ФЕРРОМАГНЕТИЗМ

ФЕРРОМАГНЕТИЗМ, одно из магнитных состояний кристаллических, как правило, веществ, характеризуемое параллельной ориентацией магнитных моментов атомных носителей магнетизма. Параллельная ориентация магнитных моментов (рис. 1) устанавливается при темп-pax Т ниже критической О (см. Кюри точка) и обусловлена положит. значением энергии межэлектронного обменного взаимодействия (см. Магнетизм). Ферромагнитная упорядоченность магнитных моментов в кристаллах (атомная магнитная стриктура - коллине-арная или неколлинеарная) непосредственно наблюдается и исследуется методами магнитной нейтронографии. Вещества, в к-рых установился ферромагнитный порядок атомных магнитных моментов, называют ферромагнетиками. Магнитная восприимчивость хферромагнетиков положительна (х>0) и достигает значений 10⁴-10⁵гс/э; их намагниченность J (или индукция В = - Н + 4пJ) растёт с увеличением напряжённости магнитного поля Н нелинейно (рис. 2) и в полях 1-100 э достигает предельного значения J, - магнитного насыщения. Значение J зависит также от "магнитной предыстории" образца, это делает зависимость J от Н неоднозначной (наблюдается магнитный гистерезис).

Проявления Ф. в монокристаллах и поликристаллах могут существенно различаться. В ферромагнитных монокристаллах наблюдается магнитная анизотропия (рис. 3) - различие магнитных свойств по разным кристаллографич. направлениям. В поликристаллах с хаотич. распределением ориентации кристаллич. зёрен анизотропия в среднем по образцу отсутствует, но при неоднородном распределении ориентации она может наблюдаться (магнитная текстура).

Магнитные и другие физич. свойства ферромагнетиков обладают специфич. зависимостью от темп-ры Т. Намагниченность насыщения J_S имеет наибольшее значение при Т = 0 К и монотонно уменьшается до нуля при Т = 0 (рис. 4).

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

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

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

1) металлич. кристаллы (чистые металлы, сплавы и интерметаллич. соединения) на основе переходных элементов с недостроенными d-слоями (в первую очередь За-слоем у элементов группы железа);

2) металлич. кристаллы на основе переходных элементов с недостроенными f-слоями (редкоземельные элементы с недостроенным 4f-слоем); 3) неметаллич. кристаллич. соединения при наличии хотя бы одного компонента из переходных d- или f-элементов; 4) сильно разбавленные растворы атомов переходных d- или f-металлов в диамагнитной металлич. матрице. Появление в этих четырёх случаях атомного магнитного порядка обусловлено обменным взаимодействием.

В неметаллич. веществах (случай 3) это взаимодействие чаще всего носит косвенный характер, при к-ром магнитный порядок электронов недостроенных d-или f-слоёв в ближайших соседних парамагнитных ионах устанавливается при активном участии электронов внешних замкнутых слоев магнитно-нейтральных ионов (напр., О^2-, S^2-, Se^2- и т. п.), расположенных обычно между магнитно-активными ионами (см. Ферримагнетизм). Как правило, здесь возникает анти ферромагнитный порядок, к-рый приводит либо к компенсированному антиферромагнетизму, если в каждой элементарной ячейке кристалла суммарный магнитный момент всех ионов равен нулю, либо к ферримагнетизму - если этот суммарный момент не равен нулю. Возможны случаи, когда взаимодействие в неметаллич. кристаллах носит ферромагнитный характер (все атомные магнитные моменты параллельны), напр. EuO, Eu₂SiO₄, CrBr₃ и др.

Общим для кристаллов типа 1,2,4 является наличие в них системы коллективизированных электронов проводимости. Хотя в этих системах и существуют под-магничивающие обменные взаимодействия, но, как правило, магнитного порядка нет, а имеет место парамагнетизм пау-левского типа, если он сам не подавлен

Рис. 1. Ферромагнитная (кол-линеарная) атомная структура гранецен-трированной кубической решётки ниже точки Кюри 0; стрелками обозначены направления атомных магнитных моментов; J_S - вектор суммарной намагниченности.

Рис. 2. Кривая безгистерезисного намагничивания (O В_m) и петля гистерезиса поликристаллического железа. Значению индукции В_т соответствует намагниченность насыщения J_S.

Рис. 3. Зависимость намагниченности J от напряжённости магнитного поля Н для трёх главных кристаллографических осей монокристалла железа (тип решётки - объёмно-центрированная кубическая, [100]- ось лёгкого намагничивания).

Рис. 4. Схематическое изображение температурной зависимости намагниченности насыщения J_S ферромагнетика, О - точка Кюри.

более сильным диамагнетизмом ионной решётки. Если всё же магнитный порядок возникает, то в случаях 1,2 и 4 он различен по своему происхождению. Во втором случае магнитно-активные 4f-слои имеют очень малый радиус по сравнению с параметром кристаллич. решётки. Поэтому здесь невозможна прямая обменная связь даже у ближайших соседних ионов. Такая ситуация характерна и для четвёртого случая. В обоих этих случаях обменная связь носит косвенный характер, осуществляют её электроны проводимости. В четвёртом типе ферромагнетиков (в отличие от случаев 1,2,3) магнитный порядок не обязательно связан с кристаллич. атомным порядком. Часто эти ферромагнетики представляют собой в магнитном отношении аморфные системы с неупорядоченно распределёнными по кристаллич. решётке ионами, обладающими атомными магнитными моментами (т. н. спиновые стёкла).

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

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

U=-NA(J_S/J_SO)²,

где N - число магнитно-активных атомов в образце, А - постоянная молекулярного поля (А > 0), J_SO - намагниченность насыщения при абсолютном нуле темп-ры. Уточнение этой трактовки Ф. дала квантовая механика, раскрыв электрич. обменную природу постоянной А (Я. И. Френкель, В. Гейзенберг, 1928). В частности, при низких темп-рах (Т " 0) удалось провести более точный квантовый расчёт (Ф. Блох, 1930), показавший, что уменьшение самопроизвольной намагниченности J_SO ферромагнетика с ростом темп-ры можно в первом приближении описывать как возникновение элементарных магнитных возбуждений - квазичастиц, носящих название спиновых волн или ферромагнонов. Каждый ферромагнон даёт уменьшение J_SOна величину магнитного момента одного узла решётки. Число ферромагнонов растёт с нагреванием ферромагнетика пропорционально T^3/2 , поэтому температурная зависимость J_S имеет вид:

J_S = J_SO(1-аT^3/2),

где коэфф. а имеет порядок 10^-6

К и зависит от параметра обменного взаимодействия. В отсутствие внешнего магнитного поля (Н = 0) термодинамически устойчивому состоянию макроскопического ферромагнитного образца отвечает размагниченное состояние, ибо в противном случае на поверхности образца, как правило, возникают магнитные полюсы, создающие т. н. размагничивающее поле Н_o, с к-рым связана большая положит. энергия. В то же время обменное взаимодействие стремится создать магнитный порядок с J не =0. В результате борьбы этих противоположных тенденций происходит разбиение ферромагнитного образца на домены - области однородной намагниченности. Теория Ф. качественно определяет размеры и форму доменов, к-рые зависят от конкуренции различных взаимодействий в кристалле ферромагнетика (Л. Д. Ландау и Е. М. Лифшиц, 1935). Равновесная структура доменов при J = О отвечает замкнутости магнитных потоков внутри образца. Между доменами существуют переходные слои конечной толщины, в к-рых J, непрерывно меняет своё направление. На образование этих слоев затрачивается положит. энергия, но она меньше энергии поля Но, к-рая возникла бы в отсутствие доменов. При нек-рых критически малых размерах ферромагнитных образцов образование в них нескольких доменов может стать энергетически невыгодным, и тогда такие мелкие ферромагнитные частицы оказываются при Т < 0 однородно намагниченными (т. н. однодоменные частиц ы).

Кривые намагничивания и петли гистерезиса в ферромагнетиках определяются изменениями объёма доменов с различными ориентациями J_S в них за счёт смещения границ доменов, а также вращения векторов J_S доменов (см. Намагничивание). Магнитную восприимчивость ферромагнетиков можно приближённо представить в виде суммы: х  = x_смсщ + x_вращ. Анализ кривых намагничивания J(H) показывает, что

В Слабых полях х_{смещ       >>}      х_вращ, а в

сильных (после крутого подъёма кривой) х_вращ " х_смещ. Особый характер имеют процессы намагничивания и распределение намагниченности в магнитных тонких 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 качественными физич. представлениями, лишь в случае идеальных монокристаллов в области, где х_вращ >> x_смещ, возможен строгий количест-венный расчёт (Н. С. Акулов, 1928).

Теория кривых намагничивания и петель гистерезиса важна для разработки новых и улучшения существующих магнитных материалов.

Связь Ф. с многими немагнитными свойствами вещества позволяет по данным измерений магнитных свойств получить информацию о различных тонких специфич. особенностях электронной структуры кристаллов. Поэтому Ф. интенсивно исследуют на электронном и ядерном уровнях, применяя электронный ферромагнитный резонанс, ядерный магнитный резонанс, Мёссбауэра эффект, рассеяние на ферромагнитных кристаллах различного типа корпускулярных излучений (с учётом влияния магнитных моментов взаимодействующих частиц) и т. д. В 70-е гг. 20 в. возникли интересные контакты Ф. с физикой элементарных частиц и астрофизикой. Здесь следует упомянуть об изучении в ферромагнетиках явлений аннигиляции позитронов, образования мюония и позитрония (см. Позитрон), рассеяния мюонов, а в астрофизике - о проблеме магнетизма нейтронных звёзд (пульсаров). Лит.: Акулов Н. С., Ферромагнетизм, М. -Л., 1939; Бозорт Р., Ферромагнетизм, пер. с англ., М., 1956; Вонсовский

С. В., Шур Я. С., Ферромагнетизм, М. -Л., 1948; Дорфман Я. Г., Магнитные свойства и строение вещества, М., 1955; Туров Е. А., Физические свойства магнито-упорядоченных кристаллов, М., 1963; Теория ферромагнетизма металлов и сплавов. Сб., пер. с англ., М., 1963; Ахиезер А. И., Барьяхтар В. Г., Пелетминский С. В., Спиновые волны, М., 1967; Туров Е. А., Петров М. П., Ядерный магнитный резонанс в ферро- и антиферромагнетиках, М., 1969; Сверхтонкие взаимодействия в твердых телах, пер. с англ., М., 1970; Вонсовский С. В., Магнетизм, М., 1971; Becker R., Coring W., Ferromagnetismus, В., 1939; Kneller Е., Ferromagnetismus, В., 1962; Magnetism, v. 1 - 4, N. Y.- L., 1963-66; Amorphous magnetism, L. -N. Y., 1973; Gооdenough J. В., Magnetism and the Chemical Bond, N. Y.- L., 1963. С. В. Вонсовский.