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 Jимеет 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, Eu

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- вектор суммарной намагниченности.

Рис. 2. Кривая безгистерезисного
намагничивания (O Вжелеза. Значению индукции Всоответствует намагниченность
насыщения J

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 Jферромагнетика,
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(J2,

где N - число магнитно-активных
атомов в образце, А - постоянная молекулярного поля (А > 0), J- 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 Jтемп-ры можно в первом приближении описывать как возникновение элементарных
магнитных возбуждений - квазичастиц, носящих название спиновых
волн или ферромагнонов. Каждый ферромагнон даёт уменьшение Jна
величину магнитного момента одного узла решётки. Число ферромагнонов растёт
с нагреванием ферромагнетика пропорционально T^3/2 , поэтому
температурная зависимость Jимеет вид:

J3/2),

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 Нс 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 Jв них за счёт смещения границ
доменов, а также вращения векторов Jдоменов (см. Намагничивание).
Магнитную
восприимчивость ферромагнетиков можно приближённо представить в виде суммы:
х = xJ(H) показывает, что

В Слабых полях х>>

сильных (после крутого подъёма
кривой) хнамагничивания 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> xвозможен 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.