Ферромагнетизм - магнитоупорядоченное состояние вещества, в к-ром большинство атомных магнитных
моментов параллельны друг другу, так что вещество обладает самопроизвольной
(спонтанной) намагниченностью. Ф. устанавливается при температуре Т ниже
Кюри точки ТC в отсутствие внеш. магн. поля Н. В
более широком смысле Ф. наз. совокупность физ. свойств вещества в указанном
состоянии. Вещества, в к-рых возникает ферро-магн. упорядочение магн. моментов
(рис. 1), наз. ферромагнетиками ,к их числу относятся как твёрдые
кри-сталлич. вещества (см., напр., Магнитные диэлектрики, Магнитные полупроводники,
Редкоземельные магнетики), так и нек-рые аморфные магнетики и металлические
стёкла, а также магнитные жидкости .Ответственным за Ф. является
обменное взаимодействие в м а г н е т и з м е, стремящееся установить
спины (а следовательно, и магн. моменты) соседних атомов или ионов параллельно
друг другу; в этом случае обменный интеграл имеет положит. значение.
Рис. 1. Ферромагнитная
коллинеарная атомная структура в
гранецентрированной кубической решётке ниже точки Кюри
ТC; стрелками обозначены направления атомных магнитных
моментов.
Ф. обычно наблюдается в
трёхмерных системах, однако возможно его возникновение и в реальных квазиодномерных
и квазидвумерных системах (см., напр., Слоистые магнетики)без нарушения
Мёрмина-Вагнера теоремы. Ферромагн. атомный порядок можно непосредственно
наблюдать методом магнитной нейтронографии, к-рый позволяет также определить
величины атомных магн. моментов в узлах кристаллич. решёток разл. типов и пространственное
распределение плотности магн. момента вблизи них. Кроме нейтронов аналогичную
информацию (в т. ч. о внутр. полях на ядрах) могут дать ядерный магнитный
резонанс, а также мюонной спиновой релаксации метод и мёссбауэровская
спектроскопия.
Магнитная восприимчивость ферромагнетиков может достигать значений 104-105 Гс/Э;
их намагниченность М, возникающая во внеш. магн. поле H,
растёт с его величиной нелинейно (см. Намагничивание)и в полях 
может достигать магнитного насыщения, характеризуемого значением
Величина М зависит также от "магн. предыстории" образца,
что приводит к неоднозначности функции M(H), или к
гистерезису магнитному. При намагничивании и перемагничивании ферромагнетика
происходит изменение. размеров и формы образца (см. Магнитострикция; )благодаря
этому кривые намагничивания и петли гистерезиса зависят от внеш. напряжений.
Наблюдаются также аномалии в величине и температурной зависимости упругих постоянных
ферромагнетиков - т. н. DE-эффект и др. (см. Механострикция, Магнитомеха-нические
явления), а также коэф. линейного и объёмного расширения. При адиабатич.
намагничивании или размагничивании ферромагнетики изменяют свою температуру (см.
Магнитокалорический эффект, Магнитное охлаждение). В ферромагн. монокристаллах
наблюдается обычно резкая магнитная анизотропия (рис. 2). В поликрйсталлах
с хаотич. распределением ориентации зёрен анизотропия в среднем по образцу отсутствует,
но при однородном распределении этих ориентации она может возникать (см. Магнитная
текстура). В результате конкуренции обменного и магн. дипольного взаимодействий
происходит разбиение конечного ферромагн. образца на ферромагнитные домены (см. также Магнитная доменная структура ).Магн. и др. физ. свойства
(в т. ч. электрич., тепловые, гальваномагн., магнитооптические) ферромагнетиков
обладают ярко выраженной зависимостью от температуры, особенно вблизи ТC. Спонтанная (при H=0) намагниченность Ms имеет
максимум при 0 К и монотонно стремится к нулю при
(рис.
3). Выше ТC ферромагнетик переходит в парамагн. состояние,
а в нек-рых случаях (редкоземельные металлы)-в антиферромагнитное, что представляет
собой частный случай магнитного фазового перехода 2-го рода. Магнитная
проницаемость (или магн. восприимчивость) ферромагнетиков имеет резко выраженный
максимум вблизи ТC; при Т> ТC уд. восприимчивость
c обычно следует Кюри - Вепса закону. В более общих случаях в ферромагнетиках
могут происходить ориентаци-онные фазовые переходы, при к-рых перестраивается
магнитная атомная структура и изменяется магнитная симметрия ферромагнетика.
Важный класс ферромагнетиков представляют собой магнитные сверхпроводники, в к-рых достигается сосуществование явлений Ф. и сверхпроводимости.
Рис. 2. Зависимость
намагниченности М от магнитного поля для трёх главных кристаллографических
осей монокристалла Fe (тип решётки - объёмнопентрированная кубическая, направление
[100] -ось лёгкого, [110] - ось трудного и [111] - ось труднейшего намагничивания).
Рис. 3. Схематический
ход температурной зависимости спонтанной намагниченности ферромагнетика; Мoo - значение Ms в состоянии магнитного насыщения, ТC - точка Кюри.
Классификация и основные
модели ферромагнетиков. Необходимый признак Ф. вещества - наличие постоянных
(не зависящих от внеш. магн. полей) магн. (спиновых или орбитальных, либо тех
и других вместе) моментов электронных оболочек у составляющих его атомов (ионов)
(Fe, Со, Ni и др.). Однако при конденсации магнитно-активных атомов (ионов)
в кристалл или аморфное тело их электронные оболочки часто претерпевают такую
деформацию, что кристалл или аморфное тело уже не обладает в
своих узлах пост. магн. моментами. Наиб. перестройке при конденсации подвергается
самый наружный (валентный) слой электронной оболочки. Это обусловлено тем, что
волновые функции валентных электронов у соседних атомов в твёрдом теле сильно
перекрываются, что приводит к коллективизации бывших валентных электронов. В
случае металлов они при этом образуют ферми-газ (или ферми-жидкость)электронов проводимости, а в неметал-лич. веществах - локализованные спин-насыщенные
связи. В обоих случаях, как правило, для осн. состояния (T=0 К и
H = 0) намагниченность М=0. Если атомы, из
к-рых построен образец, не относятся к переходным элементам, то электронная
оболочка ионных остовов в соответствии с Паули принципом имеет замкнутый
характер и обладает диамагнетизмом .Более детальные исследования с помощью
ядерного магнитного резонанса, Мёссбауэра эффекта и ядерной теплоёмкости
обнаружили на атомных ядрах (Fe, Co, Ni и др.) очень сильные магн. поля - до
105 - 106 Э, источником к-рых являются "деформированные"
внутренние 1s-, 2s- и 3s-слои оболочки ионных остовов. Электроны
проводимости, подмагниченные благодаря обменному взаимодействию с d- или
f-слоями атомной оболочки, участвуют в спонтанной намагниченности ферромагнетика.
В случае, когда ферромагнетик
построен из атомов переходных элементов, в нём возможно сохранение не зависящего
от внеш. поля магн. момента. При этом можно различать 4 осн. типа веществ: 1)
металлич. вещества (чистые металлы, сплавы и соединения) на основе переходных
элементов с недостроенными d-слоями (прежде всего 3d-слоями у
атомов группы Fe); 2) металлич. вещества на основе переходных f-элементов
[в первую очередь редкоземельных (РЗМ) с недостроенным 4f-слоем]; 3)
неме-таллич. соединения при наличии хотя бы одного компонента из переходных
d- или f-элементов; 4) сильно разбавленные растворы парамагн.
ионов d- или f-элементов в диамагн. веществах. Появление во всех
этих веществах атомного магн. порядка обусловлено обменным взаимодействием в магнетике. В неметаллич. веществах (тип 3) это взаимодействие носит косвенный
характер (см. Косвенное обменное взаимодействие ),при к-ром магн. порядок
электронных магн. моментов недостроенных d- или f-слоев в ближайших
соседних парамагн. ионах устанавливается при активном участии электронов внешних
замкнутых слоев магн--нейтральных ионов (О2-, S2-, Se2-
и т. п.), расположенных между магнитно-активными ионами. В большинстве случаев
здесь устанавливается антиферромагн. порядок, к-рый может привести либо к чистому
антиферромагнетизму ,если в каждой элементарной ячейке кристалла суммарный
магн. момент всех ионов равен нулю, либо к ферримагнетизму или слабому
ферромагнетизму, если он отличен от нуля. Есть такие случаи, когда взаимодействие
и в неметаллич. веществах носит ферромагн. характер (все магн. моменты в ячейке
параллельны). Общим для веществ типа 1, 2 и 4 является наличие в них системы
ферми-частиц - коллективизированных (зонных) электронов проводимости. Эта система,
хотя в ней существует подмагничивающая тенденция (обменные силы), как правило,
не имеет магн. порядка и обладает парамагнетизмом Паули, если он не подавлен
диамагнетизмом самих электронов проводимости или системы ионных остовов с замкнутыми
оболочками. Парамагнетизм преобладает во всех непереходных металлах и большинстве
переходных d-металлов (целиком группы Pd и Pt, а в группе Fe-у Sc, Тi
и V).
Магн. порядок в металлич.
веществах (тип 1, 2 и 4) различен по своему происхождению. Недостроенные 4f-слои
ионов РЗМ-элементов (тип 2) имеют очень малый радиус по сравнению с параметром
кристаллич. решётки, и поэтому волновые функции этих электронов у соседних узлов
в кристалле или у соседей в аморфном теле практически не перекрываются. Следовательно,
в таких веществах невозможен сколько-нибудь существенный прямой обмен. Его также
нельзя ожидать и между сильно удалёнными друг от друга парамагн. d- или
f-ионами в сильно разбавленных
сплавах (тип 4). Т. о., следует ожидать, что в веществах типа 2 и 4 энергетич.
параметр (обменный интеграл) прямого обмена исчезающе мал. Поэтому в таких веществах
обменное взаимодействие, приводящее к магн. атомному порядку, должно носить
характер косвенной связи магн. ионов через электроны проводимости, или т. н.
РККИ-обменного взаимодействия. Наконец, в веществах типа 1 электроны;
принимающие активное участие в атомном магн. порядке, состоят из бывших 3d-и
4s-электронов изолир. атомов. В отличие от 4f-слоев РЗМ-ионов,
имеющих очень малый радиус, более близкие к периферии 3d-электроны атомов
группы Fe испытывают более существенную коллективизацию и совместно с 4s-электронами
образуют общую ферми-жидкость электронов проводимости. Однако в отличие от нормальных
(непереходных) металлов, эта система в d-металлах обладает гораздо большей
плотностью состояний вблизи поверхности Ферми, что благоприятствует обменным
силам в их конкуренции с размагничивающими "тенденциями" фер-ми-газа
(см. Паули парамагнетизм)и приводит к Ф. в Fe, Со, Ni и их многочисл.
сплавах и соединениях. В последнее время начали интенсивно исследоваться т.
н. к о н д о в-с к и е ф е р р о м а г н е т и к и (CeRh3Be2,
CeSix и др.), в к-рых f-электроны (обычно от Се) частично
делокализуют-ся за счёт Кондо эффекта .Эти вещества по ряду свойств напоминают
РЗМ-ферромагнетики, а по другим - зонные магнетики на основе d-металлов;
не совсем обычными свойствами обладают и а к т и н и д н ы е м а г н е т и к
и, среди к-рых встречаются ферромагнетики.
В целом квантовая теория
Ф. даёт возможность качественно понять возникновение Ф. как результата положит.
обменного взаимодействия. Однако количественно она далека от завершения. В последовательной
микроскопич. теории прежде всего нужно определить знак осн. энергетич. параметра
обменного взаимодействия (eоб, см. в ст. Магнетизм). Для этого необходимо знать энергетич. спектр и волновые функции системы электронов,
участвующих в Ф. Однако пока точных сведений об этих величинах нет, и поэтому
приходится пользоваться приближёнными подходами. Существуют 3 осн. модели Ф.:
а) модель локализованных атомных магн. моментов (см. Гейзенберга модель, а также полярная модель и Хаббарда модель; )б) модель коллективизированных
электронов, предложенная Я. И. Френкелем и Э. Стонером (Е. Stoner) (см. Стокера
модель, Зонный магнетизм); в) s - d(f )-обменная модель (см. Шубина-Вонсовского
модель и Зинера модель ).В модели а) предполагается, что атомные
магн. моменты жёстко локализованы около узлов решётки и не принимают участия
в процессах переноса в веществе. Эта модель лучше всего подходит для описания
магн. порядка в неме-таллич. веществах (тип 3). В модели б) предполагается,
что в ферми-системе электронов проводимости сильная обменная связь делает энергетически
более выгодным Ф. Эта модель лучше всего подходит для объяснения Ф. d-металлов.
Наконец s-d (f)-обменная модель в известном смысле объединяет
первые две, допуская подмагничи-вание системы электронов проводимости. Модель
в) лучше всего подходит для описания веществ типа 2 и 4. Большое эвристич. значение
имеет изучение сильно разбавленных растворов (тип 4), а также Кондо-решёток, поскольку выяснение условий "сохранения", а иногда и резкого
увеличения магн. моментов в сплаве (за счёт поляризации окружающей атом примеси
электронов проводимости диамагн. матрицы) по сравнению с их значением в изолир.
парамагн. ионах может прояснить детали возникновения Ф. в d-металлах,
их сплавах и соединениях.
Теория самопроизвольной
намагниченности. Конкретные расчёты по всем трём моделям Ф. могут проводиться
как в квазиклассич. и феноменологич. приближениях, так и с помощью квантовомеханич.
методов, в т. ч. метода функционала спиновой плотности. При квазиклассич. описании
Ф. учитывают введением молекулярного поля. В простейшем расчёте для газа из
N электронных спинов (на основе Изинга модели)их можно разбить
соответственно двум возможным проекциям на r "правых" и N-r
= l "левых".
Тогда относит. намагниченность системы "впра-во" равна y = (r-l)/N. Энтропия "газа" при пренебрежении взаимодействием между спинами
равна S(y) = k]n(N\/rll! (k -Больцмана постоянная ).Если энергия
"газа" U не зависит от у, то свободная энергия
равна
Из условия минимума (1)
следует, что y = 0, т. е. Ф. отсутствует. Для его существования необходимо
принять, что U зависит от у. В простейшем случае (гипотеза молекуляр-ного
поля Вейса)
где А'>0-постоянная
молекулярного поля, отнесённая к одному спину. Из условия минимума F(y)=-NA'y2-TS
(у)находим:
где TC =
2A'/k - точка Кюри. Ф-ла (3) даёт выражение для зависимости Мoo
(Т)при H=0, качественно согласующееся с кривой на рис. 3.
В квазиклассич. и феноменологич.
подходе были даны многочисл. уточнения приведённого расчёта. В частности, проводился
учёт ближнего магн. порядка (метод Бете - Пайерлса - Вейса),
развита термодинамич. теория ферромагн. превращения,
в рамках к-рой был также рассмотрен вопрос о температурной зависимости разл.
физ. свойств ферромагнетиков вблизи точки Кюри. Последние обычно описываются
степенным законом типа (Т-ТC)a, где показатель
степени a наз. критическим показателем. Эти показатели для намагниченности,
теплоёмкости, восприимчивости вычисляются в рамках моделей Изинга, Гейзенберга
и более общих схем, а также на основе ренормализационной группы по
Вильсону (см. Эпсилон-разложение ).Более строгое уточнение приведённого
выше расчёта дала квантовая механика, оправдавшая выбор зависимости (2) и объяснившая
физ. природу параметра А' как меры обменной связи, зависящей от взаимной
ориентации электронных спинов. Согласно Дираку (см. Обменное взаимодействие и Гейзенберга модель ),оператор обменной энергии системы электронных
спинов имеет вид
где 
-оператор
вектора спина атома в узле q; Aqq'-- интеграл обмена между
электронами в узлах q и q'. Если Aqq' резко
падает с расстояниями между узлами, то можно ограничиться приближением ближайших
соседей и, введя обозначение Аq,qb1=А, написать
(4) в форме
Квадрат суммарного спина
всех N электронов равен
где S-полное спиновое
квантовое число системы, a s - одного узла. Число членов парных произведений
равно N(N-1). Поэтому ср. значение отд. члена этой суммы равно
Число членов в сумме (5)
равно (l/2)zN, где z-число ближайших соседей у узла решётки. Т.
о., ср. значение гамильтониана системы равно
Поскольку s~ 1, a S-порядка намагниченности всей системы M=Ny (в единицах магнетона Бора mB), то в ферромагнетике с точностью до членов ~1/N
Этот расчёт проведён в т. н. п р и б
л и ж е н и и э н е р г е т и ч е с к и х ц е н т р о в т я ж е с т и [4]. Из
сравнения (6) и (2) видно, что параметр А' квазиклассич. теории определяется
обменной энергией А, т. е. A' = zsA. Для определения величины
и знака А нужна более точная теория, к-рую дают, напр., микроскопич.
расчёты обменных взаимодействий в металлах методом функционала спиновой плотности,
исходя лишь из кристаллич. структуры и порядкового номера в таблице Менделеева
[11]. Используются также нек-рые усложнения гейзенберговского гамильтониана,
напр. с помощью учёта неск. типов обменных интегралов между разл. соседями в
узлах решётки (подробнее см. Спиновый гамильтониан ).При низких Т, используя метод вторичного квантования, удалось провести более точный
расчёт энергетич. спектра ферромагнетика. Ограничиваясь состояниями, близкими
к основному (при О К), в к-ром спины всех магнитно-активных электронов взаимно
параллельны, можно найти собств. значения оператора (5), имеющие вид суммы энергий
отд. элементарных возбуждений (квазичастиц) - спиновых волн, или ф е
р р о-м а г н о н о в. Каждый ферромагнон несёт с собой магн. возбуждение системы
и уменьшает 
на
величину магн. момента одного узла решётки. С ростом Т возбуждается всё
больше спиновых волн. Пока их мало, они образуют идеальный газ бозевских квазичастиц
(см. Бозоны; )с ростом Т их число растёт ~T3/2;
поэтому температурная зависимость 
вблизи 0 К имеет вид
где 
-предельное значение 
при 0 К (см. Блоха закон ).Знание спектра спиновых волн важно для изучения
явления ферромагнитного резонанса, распространения упругих колебаний
в ферромагнетике и всего комплекса физ. свойств при низких температурах.
Применение квантово-статистич. методов
(см. Грина функция, Матрица плотности)открывает новые возможности для
построения более точной микроскопич. теории Ф. В частности, в рамках локализов.
модели из этой теории следует, что при 0 К ср. атомный магн. момент, приходящийся
на один узел, должен быть кратен mB.
Однако опыт показывает, что особенно в d-металлах, сплавах и соединениях
эта величина заметно меньше момента изо-лир. атома (иона) и, кроме того, она
существенно дробная (в единицах mB).
Это противоречие модели локализов. спинов с опытом связано с пренебрежением
коллективизацией 3d-электронов в металле, а также обменным s -
d (f)-взаимодействием.
Рис. 4. Схематическое изображение
смещения на 
кривых плотностей электронных состояний
пb(
)для "правых"
( + ) и "левых" ( -) спинов, обусловленного обменным
взаимодействием, в энергетической полосе
проводимости d-металла;
- ферми-энергия.
В рамках зонной модели Ф. эта трудность
в принципе исчезает (см. Зонный магнетизм ).Ф. в ферми-газе возможен
при спонтанном "сдвиге" на 
энергии уровней в подполосе для "правых" и "левых" спинов,
обусловленном обменным взаимодействием (рис. 4). При таком сдвиге, для того
чтобы в равновесии ферми-энергия 
в подполосах была одинаковой, надо
v электронов на атом перенести из левой подполосы в правую. Это увеличивает
кинетич. энергию на атом на величину 
(если число v не очень велико). Обменная энергия определяется связью
пар электронов; она пропорц. квадрату числа электронов в каждой подполосе (числа
электронов в единице объёма в правой и левой подполосах равны п+ и п_). В парамагн. состоянии п+=п_=п/2. Изменение
энергии системы при переходе из пара- в ферромагн. состояние равно
где eоб-ср.
обменная энергия на пару электронов. Отношение 
определяет плотность электронных уровней (рис. 4) около ферми-энергии
.
Если ввести безразмерный параметр 
,
то из (7) следует, что при h>
1 в равновесии имеет место Ф., а при h<1-парамагнетизм.
Условие, или критерий, для Ф. (h>1)
легче выполняется в металлах с большими плотностями состояния при
и большей энергией eоб.
Из рис. 4 видно, что ср. атомный момент отнюдь не должен быть целочисленным
в единицах mB
и равняться его значению для изолир. атома (иона).
Недостатком зонной модели является неучёт
корреляц. энергии, к-рая может существенно изменить все количеств. и даже качеств.
оценки приведённого расчёта (напр., критерий Ф.). Получены и более точные результаты,
напр. при использовании метода расчёта с функционалом спиновой плотности. Помимо
этого, зонная модель Ф. получила существ. развитие в работах, начатых Мория
[22], в к-рых был произведён учёт спиновых флуктуации в ферромагн. системе
электронов проводимости металлов и сплавов.
s - d(f)-обменная модель
позволяет учесть не только пассивную роль электронов проводимости (напр., их
под-магничивание со стороны "магнитных" f-слоев в РЗМ-ме-таллах),
но и их активное участие в самом процессе установления Ф. благодаря косвенному
РККИ-взаимодейст-вию. Качественно это можно описать так. Если ср. относит. намагниченность
d(f)-электронов на узел равна md(f), а электронов
проводимости-ms, то энергия s - d(f)-обмена
на узел равна 
, где Asd(f) - параметр s -d(f)-связи.
Добавка к ферми-энергии, связанная с намагниченностью электронов проводимости,
равна (1/2)АФтs2, где 
и 
- спиновая
парамагн. восприимчивость (см. Паули парамагнетизм ).При квадратичном
законе дисперсии электронов 
, так что 
.
Полная энергия на узел, зависящая от md(f) и ms,
равна
Энтропия сильно вырожденного газа электронов
проводимости в металлах очень мала; поэтому равновесные значения md(f) и ms находят из условия минимума энергии (8) при условиях:
и 
.
Одно из возможных решений имеет вид
Отношение 
; ms составляет
от 
.
Подстановка (9) в (8) даёт
Т. о., эфф. параметр косвенного обмена
типа РККИ между внутренними d(f)-электронами, взаимодействующими
с электронами проводимости, равен
В данном приближении он всегда >0,
т. е. способствует Ф. Более точный расчёт (10) показывает, что обмен типа РККИ
сравнительно дальнодействующий (~ 1/r3) и носит осциллирующий
знакопеременный характер.
Обменная s - d(f)-модель
позволяет также установить связь между электронами проводимости РЗМ-металлов
и особенностями их атомной магн. структуры, к-рая имеет вид неколлинеарных винтовых
структур. Эта модель, если её дополнить учётом магн. (спин-орбитального) взаимодействия,
позволяет также объяснить в принципе все аномалии электронных свойств ферромагнетиков,
связанных с существованием в них спонтанной намагниченности. Учёт магн. (релятивистских)
взаимодействий позволяет объяснить природу магн. анизотропии и магнитострикции.
Ещё в 1947 Ж, М. Латтинжер и Л. Тисса
[12] высказали гипотезу о возможности существования "дипольного ферромагнетизма"
в системе свободно вращающихся магн. диполей даже в отсутствие обменного взаимодействия
или при весьма слабом обменном взаимодействии. Экспериментально такой Ф. обнаружен
в 1990 [13] в образце ГЦК-структуры РЗМ-соли Cs2NaR(NO2)6
(где R = Dy, Er, Gd, Nd), в к-рой магн. ионы находятся на достаточно удалённом
расстоянии и поэтому обменная связь (~10 мК) на порядок меньше дипольной энергии
(~100 мК), а точки Кюри расположены в интервале 
К.
Теория кривой намагничивания ферромагнетиков.
Из опыта известно, что при H=0
термодинамическому устойчивому
состоянию макрообразца (минимуму термодинамич.
потенциала) отвечает размагниченное состояние, ибо
в противном случае на поверхности образца, как правило,
образуются магн. полюса, создающие размагничивающее
поле
, с к-рым
связана большая положит. энергия. Т.
о., возникает тенденция размагничивания конечных образцов,
хотя обменные силы стремятся их "намагнитить".
В результате происходит разбиение фсрромагн.
образца на макрообласти однородной намагниченности. Эту гипотезу высказал ещё
в 1907 П. Вейсс (P. Weiss). Теория Ф. качественно определяет размеры и форму доменов, к-рые зависят
от конкуренции разл. взаимодействий внутри ферромагнетика. Равновесная структура
доменов при Н=0 имеет вид совокупности связанных замкнутых магн. потоков
внутри образца. Наряду с осн. доменами могут возникать и вторичные, т. н. з
а м ы к а ю щ и е, домены. Магн. доменная структура является весьма структурно
чувствительной. Между доменами образуются промежуточные слои, или стенки (см.
Доменная стенка, Блоха стенка, Нееля стенка), конечной толщины, в к-рых
вектор 
непрерывно
меняет своё направление от ориентации, отвечающей вектору 
в одном домене, до ориентации, отвечающей направлению
его соседа. На образование этих стенок затрачивается положит. энергия, но её
величина по всему образцу меньше энергии поля 
,
к-рая возникла бы в отсутствие доменов. При нек-рых критически малых размерах
ферромагн. образцов возникновение в них неск. доменов может стать энергетически
невыгодным, тогда частицы остаются при Т<ТC однородно намагниченными
(см. Однодоменные частицы ).Этим объясняются особые свойства тонких ферромагн.
порошков и изделий из них (см. Магнитно-твёрдые материалы ).Среди них
получили довольно широкое распространение коллоидные растворы однодоменных ферромагн.
частиц, образующих магн. жидкости, имеющие перспективные области применения
в технике и медицине. Весьма специфич. характер носит ферромагн. доменная структура
в гонкой магнитной плёнке (см. также Цилиндрические магнитные домены). Кривые намагничивания и петли гистерезиса в ферромагнетиках, т. е. все процессы
перемагничивания, определяются, в первую очередь, изменениями доменной структуры
во внеш. магн. поле H, т. е. путём изменения объёма доменов с
разл. ориентацией векторов
в них за счёт смещения границ доменов (см. Доменной стенки динамика, Доменопродвигаюшая
структура). Кроме того, играет роль и вращение векторов 
в направлении внеш. поля. В размагниченном состоянии (с точностью до объёма,
занятого доменными стенками) имеем
, где суммирование идёт по всем i-м
доменам; ui - объём i-го домена; qi-угол
между вектором 
в i-м домене и любой фиксир. осью в образце, напр. совпадающей с ориентацией
намагничивающего поля. При включении поля вдоль этой оси в направлении поля
появляется отличная от нуля намагниченность:
Первое слагаемое в (11) обусловлено
ростом объёмов доменов, 
в к-рых направлены относительно Н энергетически более выгодно,
за счёт объёмов доменов, намагниченных менее выгодно; всё это осуществляется
путём процессов смещения доменных стенок. Второе слагаемое в (11) обусловлено
процессами вращения векторов 
.
Уд. магн. восприимчивость ферромагнетиков, т. о., приближённо равна сумме
Анализ реальных кривых показывает, что в слабых полях
а в более сильных (после крутого подъёма кривой)
При размагничивании ферромагнетика из состояния магн. насыщения происходит восстановление
доменной структуры путём возникновения з а р о д ы ш е й п е р е м а г н и ч
и-в а н и я - областей с обратной (по отношению к первоначальной) намагниченностью.
В. Дёрингом (W. Doring) в 1939 была разработана достаточно строгая и общая теория
роста таких зародышей, к-рая хорошо подтверждена экспериментально [9, 4].
Из-за структурной чувствительности доменной
структуры и процессов намагничивания и перемагничивания количеств. теория кривых
намагничивания и петель гистерезиса ферромагнетиков находится в нач. стадии
развития. Лишь в случае расчёта кривых намагничивания идеальных монокристаллов
определ. формы в области, где
[1 ], можно развить строгую количеств. теорию для образцов простой формы (напр.,
эллипсоидов), допускающей однородность намагниченности при их структурной и
хим. однородности. Теория кривых намагничивания и петель гистерезиса имеет важное
значение для разработки новых и улучшения существующих магнитных материалов, играющих весьма важную и всё возрастающую роль в совр. технике (напр., в
магн. дефектоскопии и структурном анализе, а также при конструировании элементов
памяти ЭВМ, ускорительных секций, накопительных колец и т. п.).
С. В. Вонсовский.
Вещество и поле не есть что-то отдельное от эфира, также как и человеческое тело не есть что-то отдельное от атомов и молекул его составляющих. Оно и есть эти атомы и молекулы, собранные в определенном порядке. Также и вещество не есть что-то отдельное от элементарных частиц, а оно состоит из них как базовой материи. Также и элементарные частицы состоят из частиц эфира как базовой материи нижнего уровня. Таким образом, всё, что есть во вселенной - это есть эфир. Эфира 100%. Из него состоят элементарные частицы, а из них всё остальное. Подробнее читайте в FAQ по эфирной физике.
|
|
 |
