Ферримагнетизм - магнитоупорядоченное состояние вещества, сочетающее свойства ферромагнетизма и антиферромагнетизма; в более общем смысле - совокупность физ. свойств вещества в этом состоянии.
Магн. структура в состоянии Ф. определяется взаимной ориентацией векторов намагниченности
Мi магнитных подрешё-ток. Самопроизвольная намагниченность
М в отсутствие внеш.
магн. поля определяется векторной суммой SMi ; в общем случае
в состоянии Ф.
Вещества, в к-рых при темп-pax ниже Кюри точки ТC устанавливается
ферри-магн. упорядочение, называют ферримагнетиками (ФМ) (критич. температуру
называют иногда Нееля точкой TN). К ним относятся кристаллич.
вещества - ферриты ,интер-металлич. соединения редкоземельных и переходных
металлов, аморфные магнетики того же состава. Простейшая модель ферримагн.
упорядочения показана на рис. 1.
Рис. 1. Схематическое
изображение ферримагнитного упорядочения
линейной цепочки магнитных ионов различных
сортов с магнитными моментами Ni-
число ионов данного сорта в единице объёма;
-величины намагниченностей подрешёток; суммарная намагниченность M=M1+M2,
.
Термин "Ф."
предложен Л. Неелем (L. Neel) в 1948 при изучении магн. свойств широкого класса
магн. окислов - ферритов-шпинелей; им же была разработана феноменоло-гич. теория
Ф.
Разл. магн. подрешётки,
образующие ФМ, содержат ионы одного и того же элемента с разл. валентностью,
ионы разл. металлов или одинаковые ионы с разл. кристалло-графич. окружением.
Атомные магн. моменты ФМ создаются электронами незаполненных d- или f-электронных
оболочек ионов переходных металлов, входящих в состав ФМ. Между магн. ионами
существуют обменные взаимодействия (ОВ) (см. Обменное взаимодействие в
м а г н ет и з м е), к-рые, наряду с магнитной анизотропией, определяют
магнитную атомную структуру ФМ и обычно носят косвенный характер, при
к-ром отсутствует прямое перекрытие волновых функций (см. Косвенное обменное
взаимодействие, РККИ-обменное взаимодействие). В ферритах наиб. сильным
является ОВ между ионами разл. подрешёток, стремящееся установить магн. моменты
подрешёток антипараллельно друг другу.
При высоких темп-pax T>>TC
когда энергия теплового движения много больше обменной энергии, вещество является
парамагнетиком .Температурная зависимость обратной магн. восприимчивости
ФМ не подчиняется линейному Кюри-Вейса закону, а носит нелинейный (гиперболический)
характер (рис. 2). При высоких температурах T>>TC
она близка к зависимости для антиферромагнетика ,а при
-для ферромагнетика .При Т= ТC обменная энергия становится
равной тепловой и в веществе возникает Ф. В большинстве случаев такой переход
является магнитным фазовым переходом 2-го рода и сопровождается характерными
аномалиями физ. свойств.
Рис. 2. Температурная
зависимость обратной магнитной восприимчивости
(1) и асимптоты (2)
двухподрешёгочного
ферримагнетика, по Неелю: TN - точка Нееля; ТА - асимптотическая точка Кюри.
Магнитная структура
ферримагнетиков. Вид магн. упорядочения характеризуется магн. атомной структурой,
симметрия к-рой описывается точечными и пространств. группами магнитной симметрии, элементарная магн. ячейка может совпадать с кристаллографической или иметь
больший (кратный)
период. Наряду с коллинеарными (рис. 1) в ФМ существует большое кол-во сложных
неколлинеар-ных и некомпланарных магн. структур. Напр., т р е у г о л ь н ы
е структуры (рис. 3) возникают из-за конкуренции внутри- и межподрешёточных
ОВ, тогда как з о н т и чн ы е структуры в ферритах-гранатах (рис. 4) возникают
благодаря наличию сильной одноионной анизотропии, обусловленной совместным действием
спин-орбитального взаимодействия и взаимодействия магн. моментов редкоземельных
(РЗМ) ионов с внутрикристаллическим полем.
Рис. 3. Схематическое
изображение треугольной магнитной структуры одной из подрешёток.
В аморфных ФМ состава R1-xTx,
где R - Gd, Tb, Dy и др. РЗМ-ионы,
а Т - Fe, Co, Ni и др. ионы переходных металлов,
магн. ионы занимают случайно размещённые в пространстве позиции с разл. кристаллографич.
окружением. Обычно
магн. моменты d-ионов упорядочиваются (почти) параллельно
друг другу благодаря сильному ОВ, а магн. моменты f-ионов (кроме Gd)
заполняют нек-рый конус, результирующая
намагниченность к-рого ориентирована антипараллельно
намагниченности d-ионов (см. Сперимагнетизм). Хотя понятие подрешёток оказывается в данном случае неприменимым, свойства
таких магнетиков во многом аналогичны свойствам двухподрешёточ- ных коллинеарных
ФМ; имеющиеся отличия обусловлены
структурным беспорядком.
Рис. 4. Зонтичная структура
магнитных моментов редкоземельных ионов в ферритах-гранатах. Показаны
кристаллографические направления, но- мера в скобках обозначают неэквивалентные
кристаллографические позиции.
Прямыми методами определения
магн. структуры ФМ является дифракция нейтронов (см. Магнитная нейтронография), а также взаимодействие синхротронного излучения с магн. веществом.
Феноменологическая теория
ферримагнетизма. Простейшее описание Ф. даёт теория молекулярного поля, обобщённая на произвольное число магн. подрешёток (т е о р и я Н е е л я).
Для изотропного ФМ с двумя неэквивалентными подрешётками 1 и 2 суммарную намагниченность
(на грамм-ион) можно записать в виде
где M1,
M2 - намагниченности подрешёток (на грамм-ион); х1,
х2 - относит. концентрации ионов в под-решётках (x1+x2
= 1).
Молекулярные поля, действующие
на ионы, равны соответственно
где
-положительные постоянные, связанные с обменными интегралами внутри- и межподрешёточных
ОВ. Закон Кюри - Вейса для намагниченностей подрешёток
во внеш. поле Н записывается в виде (С, Т - константа Кюри
и темп-pa соответственно)
В области температур, больших
Тс, обратная магн. восприимчивость подчиняется закону
(рис, 2), где постоянные
c0-1, s, T1 а также парамагн.
точка Кюри ТC определяются из решения системы ур-ний (1) -
(3). В точке Кюри
При TC>0 в области температур Т<ТС возникает
Ф., при TC<0 вещество остаётся парамагнитным вплоть
до T=0 К. Асимптотика гиперболы определяется ур-нием
Асимптотич. точка Кюри
ФМ на рис. 2 TA=-Cc0 Необходимыми условиями
возникновения Ф. в рамках теории Нееля являются условия e=-1, ab>1
Ниже ТC температурная
зависимость суммарной намагниченности (1) определяется из решения системы самосогласованных
ур-ний для намагниченностей подрешёток Мi, определяемых
через функции Бриллюэна с эфф. полями (2).
Рис. 5. Основные типы
температурной зависимости спонтанной
результирующей намагниченности Ms и обратной
магнитной восприимчивости c-1(Т)в двухподрешёточных
ферримагнетиках.
Различия в температурных
зависимостях Мi, обусловленные наличием
внутриподрешёточных ОВ, приводят к разл. видам температурной зависимости результирующей
намагниченности (рис. 5). На кривых типа V и N существует т о
ч к а м а г н и т н о й к о м п е н с а ц и и Tк, по
достижении к-рой намагниченности подрешёток точно компенсируются и результирующая
намагниченность равна нулю.
Общее феноменологич. описание
Ф. даёт теория фазовых переходов, основанная на разложении термодинамического
потенциала системы по степеням параметра порядка (в случае Ф.- по компонентам
векторов намагниченностей подрешёток Мi). В рамках этой
теории удобно также исследовать ориентационные фазовые переходы в ФМ.
Специфическим свойством
для Ф. является поведение ФМ в сильных магн. полях, сравнимых по величине с
эфф. полем межподрешёточного ОВ. Простейшая коллинеарная магн. структура (рис.
1) в нек-рых интервалах магн. полей и температур может стать неколлинеарной вследствие
конкуренции отрицательного ОВ между магн. подрешётками и взаимодействия магн.
моментов с внеш. полем Н (С. В. Тябликов, 1957). В малых полях
где l-константа ОВ между под-решётками, сохраняется нач. состояние ФМ, в сильных
полях вещество
находится в индуцированной полем ферромагн. фазе,
а в промежуточных полях
возникает неколлине-арная (у г л о в а я) фаза, в к-рой магн. моменты подрешёток
составляют разл. углы с направлением поля Н. (Кривая намагничивания
изотропного двухподрешёточно-го ФМ изображена на рис. 2 к ст. Ферримагнитный
резонанс.)В угловой фазе магн. восприимчивость не зависит от величины поля
и равна 1/l Подобное поведение восприимчивости характерно и для антиферромагнетизма.
Наличие вырождения по ориентации
магн. моментов относительно внеш. поля в угл. фазе приводит к возможности возникновения
доменной структуры в сильных магн. полях (двойникование, тройникование и т.
д.); подобные явления наблюдаются также и в сегнетоэлектриках.
Магн. анизотропия существенно
изменяет процессы перестройки магн. структуры ФМ и определяет т. н. с п и н-п
е р е о р и е н т а ц и о н н ы е ф а з о в ы е п е р е х о-д ы; её влияние
особенно важно вблизи точки компенсации Тк. Магн. фазовая
диаграмма двухподрешёточного ФМ с магн. анизотропией 2-го порядка при наложении
поля вдоль оси лёгкого намагничивания изображена на рис. 6.
Рис. 6. Магнитная фазовая
диаграмма двухподрешёточного
ферримагнетика (на примере ферритов-гранатов)
при учёте магнитной анизотропии 2-го порядка.
Магнитное поле приложено вдоль оси лёгкого намагничивания. Схематически показаны
магнитные фазы.
Сплошные линии - линии фазовых
переходов (ФП) 2-го рода, тонкая линия-линия
ФП 1-го рода, штрих-пунктирные линии-линии
потери устойчивости метастабильных фаз.
(Для случая, когда поле
приложено вдоль оси трудного намагничивания, см. рис. 3 к ст. Магнитный фазовый
переход.) Вдали от Тк в слабых полях ФМ ведёт себя
подобно ферромагнетику, а вблизи Тк - подобно антиферромагнетику,
что приводит к возникновению магн. фазового перехода 1-го рода в угл. фазу.
Наличие анизотропии более высоких порядков приводит к ещё более сложному характеру
переориентации. На рис. 7 показаны магн. фазовые
Рис. 7. Магнитная фазовая
диаграмма кубических ферримагнетиков для различных ориентации внешнего поля:
а) H || [100] Сплошные линии- линии ФП 2-ю рода; штрих-пунктирная
линия -линия ФП 1-го рода между угловыми фазами, О - критическая точка;
б) H || [111]
Все линии на диаграмме
- линии ФП 1-го рода.
диаграммы ферритов-гранатов
при учёте магн. анизотропии
2-го и 4-го порядков с константами K1,
K2 в случае K1 <0 для ориентации
поля вдоль кристаллич.
осей [100] и [111]. В первом случае на диаграмме существует
трикритическая точка типа наблюдаемой на
диаграмме пар-жидкость, а во втором - все фазовые переходы
являются переходами 1-го рода. Свойства ФМ, в к-рых энергия магн. анизотропии
порядка энергии межподрешёточного ОВ, значительно отличаются от свойств слабоанизотропных
ФМ. Переход в индуцированное полем ферромагн. состояние происходит путём одного
или неск. фазовых переходов 1-го рода (рис. 8).
Рис. 8. Кривые намагничивания
феррита-граната Y2,75Hоo,25Fe5O12
(сплошные линии); Y3Fe5O12 (пунктир)
при T=4,2 К для различных направлений внешнего поля: а) H || [111], б) H || [110], в) H || [100].
Вблизи Тк
наблюдается целый ряд аномалий физ. свойств ФМ: значит. рост коэрцитивной
силы, температур-ный гистерезис намагниченности, аномалии магнитострик-ции и
магнитокалорич. эффекта (рис. 9) и увеличение раз-меров доменов. Константы Верде,
Холла и др. подобные характеристики в Тк не обращаются в нуль,
а обнаружива-юг достаточно сложную зависимость от температуры и поля что
связано с различием соответствующих вкладов, вносимых подрешётками, в силу их
разл. кристаллохим. природы.
Рис. 9. Аномалии физических
свойств ферримагнетиков
вблизи точки магнитной компенсации: а- температурный
гистерезис намагниченности sr соединения
ErFe2; б-магнитокалорический эффект в феррите-гранате
Gd3F5O12; в-продольная магнитострикция
феррита-граната Gd3F5O12.
Элементы микроскопической
теории ферромагнетизма.
При низких темп-pax классич.
теория Ф. становится неприменимой и свойства ФМ описываются квантовой теорией.
Для изотропного двухподрешёточного ФМ с подрешётками 1 и 2 гамильтониан может
быть записан в виде
где суммирование проводится
по всем магн. ионам i и j;
-спиновые операторы; символ <...> - означает суммирование по ближайшим
соседям; -обменные
интегралы. Простейшему приближению на основе гамильтониана (5) в случае низких
температур соответствует теория спиновых волн.
В рамках полуклассич. описания
спиновым волнам соответствует прецессия магн. моментов mik,
ионов, находящихся в узлах кристаллич. решётки ri, с частотой
w и волновым вектором k по закону
где mi0-ориентация
магн. моментов в осн. состоянии (при Т=0 К). Определение энергии
осн. состояния и закона дисперсии (спектра) спиновых волн, т. е. зависимости
w(k), позволяет с помощью методов статистич. физики определить
термодинамич. и кинетич. свойства ФМ. Зависимость w(k) можно найти
из решения линеаризованных ур-ний (см. Ферримагнитный резонанс). Общее число ветвей спиновых волн, т. е. разл. типов колебаний, в неогранич.
образце равно числу подрешёток п. Для всех ФМ существует одна низкочастотная
(акустич.) ветвь, когда векторы намагниченностей ионов движутся согласованно,
сохраняя антипараллельную ориентацию, и (n- 1) высокочастотных (оптических,
или обменных) ветвей, где антипараллельная ориентация намагниченностей подрешё-ток
нарушается.
В квантовой теории спиновые
волны представляют собой одночастичные возбуждения (квазичастицы) над осн. состоянием
- магноны. Спиновые операторы могут быть представлены с помощью операторов вторичного
квантования (обычно бозе-операторов). В наинизшем (квадратичном) порядке после
диагонализации с помощью ка-нонич. преобразования (Тябликов, 1948) гамильтониан
принимает вид
где -энергия
осн. состояния, включающая в себя энергию нулевых колебаний;
-энергия магнона сорта s (соответствующего s-й ветви спектра) с квазиимпульсом
k; ns-число магнонов в данном состоянии. Энергия
определяет в первом приближении собственные частоты нормальных типов связанных
колебаний намагниченно-стей подрешёток. В случае изотропного двухподрешёточ-ного
ФМ со спинами подрешёгок
(для простоты
где z - число ближайших
соседей; суммирование проводится по первой координац. сфере. Вырождение спектра,
характерное для антиферромагн. магнонов (a = 0), отсутствует. В длинноволновом
приближении (ka<<1 , где а - постоянная решётки)
Для низкочастотной ветви
имеется область, зависящая от a (т. е. по существу от отношения намагниченностей
под-решёток), в к-ром ниж. ветвь квадратична по k, как в ферромагнетиках;
при дальнейшем росте k она становится линейной, как в антиферромагнетиках.
Взаимодействие электромагнитного
излучения с ферри-магнетиками. Взаимодействие эл--магн. излучения с ФМ имеет
особенности, характерные для магнитоупорядочен-ных веществ, и явл. одним из
наиболее широко применяемых инструментов изучения Ф. Увеличение в 10-103
раз частоты и сигнала ядерного магн. резонанса (ЯМР) связано с увеличением продольной
статич. и поперечной ди-намич. составляющих локального поля, действующего на
ядерные спины. Измерения частот ЯМР используются для прецизионного определения
температурных зависимостей намагниченности подрешёток ФМ. Частоты ЯМР могут
различаться не только для разл. ядер, но и для одинаковых ядер с разл. кристаллографич.
окружением; методика ЯМР служит одним из косвенных методов определения магн.
атомной структуры ФМ.
Ядерный гамма-резонанс
(эффект Мёссбауэра) позволяет определить параметры кристаллич. поля, исследовать
косвенное обменное взаимодействие. В РЧ-диапазоне наблюдается ферримагн. резонанс.
Многие ФМ являются магнитными диэлектриками или магнитными полупроводниками (напр., ферриты) и прозрачны в видимой области спектра. В нек-рых ферритах-гранатах наблюдаются значит. магнитооптич. эффекты (напр., эффект Фарадея), они также обладают наименьшей диссипацией, при наложении неоднородного статич. поля в них удаётся возбудить бегущие спиновые волны с Многие работы по эксперим. изучению движения доменных стенок, вертикальных блоховских линий и цилиндрич. магн. доменов проводятся на образцах ферритов-гранатов. ФМ широко применяются как магнитные материалы (см. также Ферриты).
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.