения температурных зависимостей намагниченности подрешёток ФМ. Частоты ЯМР могут различаться не только для разл. ядер, но и для одинаковых ядер с разл. кристаллографич. окружением; методика ЯМР служит одним из косвенных методов определения магн. атомной структуры ФМ.

Ядерный гамма-резонанс (эффект Мёссбауэра) позволяет определить параметры кристаллич. поля, исследовать косвенное обменное взаимодействие. В РЧ-диапазоне наблюдается ферримагн. резонанс.

Многие ФМ являются магнитными диэлектриками или магнитными полупроводниками (напр., ферриты) и прозрачны в видимой области спектра. В нек-рых ферритах-гранатах наблюдаются значит. магнитооптич. эффекты (напр., эффект Фарадея), они также обладают наименьшей диссипацией, при наложении неоднородного статич. поля в них удаётся возбудить бегущие спиновые волны с5056-27.jpg Многие работы по эксперим. изучению движения доменных стенок, вертикальных блоховских линий и цилиндрич. магн. доменов проводятся на образцах ферритов-гранатов. ФМ широко применяются как магнитные материалы (см. также Ферриты).

Лит.: Neel L., Magnetic properties of ferrites: ferrimagnetism and antiferromagnetism, "Ann. de Phys.", 1948, v. 3, p. 137; Тябликов С. В., Методы квантовой теории магнетизма, 2 изд., М., 1975; Вонсовекий С. В., Магнетизм, М., 1971; Ориентационные переходы в редкоземельных магнетиках, М., 1979; Хёрд К. М., Многообразие видов магнитного упорядочения в твердых телах, "УФЫ", 1984, т. 142, с. 331; Редкоземельные ионы в магнито-упорядоченных кристаллах, М., 1985; Динамические и кинетические свойства магнетиков, М., 1986; см. также лит. при ст. Ферримаг-нетик, Ферриты. А. К. Звездин, С. Н. Уточкин.

  Предметный указатель