Большая Советская Энциклопедия (ФЕ) - БСЭ БСЭ

  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 основных случая:

  1) металлические кристаллы (чистые металлы, сплавы и интерметаллические соединения) на основе переходных элементов с недостроенными d -cлоями (в первую очередь 3d -cлоем у элементов группы железа); 2) металлические кристаллы на основе переходных элементов с недостроенными f- cлоями (редкоземельные элементы с недостроенным 4f -cлоем); 3) неметаллические кристаллические 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 металлической матрице. Появление в этих четырёх случаях атомного магнитного порядка обусловлено обменным взаимодействием.

  В неметаллических веществах (случай 3) это взаимодействие чаще всего носит косвенный характер, при котором магнитный порядок электронов недостроенных d- или f- cлоев в ближайших соседних парамагнитных ионах устанавливается при активном участии электронов внешних замкнутых слоев магнитно-нейтральных ионов (например, O2- , S2- , Se2- и т.п.), расположенных обычно между магнитно-активными ионами (см. Ферримагнетизм ). Как правило, здесь возникает антиферромагнитный порядок, который 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 неметаллических кристаллах носит ферромагнитный характер (все атомные магнитные моменты параллельны), например EuO, Eu2 SiO4 , CrBr3 и др.

  Общим для кристаллов типа 1, 2, 4 является наличие в них системы коллективизированных электронов проводимости. Хотя в этих системах и существуют подмагничивающие обменные взаимодействия, но, как правило, магнитного порядка нет, а имеет место парамагнетизм паулевского типа, если он сам не подавлен 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 '-cлои имеют очень малый радиус по сравнению с параметром кристаллической 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 кристаллическим атомным порядком. Часто эти ферромагнетики представляют собой в магнитном отношении аморфные системы с неупорядоченно распределёнными по кристаллической решётке ионами, обладающими атомными магнитными моментами (т. н. спиновые стекла).

  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 '-cлоёв 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 энергетических уровней, что благоприятствует действию обменных сил и приводит к появлению намагниченного состояния в Fe, Со, Ni и в их многочисленных сплавах.

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

U = -NA (Js lJs0 )2

где N – число магнитно-активных атомов в образце, А – постоянная молекулярного поля (А > 0), Js0 – намагниченность насыщения при абсолютном нуле температуры. Уточнение этой трактовки Ф. дала квантовая механика, раскрыв электрическую обменную природу постоянной А (Я. И. Френкель , В. Гейзенберг , 1928). В частности, при низких температурах (Т < Q) удалось провести более точный квантовый расчёт (Ф. Блох , 1930), показавший, что уменьшение самопроизвольной намагниченности Js0 ферромагнетика с ростом температуры можно в первом приближении описывать как возникновение элементарных магнитных возбуждений – квазичастиц , носящих название спиновых волн или ферромагнонов. Каждый ферромагнон даёт уменьшение Js0 на величину магнитного момента одного узла решётки. Число ферромагнонов растет с нагреванием ферромагнетика пропорционально T 3/2 , поэтому температурная зависимость Js имеет вид:

Js = Js0 (1 - aT 3/2 ),

где коэффициент (имеет порядок 10-6 К -3/2 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 H0 , с которым связана большая положительная энергия. В то же время обменное взаимодействие стремится создать магнитный порядок с J &sup1; 0. В результате борьбы этих противоположных тенденций происходит разбиение ферромагнитного образца на домены – области однородной намагниченности. Теория Ф. качественно определяет размеры и форму доменов, которые зависят от конкуренции различных взаимодействий в кристалле ферромагнетика (Л. Д. Ландау и Е. М. Лифшиц , 1935). Равновесная структура доменов при J = 0 отвечает замкнутости магнитных потоков внутри образца. Между доменами существуют переходные слои конечной толщины, в которых Js непрерывно меняет своё направление. На образование этих слоев затрачивается положительная энергия, но она меньше энергии поля H0 , которая возникла бы в отсутствие доменов. При некоторых критически малых размерах ферромагнитных образцов образование в них нескольких доменов может стать энергетически невыгодным, и тогда такие мелкие ферромагнитные частицы оказываются при Т < Q однородно намагниченными (т. н. однодоменные частицы).

  Кривые намагничивания и петли гистерезиса в ферромагнетиках определяются изменениями объёма доменов с различными ориентациями Js в них за счёт смещения границ доменов, а также вращения векторов Js доменов (см. Намагничивание ). Магнитную восприимчивость ферромагнетиков можно приближённо представить в виде суммы: c = cсмещ + cвращ. анализ кривых намагничивания J (H ) показывает, что в слабых полях cсмещ > cвращ , а В сильных (после крутого подъёма кривой) cвращ > cсмещ . Особый характер имеют процессы намагничивания и распределение намагниченности в магнитных тонких плёнках . Из-за чувствительности доменной структуры и процессов намагничивания к строению кристаллов общая количественная теория кривых намагничивания ферромагнетиков пока находится в незавершённом состоянии. Обычно для определения зависимости J (Н ) пользуются качественными физическими представлениями, лишь в случае идеальных монокристаллов в области, где cвращ > cсмещ ., возможен строгий количественный расчёт (Н. С. Акулов, 1928).

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