Главная страница | Контакты | Случайная страница Автомобили Астрономия Биология География Дом и сад Другие языки Другое Информатика История Культура Литература Логика Математика Медицина Металлургия Механика Образование Охрана труда Педагогика Политика Право Психология Религия Риторика Социология Спорт Строительство Технология Туризм Физика Философия Финансы Химия Черчение Экология Экономика Электроника

Классификация ферромагнетиков

Все вещества по своим магнитным свойствам делятся на три гpуппы: 1) диамагнитные, 2) парамагнитные, 3) ферромагнитные.

Характерной особенностью диамагнитных веществ является то, что они отталкиваются магнитным полем. Объясняется это сле­дующим образом. Атомы диамагнитных веществ не имеют постоянных магнитных моментов, т. е. все магнитные моменты внутри отдельного атома уравновешены так, что суммарный магнитный момент атома равен нулю. При внесении такого атома в магнитное поле в атоме благодаря индукции возникают слабые токи,­ направленные по правилу Ленца так,­ чтобы препятствовать­ увеличению магнитного поля, отсюда появляется эффект отталкивания.

Атомы парамагнитных веществ обладают собственными магнитными моментами. При отсутствии внешнего магнитного поля суммарный магнитный момент такого вещества равен нулю, так как моменты отдельных атомов распределены хаотично. При включении внешнего магнитного поля атомные моменты ориенти­руются преимущественно вдоль этого поля, в результате чего вещество приобретает магнитный момент, параллельный приложенному полю. Диамагнитный эффект в таких веществах также присутствует, однако его трудно обнаружить на фоне более сильного парамагнитного эффекта.

Третью группу составляют ферромагнетики, т. е. вещества, в которых атомные магнитные моменты располагаются не хаотично, а упорядоченно. Природа этого упорядочения ­ квантово-механическая; энергия, за счет которой оно происходит, носит название обменной.

В зависимости от вида упорядочения ферромагнетики можно разделить на четыре класса.

Первый составляют вещества, магнитные моменты атомов которых ориентируются параллельно друг другу (рис. 1.7, а). Упорядочение это сохраняется только при температуре ниже точки Кюри. Такие вещества называются ферромагнитными (в узком смысле). В веществах второго класса (рис. 1.7, б) более выгодной оказывается антипараллельная ориентация атомных магнитных моментов. Вещества эти не обладают макроскопическим магнитным моментом. Выше некоторой температуры ­ точки Нееля упорядочение наруша­тся. Эти вещества называются антиферромагнитными и являются, вообще говоря, подклассом третьего класса (рис. 1.7, в) ­ ферримагнетиков. В ферримагнетиках различные типы атомов обладают разными по значению магнитными моментами, поэтому, несмотря на антиферромагнитный порядок, э­ти вещества имеют суммарный магнитный момент. Наконец, четвертый класс образуют вещества, атомные моменты которых ориентируются почти антипараллельно, т. е. угол между ними близок к 180 (рис. 1,7, г). Благодаря этому они обладают малым суммарным моментом, направленным перпендикулярно к антиферромагнитному порядку. Такие вещества называются слабыми ферромагнетиками. Основными носителями магнетизма в горных породах являются вещества последних двух классов: ферримагнетики и слабые ферромагнетики.

4) Доменные структуры, намагничивание (тут какая-то жесть, но читаем, товарищи! Вообще тупой раздел, не люблю его. Спины-домены)

Как следует из описания, ферромагнитные вещества должны быть спонтанно намагничены: если ферромагнитное вещество нагреть выше температуры Кюри, а затем охладить в отсутствие магнитного поля, то вещество должно иметь макроскопический магнитный момент. В действительности же этого не происходит, это объясняется наличием так называемой доменной структуры.

Предположим, что все атомные магнитные моменты этого тела параллельны друг другу и общий магнитный момент направлен так, как показано на рисунке. Однако такое состояние энергетически невыгодно ­ велика магнитостатическая энергия.

Эта энергия становится равной нулю, когда магнитный поток замыкается внутри тела. Если разбить тело на две области со встречным направлением намагниченности

(рис. 1.8, б), то магнитостатическая энергия существенно уменьшится, однако появится граница между этими областями, или доменами. Эта граница обладает энергией, называемой энергией

доменной стенки. Дальнейшее разбиение тела может идти двумя способами. Один из них изображен на рис. 1.8,в; в этом случае оптимальное количество доменов определяется балансом между магнитостатической энергией и энергией доменных стенок. Другой способ, связанный с образованием «замыкающих» доменов (рис. 1.8, е), приводит к более быстрому уменьшению магнитостатической энергии, однако способствует росту энергии магнитной анизотропии. Доменной структурой обладают также ферримагнетики, слабые ферромагнетики и антиферромагнетики, хотя объяснение их доменной структуры несколько иное.

Рассмотрим образец ферромагнитного вещества, находящийся в размагниченном состоянии (намагниченности доменов взаимно ­компенсированы). Процесс намагничивания образца наглядно иллюстрируется рис. 1.9. В слабых полях происходит смещение доменных границ; домены, направление намагниченности которых ближе к направлению внешнего поля, растут за счет остальных.

В более сильных полях, когда образец достигает однодоменного состояния, начинается вращение векторов намагниченности относительно направления внешнего поля. Затем наступает насыщение, если продолжать увеличивать внешнее поле, происходит медленный линейный рост намагниченности ­ «парапроцесс», обусловленный тем, что внешнее поле все сильнее и сильнее ориентирует атомные магнитные моменты, дезориентируемые тепловым возбуждением.

Если теперь уменьшать внешнее поле, то кривая размагничивания пойдет выше кривой намагничивания (рис. 1.10) и при Н = 0 намагниченность J = Jr ≠0. Величина Jr, носит название нормальной остаточной намагниченности. Для того, чтобы намагниченность стал­ равной нулю, необходимо приложить поле противоположного направления; это поле называется коэрцитивной силой. Если продолжать увеличивать внешнее поле в этом направлении, опять наступит насыщение. Затем аналогично процесс пойдет в обратном направлении. На рис. 1.10 изображен весь цикл - магнитный гистерезис.

Рассмотрим ансамбль однодоменных одноосных ферромагнитных зерен. Их оси ориентированы хаотично, так что ансамбль в целом имеет нулевую намагниченность. С приложением внешнего поля в каком-­либо направлении ансамбль приобретет индуктивную намагниченность обеспечиваемую той частью зерен, которая ориентирована в этом направлении. Поэтому ансамбль в целом является магнитно изотропным. Поведение зерна во внешнем поле зависит от eгo ориентации по отношению к этому полю. Если поле параллельно оси зерна, поведение намагниченности описывается прямоугольной петлей гистерезиса (рис. 1.11, а). Другим крайним случаем является перпендикулярность оси зерна к внешнему полю (рис. 1.11,6). Поведение же

намагниченности всего ансамбля будет представлять промежуточный случай (рис. 1.11, в).

__________________________________________________________________________________

2) Модель Изинга — математическая модель статистической физики, предназначенная для описания намагничивания материала.(а в лекциях не было такого. Что-то многовато она от нас требует после прочтения такого слабого курса)

Каждой вершине кристаллической решётки (рассматриваются не только трёхмерные, но и одно- и двумерные случаи) сопоставляется число, называемое спином и равное +1 или −1 («поле вверх»/«поле вниз»). Каждому из возможных вариантов расположения спинов (где N — число атомов решётки) приписывается энергия, получающаяся из попарного взаимодействия спинов соседних атомов:

где — энергия взаимодействия (в простейшем случае одна и та же для всех пар соседних атомов). Иногда также рассматривается внешнее поле (часто полагаемое малым):

Затем, для заданной обратной температуры на получившихся конфигурациях рассматривается распределение Гиббса: вероятность конфигурации полагается пропорциональной , и исследуется поведение такого распределения при очень большом числе атомов .