Электроника Физика Электротехника Полупроводниковые материалы Теория конструктивных материалов Курс черчения Контольная работа

Конспект курса лекций по физике. Магнитное поле

ПРИРОДА ФЕРРОМАГНЕТИЗМА.

 Описательная (феноменологическая) теория ферромагнетизма была разработана П.Вейссом в 1900 - 1911 гг. Позднее Я.И. Френкелем и В.Гейзенбергом была создана последовательная количественная квантово - механическая теория.

 Согласно представлениям Вейсса, ферромагнетики при температурах ниже точки Кюри обладают спонтанной намагниченностью независимо от наличия внешнего намагничивающего поля. Предположение о спонтанном намагничивании, однако, находится в противоречии с фактом отсутствия намагниченности ферромагнитных тел при температурах ниже точки Кюри. Для устранения этого кажущегося противоречия Вейсс предложил гипотезу, согласно которой ферромагнетик ниже точки Кюри разбивается на большое число малых областей - домéнов, самопроизвольно намагниченных до насыщения. При отсутствии внешнего магнитного поля магнитные моменты отдельных доменов ориентированы хаотично или так, что в итоге компенсируют друг друга, (такая структура формируется самопроизвольно в процессе свободной, без магнитного поля, кристаллизации и последующего охлаждения и вполне соответствует фундаментальному физическому прин­ципу минимизации свободной энергии системы). Поэтому результирующий магнитный момент макроскопического объема получается равным нулю и ферромагнетик не намагничен (рис. 25.9 а,б).

 Внешнее магнитное поле ориентирует по полю магнитные моменты не отдельных атомов, а целых областей спонтанной намагниченности.

 

 Рис. 25.9. Домéнная структура ненамагниченного ферромагнетика.

Поэтому с ростом Н намагниченность J и магнитная индукция В уже в сравнительно слабых полях растут очень быстро. Этим объясняется также увеличение m ферромагнетиков до максимальных значений в слабых полях (рис. 25.6,25.7,25.8).

 При ослаблении внешнего магнитного поля до нуля ферромагнетики сохраняют некоторое остаточное намагничение, так как тепловое движение не в состоянии быстро дезориентировать магнитные моменты столь крупных образований, какими являются домены. Поэтому и наблюдается явление магнитного гистерезиса (рис.25.8). Явление остаточного намагничения можно значительно усилить, если, например, производить быстрое охлаждение предварительно нагретого и намагниченного образца. Так производят постоянные магниты.

 Эксперименты показали, что зависимость В от Н не является такой плавной, как показано на рис.25.6, а имеет ступенчатый вид, как на рис.25.10. Такой вид функции B=f(H) свидетельствует о скачкообразном характере переориентации магнитных моментов доменов по мере нарастания внешнего ориентирующего поля. Скачкообразный характер изменения интенсивности намагничивания в области слабых полей носит название эффекта Баркгаузена (при намагничивании четко слышен треск и щелчки).

Рис.25.10. Эффект Баркгаузена.

 

Для того, чтобы ферромагнетик размагнитить, необходимо его поместить в магнитное поле противоположного направления напряженностью Нс, “приложить коэрцитивную силу”; размагничиванию (и потере свойств постоянного магнита) способствуют также вибрация, удары и нагревание.

 Нагревание ферромагнетиков до температуры выше точки Кюри приводит к разрушению доменной структуры, коллективное взаимодействие групп атомов сменяется индивидуальным реагированием отдельных атомов (с большим магнитным моментом у каждого) на изменение внешнего поля. Такое поведение соответствует парамагнитным свойствам материала и низкому уровню намагниченности.

  В 1931 году советские физики Акулов и Дехтяр а также независимо американский физик Биттер предложили метод порошковых фигур (фигуры “Биттера-Акулова”) для наблюдения доменной структуры ферромагнетиков. Тонко измельченный ферромагнитный порошок вводится в состав суспензии, наносимой на полированную поверхность ферромагнитного образца. После встряхивания под микроскопом наблюдается картина типа рис. 25.9,б  (без стрелок, конечно) с характерными размерами областей ~ 10-4 ¸ 10-2 см, что соответствует минимальному числу атомов в домене ~ 106 ¸ 109 штук.

 Сложный, с участками положительной и отрицательной кривизны, характер зависимости В = f(H) может быть объяснен с позиции доменного строения вещества следующим образом.

Воспользуемся  упрощенной моделью строения ферромагнетика (рис.25.11, а - г). В исходном состоянии (Н = 0) магнитные моменты доменов образуют замкнутую магнитную силовую линию, не выходящую за пределы образца. Такая конфигурация (рис.25.11,а) с одной стороны удовлетворяет требованию минимума потенциальной энергии системы, с другой - позволяет материалу не являться постоянным магнитом и не проявлять магнитных свойств, не притягивать другие ферромагнитные тела.

 

Рис. 25.11. Изменение доменной структуры ферромагнетика по мере

нарастания напряженности внешнего намагничивающего поля.

  Появление внешнего магнитного поля и его нарастание по величине при неизменном направлении изменяет вид доменной структуры материала (рис.25.11,б,в,г). Вначале наблюдается рост одного или нескольких доменов (рис.25.11,б), магнитные моменты которых были исходно удачно ориентированы относительно внешнего поля (за счет “менее удачливых” соседей). Движению междоменных границ при этом противодействуют различные несовершенства и дефекты кристаллического строения материала; на графике рис.25.6 этой стадии намагничивания соответствует криволинейная область 1, увеличенное изображение которой приведено в выделенном круге. Переориентировка наименее удачно ориентированных доменов происходит скачкообразно, что и соответствует эффекту Баркгаузена (отсюда и шум при намагничивании).

 В области 2 весь материал уже является одним большим доменом, ориентированным близко к направлению Н (рис.25.11,в). В некоторый момент времени флуктуационно зарождается домен, магнитный момент которого по направлению точно совпадает с Н. Послойно быстро переориентируется весь объем (линейный участок характеристики рис. 25.6). В области 3 наблюдается парапроцесс - подавление магнитным полем тепловых колебаний магнитных моментов отдельных атомов (рис.25.11,г). Наконец, на стадии 4 весь прирост намагниченности однозначно определя­ется темпом роста величины Н - напряженности внешнего поля.

 Физическая природа явления ферромагнетизма была выяснена после установления основных квантовомеханических представлений об электронном строении и свойствах атомов. В настоящее время установлено, что ферромагнетизмом обладают вещества, в состав которых входят атомы с недостроенной внутренней оболочкой и что магнитные свойства ферромагнетиков определяются спиновыми магнитными моментами электронов. Спиновая природа ферромагнетизма, обнаруженная гиромагнитными опытами (опыт Эйнштейна и де Гааза), позволил высказать предположение, что необходимым условием существования является наличие в атомах некомпенсированных спиновых моментов электронов. Например, у атомов железа на частично заполненной 3d-оболочке имеется 6 электронов из возможных десяти, причем 5 из них имеют спин одного знака. В результате 4 спиновых момента некомпенсированы, они суммируются, создавая весьма значительный собственный магнитный момент у каждого атома. Подобная ситуация у кобальта - 3 некомпенсированных спина, у никеля - 2.

 Возможность ферромагнетизма выявлена у веществ, подчиняющихся правилу: отношение параметра кристаллической решетки к диаметру электронной орбиты, на которой находятся электроны с некомпенсированным спином должно составлять

 a/2r > 1,5. (25.29)

Здесь  а - параметр решетки,

 r - радиус орбиты электрона.

 При кристаллизации и охлаждении ферромагнетика ниже температуры Кюри энергия дезориентирующего теплового  движения оказывается недостаточной, чтобы противостоять упорядочивающему спиновому  межатомному взаимодействию. По представлениям квантовой механики решающую роль в создании спонтанного намагничивания отводится силам обменного взаимодействия. Когда атомы ферромагнетика образуют конденсированный объем кристаллического или аморфного строения, их валентные электроны обобществляются, а волновые функции электронов недостроенных оболочек перекрываются, увеличивая энергию обменного взаимодействия.

 Наличие обменного взаимодействия приводит к изменению  энергии системы, причем энергия электронного взаимодействия оказывается различной при параллельной и антипараллельной ориентации спинов. В обменной модели количественно задача сводится к вычислению так называемого обменного интеграла, значение которого оказывается зависящим от параметра (ф. 25.29).

 Ферромагнитному состоянию соответствует параллельная ориентация спинов. Существуют вещества, в которых обменные силы создают антипараллельную ориентацию спиновых моментов электронов. Их существование теоретически было предсказано Л.Д.Ландау. Антиферромагнетиками являются марганец и некото­рые его соединения (например, MnO, MnF2), некоторые соединения железа - FeO (но не Fe3O4), FeCl2 , соединения других элементов. Если в антиферромагнитную структуру входят два металла с разными спиновыми моментами, то их моменты будут компенсироваться лишь частично, и такое вещество будет вести себя подобно ферромагнетику. Это явление называется ферримагнетизмом, а обладающие им вещества - ферримагнетиками или ферритами. Магнитную структуру ферромагнетиков, антиферромагнетиков и ферримагнетиков наглядно поясняет рис.25.12,а,б и в.

 

Рис. 25.12. Ориентация спиновых магнитных моментов электронов в соседних узлах кристаллической решетки ферромагнетика (а), антиферромагнетика (б) и феррита (в).

 Ферриты широко применяются в высокочастотных устройствах и контурах, где применение ферромагнетиков ограничено из-за их металлической природы: их низкое сопротивление приводит к появлению значительных вихревых поверхностных токов, “не пропускающих” магнитное поле вовнутрь объема; велики и тепловые потери на перемагничивание. Ферриты же обладают в ~ 109 раз большим удельным сопротивлением и указанными недостатками не страдают, поэтому применяются для изготовления ферритовых антенн, постоянных магнитов, сердечников трансформаторов радиочастотных контуров, элементов оперативной памяти в вычислительной технике. Особенно незаменимы они для нанесения покрытий на магнитные носители информации: пленки для видео- и аудио- магнитофонов, дискеты для компьютеров и т.п.

 Следует также отметить тенденцию вытеснения обычных моно- и поликристаллических ферромагнетиков изделиями из аморфных ферромагнетиков. В аморфных материалах отсутствуют границы зерен, оказывающие значительное сопротивление движению междоменных границ. Аморфные материалы получают обычно в виде тонких лент или дисперсных порошков, из которых потом прессуют и спекают из­делия типа сердечников трансформаторов, или наматывают их из лент аморфного строения.

Классификация колебательных систем. В соответствии, с изложенным выше все колебательные системы можно делить на линейные, параметрические и нелинейные. Линейные цели описываются линейными дифференциальными уравнениями с постоянными коэффициентами. Для линейных систем выполняется принцип суперпозиции, т.е. отклик системы на сложное воздействие, равняется сумме откликов на каждое воздействие в отдельности. В линейных инвариантных цепях происходит лишь деформация спектра, т.е. спектральные составляющие входного сигнала изменяют лишь свою амплитуду и новых спектральных составляющих не возникает.

На главный сайта: Курс физики