40) Диамагнетизм. Материалы. Свойства.

поле, намагничиваться (приобретать магнитный момент) в направлении, совпадающем с направлением этого поля. Т. о., внутри парамагнитного тела (парамагнетика) к действию внешнего поля прибавляется действие возникшей намагниченности J. В этом отношении Парамагнетизмпротивоположен диамагнетизму, при котором возникающий в теле под действием поля магнитный момент ориентирован навстречу направлению напряжённости внешнего магнитного поля Н. Поэтому парамагнитные тела притягиваются к полюсам магнита (откуда название «Парамагнетизм»), а диамагнитные - отталкиваются. Характерным для парамагнетиков свойством намагничиваться по полю обладают также ферромагнетики иантиферромагнетики. Однако в отсутствие внешнего поля намагниченность парамагнетиков равна нулю и они не обладают магнитной структурой (взаимной упорядоченной ориентацией магнитных моментов атомов), в то время как при Н= 0 ферро- и антиферромагнетики сохраняют магнитную структуру. Термин «Парамагнетизм» ввёл в 1845 М. Фарадей, который разделил все вещества (кроме ферромагнитных) на диа- и парамагнитные. Парамагнетизм характерен для веществ, частицы которого (атомы, молекулы, ионы, ядра атомов) обладают собственным магнитным моментом, но в отсутствие внешнего поля эти моменты ориентированы хаотически, так что J = 0. Во внешнем поле магнитные моменты атомов парамагнитных веществ ориентируются преимущественно по полю. В слабых полях намагниченность парамагнетиков растет с ростом поля по закону J = c Н, где c - магнитная восприимчивость 1 моля вещества, для парамагнетиков всегда положительная и обычно равная по порядку величины 10^-5 - 10^-3. Если поле очень велико, то все магнитные моменты парамагнитных частиц ориентируются строго по полю (достигается магнитное насыщение). С повышением температуры Т при неизменной напряжённости поля возрастает дезориентирующее действие теплового движения частиц и магнитная восприимчивость убывает - в простейшем случае поКюри закону c = С/Т (С - постоянная Кюри, зависящая от природы вещества). Отклонения от закона Кюри (см. Кюри - Вейса закон) в основном связаны с взаимодействием частиц (влиянием кристаллического поля). Парамагнетизмсвойствен: многим чистым элементам в металлическом состоянии (щелочные металлы, щёлочноземельные металлы, некоторые металлы переходных групп с незаполненным d-слоем или f-слоем электронной оболочки - группы железа,палладия, платины, редкоземельных элементов, актиноидов; а также сплавы этих металлов); солям группы железа,группы редкоземельных элементов от Ce до Yb и актиноидов и их водным растворам; парам щелочных металлов и молекулам газов (например, O₂ и NO); небольшому числу органических молекул («бирадикалам»); ряду комплексных соединений. Парамагнетиками становятся ферро- и антиферромагнитные вещества при температурах, превышающих, соответственно, температуру Кюри или Нееля (температуру фазового перехода в парамагнитное состояние).   Существование у атомов (ионов) магнитных моментов, обусловливающих Парамагнетизм веществ, может быть связано с движением электронов в оболочке атома (орбитальный Парамагнетизм), со спиновым моментом самих электронов (спиновый Парамагнетизм), с магнитными моментами ядер атомов (ядерный Парамагнетизм). Магнитные моменты атомов, ионов, молекул создаются в основном спиновыми и орбитальными моментами их электронных оболочек. Они примерно в тысячу раз превосходят магнитные моменты атомных ядер (см. Магнетон). Парамагнетизм металлов слагается в основном из Парамагнетизм, свойственного электронам проводимости (так называемый парамагнетизм Паули), и Парамагнетизм электронных оболочек атомов (ионов) кристаллической решётки металла. Поскольку движение электронов проводимости металлов практически не меняется при изменении температуры, Парамагнетизм, обусловленный электронами проводимости, от температуры не зависит. Поэтому, например, щелочные и щёлочноземельные металлы, у которых электронные оболочки ионов лишены магнитного момента, а Парамагнетизмобусловлен исключительно электронами проводимости, обладают магнитной восприимчивостью, не зависящей от температуры. В тех веществах, у которых нет электронов проводимости и магнитным моментом обладает лишь ядро (например, у изотопа гелия ³He), Парамагнетизм крайне мал (c~10^-9-10^-12) и может наблюдаться лишь при сверхнизких температурах (Т < 0,1К). Парамагнитная восприимчивость диэлектриков, согласно классической теорииПарамагнетизм Ланжевена (1906), определяется формулой c = Nm_a²/3kT, где N - число магнитных атомов в 1 молевещества, m_a - магнитный момент атома, к - Больцмана постоянная. Эта формула была получена методами статистической физики для системы практически не взаимодействующих атомов, находящихся в слабом магнитном поле или при высокой температуре (когда m_аН << kT). Она даёт теоретическое объяснение Кюри закону. В сильных магнитных полях или при низких температурах m_aH >> kT) намагниченность парамагнитных диэлектриков стремится к Nm_a²(к насыщению). Квантовая теория Парамагнетизм, учитывающая квантование пространственное момента m_а (Л. Бриллюэн, 1926), даёт аналогичное выражение для восприимчивости (диэлектриков (при m_aH << kT): c =NJ (J + 1)m_а²g_j²/3кТ, где J - квантовое число, определяющее полный момент количества движения атома, gj - Ланде множитель. Парамагнитная восприимчивость полупроводников c^п_э, обусловленная электронами проводимости, в простейшем случае зависит от температуры Т экспоненциально   c^п_э=АТ^1/2 exp (-DE/2kT), где А - константа вещества, DЕ - ширина запрещенной зоны полупроводника. Особенности индивидуального строения полупроводников сильно искажают эту зависимость. В простейшем случае для металлов (без учёта Ландау диамагнетизма и взаимодействия электронов)  c^м_э = 3Nm²_э/2E_o, где Eo - Ферми энергия, mэ - магнитный момент электрона (c^м_э не зависит от температуры). Ядерный Парамагнетизм при отсутствии сильного взаимодействия между спинами ядер и электронными оболочками атомов характеризуется величиной c_я = Nm²_я 3kT, которая приблизительно в 10⁶ раз меньше электронной парамагнитной восприимчивости (m_э~10³ m_я). Изучение Парамагнетизмразличных веществ, а также электронного парамагнитного резонанса (резонансного поглощения парамагнетиками энергии электромагнитного поля) позволяет определять магнитные моменты отдельных атомов, ионов, молекул, ядер, изучать строение сложных молекул и молекулярных комплексов, а также осуществлять тонкий структурный анализ материалов, применяемых в технике. В физике парамагнитные вещества используют для получения сверхнизких температур (ниже 1 К, см. Магнитное охлаждение). 

42) Ферромагнетизм. ПРИРОДА ОБМЕННОГО ВЗАИМОДЕЙСТВИЯ.

Ферромагнетизм - магнитоупорядоченное состояние вещества, в котором большинство атомных магнитных моментов параллельны друг другу, так что вещество обладает самопроизвольной (спонтанной) намагниченностью.

В более широком смысле ферромагнетизмом называется совокупность физических свойств вещества в указанном выше состоянии.

Вещества,  в которых возникает ферромагнитное упорядочение магнитных моментов,  называются ферромагнетиками. К их числу относятся кристаллы переходных металлов (железо, кобальт, никель), некоторых редкоземельных элементов и ряда сплавов, ферриты, а также  некоторые металлические стекла.

Для ферромагнитных  кристаллов характерно наличие внутренних незаполненных электронных слоев. Например, для железа, никеля и кобальта незаполненными являются 3d-подслой, для гадолиния  подслой - 4f.

Появление в ферромагнетиках атомного магнитного порядка обусловлено обменным взаимодействием, стремящимся установить спины соседних атомов или ионов параллельно друг другу. 

Обменное взаимодействие характеризуется так называемым интегралом обмена, который сильно зависит от расстояния между атомами в кристаллической решетке.

При положительном значении интеграла обмена взаимодействие приводит к параллельной ориентации спинов, которая устанавливается при температурах ниже температуры Кюри Тс в отсутствие внешнего магнитного поля. Выше температуры Кюри ферромагнитные свойства ферромагнетика исчезают, вещество становится парамагнетиком.

В отсутствие внешнего магнитного поля ферромагнитный образец разбит в магнитном отношении на домены - области однородной спонтанной намагниченности. В пределах каждого домена ферромагнетик намагничен до насыщения и обладает определенным магнитным моментом. Направления этих моментов для разных доменов различны, так что в отсутствие внешнего поля суммарный момент всего тела равен нулю (см. рис.1).

Схематическое изображение доменной структуры

Рис. 1

Для ферромагнетиков во внешнем магнитном поле характерны: нелинейность кривой намагничивания и магнитный гистерезис при перемагничивании; сильная зависимость магнитной восприимчивости от направления магнитного поля.

При намагничивании ферромагнетиков изменяются их размеры и форма (магнитострикция). В ферромагнитных кристаллах наблюдается магнитная анизотропия  различие магнитных свойств по разным кристаллографическим направлениям.

Магнитные и другие физические свойства ферромагнетиков обладают ярко выраженной зависимостью от температуры, особенно вблизи температуры Кюри (см. рис. 2).

График зависимости спонтанной намагниченности от температуры

Рис. 2

Jso - значение спонтанной намагниченности при температуре 0о К.

Временные характеристики

Время инициации (log to от -6 до -3);

Время существования (log tc от 15 до 15);

Время деградации (log td от -6 до -3);

Время оптимального проявления (log tk от -5 до -2).

Диаграмма:

Технические реализации эффекта

Техническая реализация эффекта

Для наблюдения ферромагнитного состояния вещества достаточно поместить кусок стали, нагретый примерно до 8000C, в поле постоянного магнита  и медленно его охладить. После устранения внешнего магнитного поля сталь сама окажется постоянным магнитом в результате ферромагнитного упорядочения доменов.

Применение эффекта

Теория ферромагнетизма (кривых намагничивания, петель гистерезиса) имеет важное значение для разработки новых и улучшения существующих магнитных материалов. Ферромагнетики используются в электротехнической и радиотехнической промышленности, для магнитной дефектоскопии  и структурного анализа, при конструировании элементов памяти ЭВМ, ускорительных секций и т.п. Часто они используются в качестве промежуточных запоминающих устройств в ядерной электронике. Примером может являться т. н. «годоскоп импульсного канала», используемый на подземном сцинтилляционном телескопе Баксанской нейтринной обсерватории РАН.

Для описания ферромагнитного или антиферромагнитного упорядочивания в различных математических моделях обычно используют выражение энергии обменного взаимодействия спинов, предложенного Дираком, в котором энергия пропорциональна скалярному произведению операторов спинов s₁ и s₂

где J₁₂ — обменный интеграл. Его знак определяет тип взаимодействия:   описывает ферромагнитное упорядочивание, а   — антиферромагнитное. Выражение (ГейзГам) называют гамильтонианом Гейзенберга. Большинство магнетиков достаточно хорошо им описываются, однако в ряде случаев необходимо учитывать отличие реального гамильтониана от гейзенберговского. В простейшем случае он содержит только первую степень скалярного произведения, что соответствует спину   (одноэлектронный ион), иначе необходимо учитывать слагаемые со степенями вплоть до 2s (многоэлектронные ионы).^[20] Случай, когда присутствует квадратичная поправка  , называют биквадратным обменом. Она достигает минимума, когда спины перпендикулярны друг другу. Подобная связь между спинами может наблюдаться в многослойных системах.^[21]

Так как гамильтониан макроскопического тела, учитывающий кинетические энергии и энергии кулоновского взаимодействия ионов и электронов, имеет слишком сложную структуру для аналитического анализа, обычно предполагают что его можно заменить суммой гамильтонианов вида (ГейзГам). В таком случае обменный гамильтониан принимает вид

где сумма берётся по узлам решётки.^[3] Его иногда также называют гамильтонианом Гейзенберга—Дирака—ван Флека.^[22] Во многих случаях можно считать, что обменный интеграл J быстро спадает с расстоянием и отличен от нуля только для соседних узлов магнитной подрешётки.^[23] Учёт более дальних соседей приводит к более сложному упорядочиванию спинов: геликоидальному, неколлинеарному и другим.^[3] Обменный гамильтониан Гейзенберга является изотропным и не определяет направления суммарной намагниченности системы. Онкоммутирует с каждой из проекций суммарного спина S:

Поэтому обменное взаимодействие не может влиять на величину полного спина системы.^[24]

В случае спиновой природы магнитного момента ферромагнетика можно перейти от оператора спина к оператору плотности магнитного момента через дельта-функцию Дирака δ:

где g — множитель Ланде,   — магнетон Бора. Тогда можно записать макроскопическую энергию, соответствующую обменному гамильтониану, как

где функция   мало отличается от обменного интеграла при температурах, далёких от точки Кюри.^[25][26]Разложение намагниченности в ряд Тейлора позволяет выделить две составляющие макроскопической обменной энергии, одна из которых зависит только от модуля вектора намагниченности, а другая определяется его пространственными производными:

где

В этом выражении не учитываются поверхностные эффекты, вклад в которые могут давать нечётные степени в разложении функции M по степеням r. Они могут быть актуальны для пироэлектрических кристаллов. Порядок констант A и Λ определяется значением обменного интеграла J₀ для соседних атомов и постоянной магнитной решётки a. В простейшем случае их оценивают как   и  .^[27] Сам обменный интеграл соседних ионов равен

где k — константа Больцмана, T_C — температура Кюри, а N — количество ближайших соседей (6 для кубической решётки). Для железа эта формула даёт значение 1,19·10⁻² эВ. Более точные оценки увеличивают это число на 40 %.^[3]

43)Антиферромагнетизм. ПрИРОДА . мАТЕРИАЛЫ

Антиферромагнетизм (от анти... и ферромагнетизм), одно из магнитных состояний вещества, отличающееся тем, что элементарные (атомные) магнитики соседних частиц вещества ориентированы навстречу друг другу (антипараллельно), и поэтому намагниченность тела в целом очень мала. Этим А. отличается от ферромагнетизма, при котором одинаковая ориентация элементарных магнитиков приводит к высокой намагниченности тела.

До начала 30-х гг. 20 в. по магнитным свойствам все вещества делили на 3 группы: диамагнетики,парамагнетики и ферромагнетики. А. был открыт при изучении свойств парамагнетиков при низких температурах. Парамагнетики в магнитном поле намагничиваются так, что направление намагниченности совпадает с направлением поля. Намагниченность I пропорциональна напряжённости Н магнитного поля:I = cН. Коэффициент пропорциональности c — магнитная восприимчивость — у парамагнетиков весьма мал — от 10^-5 до 10^-6 единиц СГС. Для большинства парамагнетиков характерен определённый вид зависимости магнитной восприимчивости от температуры — она растет с понижением температуры обратно пропорционально температуре (Кюри закон, см. рис. 1, а). В конце 20-х и начале 30-х гг. были обнаружены соединения (окислы и хлориды марганца, железа, кобальта, никеля), обладающие совершенно иным видом температурной зависимости магнитной восприимчивости c(T). На кривых, характеризующих зависимость c от T у этих соединений, наблюдались максимумы (см. рис. 1, кривые бв и бг). Кроме того, ниже температуры максимума была обнаружена сильная зависимость c от ориентации кристалла в магнитном поле. Если поле направлено, например, вдоль главной кристаллографической оси, то значение c вдоль этого направления (его обозначают c_ïï) убывает, стремясь к 0 при Т ®0 К. В направлениях, перпендикулярных этой оси, значение c (его обозначают c_^) остаётся постоянным (не зависит от температуры). На кривых, показывающих температурную зависимость удельной теплоёмкости этих веществ, при соответствующих температурах также были обнаружены острые максимумы. Эти экспериментальные факты указывали на какую-то перестройку внутренней структуры вещества при определенной температуре.

В 1930-х гг. советский физик Л. Д. Ландау и французский физик Л. Неель объяснили указанные выше аномалии переходом парамагнетика в новое состояние, названное антиферромагнитным. Сущность этого перехода состоит в следующем. Парамагнетизм наблюдается в веществах, имеющих в своём составе атомы (ионы) с незаполненными внутренними электронными оболочками. Эти атомы (ионы) обладают атомным магнитным моментом,и их можно рассматривать как элементарные магнитики. При высоких температурах благодаря интенсивному тепловому движению направление этих магнитиков непрерывно беспорядочно меняется. Поэтому среднее по времени значение магнитного момента    каждого магнитного иона в отсутствие внешнего поля оказывается равным нулю. Ниже некоторой температуры, получившей название температуры Нееля T_n(ей соответствует максимум на кривой магнитной восприимчивости), силы взаимодействия между магнитными моментами соседних ионов оказываются сильнее, чем разупорядочивающее действие теплового движения. В результате средний магнитный момент каждого иона становится отличным от нуля и принимает определённое значение и направление, в веществе возникает магнитное упорядочение. При А. упорядочение отличается тем, что средние магнитные моменты всех (или большей части) ближайших соседей любого иона направлены навстречу его собственному магнитному моменту (при ферромагнетизме они все направлены в одну сторону). Другими словами, при А. одноимённые полюсы соседних элементарных магнитиков направлены взаимно противоположно. В каждом антиферромагнетике устанавливается определённый порядок чередования магнитных моментов (примеры которого см. на рис. 2). Порядок чередования магнитных моментов вместе с их направлением относительно кристаллографических осей определяет антиферромагнитную структуру вещества. Такую структуру можно представить себе как систему вставленных друг в друга пространственных решёток магнитных ионов (называются подрешётками), в узлах каждой из которых находятся параллельные друг другу магнитные моменты. При А. во все подрешётки входят магнитные ионы одинакового сорта. Поэтому суммарные магнитные моменты подрешёток строго компенсируются, и антиферромагнетик в целом в отсутствие внешнего поля не имеет результирующего магнитного момента. Под действием внешнего магнитного поля антиферромагнетики приобретают слабую намагниченность. Для магнитной восприимчивости антиферромагнетиков типичны значения 10^-4 — 10^-6 ед. СГС.

Долгое время не существовало экспериментальных методов, которые могли бы непосредственно подтвердить существование антиферромагнитной структуры. В 1949 было показано, что антиферромагнитную структуру можно обнаружить и изучить методами нейтронографии. Нейтроны не имеют электрического заряда, но обладают магнитным моментом. Пучок медленных нейтронов, проходящий через антиферромагнетик, взаимодействует с магнитными ионами вещества и испытывает рассеяние. Экспериментально получаемая зависимость числа рассеянных нейтронов от угла рассеяния позволяет определить расположение магнитных ионов в антиферромагнетике и среднее значение их магнитных моментов.

За создание антиферромагнитного порядка и определённую ориентацию магнитных моментов ионов относительно кристаллографических осей ответственны два рода сил: за порядок — силы обменного взаимодействия (электрической природы), за ориентацию — силы магнитной анизотропии. В А. обменные силы стремятся установить каждую пару соседних магнитных моментов строго антипараллельно. Но они не могут предопределить направление моментов относительно кристаллографических осей. Это направление называется осью лёгкого намагничивания и определяется силами магнитной анизотропии. Последние представляют собой результат магнитного взаимодействия соседних магнитных ионов и более сложных взаимодействий электронов магнитных ионов с действующими внутри кристалла электрическими полями.

В соответствии с этими двумя типами сил при теоретическом описании А. вводят 2 эффективных магнитных поля: обменное поле Н_е и поле анизотропии Н_а.Представление о том, что в антиферромагнетике действуют 2 эффективных магнитных поля, позволяет объяснить многие свойства., в частности их поведение в переменных внешних магнитных полях. Переход из парамагнитного состояния в антиферромагнитное при температуре Нееля T_n происходит путём (фазового перехода 2-го рода. Особенность этого перехода состоит в плавном (без скачка), но очень крутом нарастании среднего значения магнитного момента каждого иона вблизи T_n (рис. 3). Этим объясняются указанные выше аномалии — возрастание удельной теплоёмкости вблизи T_n и подобное ему температурное изменение коэффициента теплового расширения, модулей упругости и ряда др. величин.

Изучение антиферромагнетиков внесло существенный вклад в развитие современных представлений о физике магнитных явлений. Открыты: новые типы магнитных структур — слабый ферромагнетизм,геликоидальные структуры и др. (см. Магнитная структура), обнаружены новые явления:пьезомагнетизм, магнетоэлектрический эффект, расширены представления об обменном и других типах взаимодействия в магнетиках. Практического применения А. пока не нашёл. Это связано с тем, что при переходе в антиферромагнитное состояние большая часть макроскопических физических свойств меняется мало. Исключение составляют высокочастотные свойства антиферромагнетиков. Во многих антиферромагнетиках наблюдается сильное резонансное поглощение электромагнитного излучения для длин волн от 1 см до 0,001 см (см. Антиферромагнитный резонанс).

44)Гистерезис СВОЙСТВ ФЕРРОМАГНЕТИКОВ.Параметры , определяемые по петле гесторезиса.

45)

Кюри исследовал магнитные свойства 20 различных веществ при разных температурах, давлениях, внешних магнитных полях и показал, что между диамагнитными веществами, с одной стороны, и пара- и ферромагнитными, с другой, имеется принципиальное различие; у пара- и ферромагнитных тел магнитная восприимчивость зависит от температуры, в то время как у диамагнитных тел такой зависимости не наблюдается. Пьер Кюри нашел, что для парамагнитных тел магнитная восприимчивость обратно пропорциональна абсолютной температуре. Эта зависимость получила в физике название «закона Кюри». ферромагнитных тел зависимость от

температуры несколько сложнее, но начиная с некоторого определенного значения температуры, называемого теперь «точкой Кюри», ферромагнитные тела ведут себя, как парамагнитные, а затем в точности подчиняются закону Кюри. 

46))МЕХАНИЗМ ПОТЕРЬ В ПЕРЕМЕННЫХ МАГНИТНЫХ ПОЛЯХ

При периодическом перемагничивании ферромагнитного вещества затрачивается определенная энергия, которая выделяется в виде тепла, вызывая нагревание ферромагнитного вещества. Потери энергии, связанные с процессом перемагничивания стали, называют потерями на гистерезис. Значение этих потерь при каждом цикле перемагничивания пропорционально площади петли гистерезиса. Потери мощности на гистерезис пропорциональны квадрату максимальной индукции В_mах и частоте перемагничивания f. Поэтому при значительном увеличении индукции в магнитопроводах электрических машин и аппаратов, работающих в переменном магнитном поле, эти потери резко возрастают.

47 Ферри магнетизм. Материалы, свойства. Область применения

ФЕРРИМАГНЕТИЗМ -магнитоупорядоченное состояние вещества, сочетающее свойстваферромагнетизма и антиферромагнетизма; в более общем смысле - совокупность физ. свойств вещества в этом состоянии. Магн. структура в состоянии Ф. определяется взаимной ориентацией векторов намагниченности М_i магнитных подрешё-ток. Самопроизвольная намагниченность М в отсутствие внеш. магн. поля определяется векторной суммой SM_i ; в общем случае в состоянии Ф.   Вещества, в к-рых при темп-pax ниже Кюри точки Т_C устанавливается ферри-магн. упорядочение, называют ферримагнетиками (ФМ) (критич. темп-ру называют иногда Нееля точкой T_N). 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.

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

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>>T_C 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>>T_C она близка к зависимости дляантиферромагнетика ,а при   -для ферромагнетика .При Т= Т_C обменная энергия становится равной тепловой и в веществе возникает Ф. В большинстве случаев такой переход являетсямагнитным фазовым переходом 2-го рода и сопровождается характерными аномалиями физ. свойств.

Рис. 2. Температурная зависимость обратной магнитной восприимчивости  (1) и асимптоты  (2) двухподрешёгочного ферримагнетика, по Неелю: T_N - точка Нееля; Т_А - асимптотическая точка Кюри. 

Изучение Ф. развивалось очень бурно и далеко продвинуло физику магнитных явлений. Удалось создать теорию ферримагнетиков-диэлектриков (большинство ферримагнетиков является диэлектриками); многие магнитные диэлектрики стали широко применяться в радиотехнике, СВЧ-технике, вычислительной технике.

48) Органические материалы электронной техники