fiz_osnovy_elektroniki_КЛ[1]

8.МАГНИТНЫЕ СВОЙСТВА ТВЕРДЫХ ТЕЛ

8.1.Природа диа- и парамагнетизма

8.1.1. Магнитное поле в магнетиках

Поместим в однородное магнитное поле напряженностью Н и индукцией В0=μ0Н (μ0 – магнитная проницаемость вакуума, называемая магнитной постоянной) изотропное тело объемом V. Под действием этого поля тело намагничивается, приобретает магнитный момент М. Отношение этого момента к объему тела называется намагниченностью Jm:

M

J m (8.1) V

(эта величина – векторная). В однородных телах Jm направлена параллельно или антипараллельно Н. В системе СИ магнитный момент измеряется в А·м2, намагниченность в А/м. Отношение Jm к Н называется магнитной восприимчивостью :

Рис. 8.1. Зависимость намагниченности Jm от напряженности поля Н

Намагниченное тело, находящееся во внешнем поле, создает собственное поле Вi, которое в однородных изотропных магнитиках направленно параллельно или антипараллельно внешнему полю В0. Результирующее поле в магнитиках В=В0+Вi. Эксперимент показал, что

101

называют относительной магнитной проницаемостью. Из (8.6) следует, что = μ – 1. Подставляя (8.6) в (8.5), получим:

где Н измеряется в А/м, В – в Т. По данным таблицы 8.1 магнитные тела делятся на 3 группы: диамагнитные (рис. 8.1 а – 1), парамагнитные (рис. 8.1 а – 2, в сильных полях – рис. 8.1 б) и ферромагнитные. У диамагнитных тел | | << 1 и | | < 0 и не зависит от Н и температуры, они намагничиваются в направлении, противоположном полю, поэтому выталкиваются из областей с более сильным полем. У парамагнетиков |k| < 1, но | | > 0. Они намагничены в направлении поля и втягиваются в области максимумом Н. На Рис. 8.1а показана зависимость Jм от Н для диа- и парамагнетиков. И у тех и у других Jм ~ Н, т.е. не зависят от Н.

Однако у парамагнетиков такая зависимость наблюдается только в слабых полях и при высоких температурах, в сильных полях и при низких температурах Iм(H) асимптотично приближается к предельному значению Js соответственно магнитному "насыщению" парамагнетиков (рис. 8.1 б). Кроме того, у парамагнетиков зависит от температуры:

Это называют законом Кюри, а C – постоянная Кюри. У ферромагнитных тел > 0, но велика и зависимость от Н. Закономерности намагниченных ферромагнетиков впервые исследованы Столетовым. Напряженность магнитного поля Hs соответствует техническому насыщению (рис. 8.2 а). На рис. 8.2 б показана зависимость Jm от H.

102

Ферромагнетики обладают магнитной анизотропией. Для железа направление легкого намагничивания [100] (минимальное Н), а для [111] трудного (максимальное Н) при насыщении (рис. 8.4).

Рис. 8.4. Кривые намагничивания монокристаллов железа

вразных направлениях

8.1.2.Магнитные свойства атомов Орбитальный магнитный момент

Атом любого вещества состоит из положительного ядра и электронов оболочки. Каждый электрон, движущийся вокруг ядра, создает замкнутый ток I = q ( – частота обращения). Если магнитный момент

Этот момент называется орбитальным и направлен перпендикулярно плоскости орбиты по правилу буравчика (рис. 8.5). Механиче-

104

Результирующий магнитный момент атома

Зная орбитальные и спиновые магнитные моменты отдельных электронов и используя правила пространственного квантования, можно определить результат магнитного момента атома в целом Мj. При этом получается (подобное (8.14)):

где J – суммарное внутреннее квантовое число атома, оно выражает-

ся через орбитальные и спиновые числа атома. Коэффициент g называется множителем Ланде, он равен 1 для чисто орбитального магнетизма и 2 для чисто спинового. Проекция Мj на направление Н:

тель Ланде. Парамагнетики используются в квантовых парамагнитных усилителях и генераторах.

106

8.2. Природа ферромагнетизма

8.2.1. Спиновая природа ферромагнетизма

Розинг и Вейнс высказали предположение, что в ферромагнетиках существует внутреннее молекулярное поле, под действием которого они даже в отсутствие внешнего поля намагничиваются до насыщения. Внешне такая спонтанная намагниченность не проявляется, потому что тело разбивается на микроскопические области, в каждой из которых магнитный момент атомов располагается параллельно друг другу, а сами же области ориентированы хаотично, т.е. результирующий магнитный момент ферромагнетика равен 0. Такие области намагничивания называются доменоми. Опыты Эйнштейна, де Гааза Борнета, Иоффе и Капицы доказали, что ферромагнетизм обусловлен спиновыми магнитными моментами атомов. Ферромагнетизмом обладают только переходные элементы с недостроенными внутренними оболочками (группа Fe, редкоземельные элементы). В 1928 г. Френкелем высказано предположение, что спины магнитных моментов электронов внутри доменов выстраиваются параллельно друг другу, намагничивая домен до насыщения, в результате обменного взаимодействия электронов внутри недостроенных оболочек этих атомов. Это взаимодействие имеет чисто квантовую природу и ответственно, в частности, за химическую связь в молекулах Н2, О2, в кристаллах алмаза, Si, Ge и других. Энергия этого взаимодействия:

где J – обменный интеграл, Si и Sj – результирующие спиновые моменты взаимоотношения атомов. J может быть < 0 и > 0 (рис. 8.7 и пункт

1.1.3). Если a/d > 1,5 то J > 0 (Co, Ni), а если a/d < 1,5 то J < 0 (Mn, Cr).

Знак J определяет ориентацию спинов, при J > 0 выгодна однонаправленность спинов; если J < 0, то выгодна разнонаправленность. Mn не ферромагнетик, но если ввести в него соединения азота N, то a/d>1,5 и он становится ферромагнетиком (и сплавы Mn → Mn-Cu-Al, Гейслера, MnSb, MnBi). Таким образом, наличие в атоме внутренних, недостроенных электронных оболочек J > 0 (↑↑ спины), является условием, при котором возникает ферромагнетизм. Если спины равны Si = Sj = S' и образуют угол θ, то

107

8.2.2. Доменная структура ферромагнитных тел

Ферромагнетики в ненамагниченном состоянии самопроиз-

руется увеличением обменного интеграла. При противоположно направленных спинах между доменами имеется переходный слой, называемый стенкой Блоха (рис. 8.9). Для Fe поперечный размер домена = 0,1 мкм, что меньше размера зерен поликристаллического Fe. Толщина стенки Блоха для Fe 10-7 м (порядка 400 атомных расстояний).

8.2.3. Качественный анализ кривой намагничивания

Процесс смещения границ

Наименьший θ (по отношению к H, рис. 8.10) у первого домена и энергетически выгоден рост именно первого за счет 2, 3 и 4-го.

Рис. 8.9. Стенка Блоха

Это будет длиться до тех пор, пока первый домен не распространился на весь кристалл. На рис. 8.11 показана кривая намагничивания. Процессу смещения соответствует участок 0А.

Процесс вращения

При дальнейшем увеличении Н начинается поворот спонтанной Jm по направлению к полю (рис. 8.10 в) и завершается, когда Jm располагается вдоль поля (техническое насыщение рис. 8.10 в) – участок АВ (рис. 8.11).

108

спины компенсируют друг друга. Такая упорядоченная структура может быть только ниже некоторой температуры, которая называется антиферромагнитной точкой Кюри или точкой Нееля Тн. При абсолютном нуле магнитные моменты компенсируют друг друга и результирующий магнитный момент антиферромегнетика во внешнем поле, направленном вдоль магнитного момента подрешеток, равен 0. При повышении температуры антипараллельное расположение спинов нарушается, и намагниченность антиферромагнетиков повышается (рис. 8.12), максимальное значение она достигает в точке Нееля – Тн, в которой упорядоченное расположение спинов полностью утрачивается, и антиферромагнетик становятся парамагнетиком.

Рис. 8.12. Магнитная структура антиферромагнетика (MnO) (а) и зависимости jm от температуры Т

При дальнейшем росте температуры Jm уменьшается, как для любого парамагнетика.

8.3.2. Ферримагнетизм

Если величины магнитных моментов подрешеток не одинаковы (например, разные атомы, входящие в подрешетки), тогда появляется

FeO Fe2O3 (Fe3O4 – магнетит-руда) гранецентрированную решетку, в ко-

110