Физическая энциклопедия - ферромагнетизм

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.

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 Jsмагнитного 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.

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).

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.

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 dили f-элемента; 4) сильно разбавленные растворы переходных dили f-металлов в диамагн.

порядок электронов недостроенных dили f-оболочек в ближайших соседних магн. ионах устанавливается при активном участии электронов внеш. замкнутых оболочек магнитно-нейтральных ионов (напр., О2-, S2-, Se2и 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 3dи 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 sи d-электронов их магн. моменты упорядочиваются антипараллельно. Конкретные теоретич. расчёты различных св-в ферромагнетиков проводятся как в квазиклассич.

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.

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 Tcвращ, 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.