SHPORA.net :: PDA

[ Back ]

В этой главе будет обсуждаться влияние наноструктуры на различные характеристики ферромагнетиков, а именно, влияние на них размеров нанозерен, составляющих объемные магнитные материалы. Будет рассмотрен вопрос конструирования свойств магнитных материалов, использующихся в разных областях деятельности, посредством изменения размеров зерна. Для лучшего понимания роли наноструктуры в ферромагнетизме далее будет представлен краткий обзор свойств ферромагнетиков. В Главе 4 было показано, что некоторые атомы, имеющие не до конца заполненные электронные оболочки, обладают собственным магнитным моментом и, в сущности, ведут себя как маленькие постоянные магниты. Степень намагниченности макроскопического тела определяется величиной суммарного магнитного момента, являющегося векторной сумой атомарных магнитных моментов. Атомы различных переходных подгрупп периодической таблицы Менделеева могут обладать собственным магнитным моментом, поскольку содержат не полностью заполненные внутренние электронные оболочки, на которых присутствуют электроны с неспаренным спином. В атоме железа вокруг ядра движутся 26 электронов. Восемнадцать из них заполняют внутренние оболочки так же, как в атоме аргона. На d уровне с п = 3 присутствуют только 6 из возможных 10 электронов, так что он не заполнен, и на нем остается 4 свободных места. Эта незаполненность электронной d-оболочки приводит к наличию у атома железа большого магнитного момента.
При образовании кристалла из атомов, обладающих магнитными моментами, например, железа, может реализоваться один из нескольких различных способов расположения магнитных моментов отдельных атомов по отношению друг к другу. На рис. 1.1 показаны некоторые возможные типы упорядочения в двумерном случае. Острие стрелки обозначает северный полюс крошечного магнита, связанного с атомом. Если магнитные моменты ориентированы случайно, как показано на рис. 1.1а, полный магнитный момент кристалла равен нулю, и такое состояние называется парамагнитным. При приложении постоянного магнитного поля к такому кристаллу происходит некоторое упорядочивание магнитных моментов с преимущественной их ориентацией по полю, что создает в кристалле небольшой суммарный магнитный момент. В ферромагнитном кристалле в пределах некоторого объема все атомные моменты ориентированы одинаково даже в отсутствие внешнего магнитного поля, как показано на рис. 1.1б, так что кристалл как целое обладает магнитным моментом и ведет себя как стержневой магнит, создавая вокруг себя постоянное магнитное поле. Если кристалл со¬стоит из двух типов атомов с разной величиной магнитного момента, может возникнуть состояние, называемое ферримагнитным, что показано на рис. 1.1в, где длина стрелки соответствует величине момента атома. Такие кристаллы также ведут себя как постоянные магниты. В антиферромагнетике соседние моменты ориентированы антипараллельно, как показано на рис. 1.1г, и такой материал не обладает магнитным моментом. В данной главе будет рассматриваться преимущественно ферромагнитное упорядочение.

Рис. 1.1. Схемы различных типов упорядочивания магнитных моментов отдельных атомов, составляющих (а) парамагнетик, (б) ферромагнетик, (в) ферримагнетик и (г) антиферромагнетик.
Теперь рассмотрим причины того, что в некоторых материалах моменты отдельных атомов упорядочиваются, а в некоторых — нет. Когда постоянный магнит помещают в постоянное магнитное поле, магнитный момент стремится занять положение по направлению поля. В кристалле каждый атом, обладающий магнитным моментом, создает вокруг себя магнитное поле. Если магнитный момент достаточно велик, создаваемое им постоянное магнитное поле может вынудить магнитные моменты ближайших соседей сориентироваться так же, как и он сам. Это может произойти в том случае, если энергия взаимодействия больше, чем энергия kвТ тепловых колебаний атомов решетки. Взаимодействие между магнитными моментами атомов может быть двух типов: обменное и дипольное. Обменное вза¬имодействие является чисто квантовым эффектом и обычно сильнее, чем ди¬польное.
В случае малых частиц, обладающих магнитным моментом (таких, например, как электроны), наложение магнитного поля приводит к тому, что проекция вектора спина на направление магнитного поля может принимать лишь два значения: ±1/2 μB, где μB – единичный магнитный момент, называемый магнетоном Бора. Волновая функция состояния +1/2 μB обозначается α, состояния –1/2 μB - β. Числа ±1/2 называются спиновыми квантовыми числами ms. Для двухэлектронной системы невозможно указать, какой электрон в каком состоянии находится. Принцип запрета Паули запрещает двум электронам, находящимся на одном энергетическом уровне, иметь одинаковые спиновые квантовые числа ms. В квантовой механике это учитывается посредством введение требования антисимметричности волновой функции, то есть, если поменять два электрона местами, их волновая функция меняет знак. Волновая функция, удовлетворяющая этому условию, выглядит так:
Энергия их электростатического взаимодействия в этом случае дается интегралом:



Раскрывая скобки, получаем:





Первый член соответствует обычному кулоновскому взаимодействию двух заряженных частиц. Второй член, называемый обменным взаимодействием, описывает разницу кулоновской энергии между случаями параллельных и антипараллельных спинов. Можно показать, что при некоторых допущениях обменное взаимодействие можно записать в гораздо более простой форме, а именно, как JS1S2, где J называют обменным интегралом или константой обменного взаимодействия. Для ферромагнетиков J имеет отрицательный знак, для антиферромагнетиков — положительный. Из-за того, что обменное взаимодействие имеет место для перекрывающихся орбиталей, это — преимущественно взаимодействие между ближайшими соседями, причем обычно такое взаимодействие доминирует. Другое взаимодействие, имеющее место в решетке магнитных ионов, называется диполь-дипольным и записывается в виде




где r — пространственный вектор между магнитными моментами μ1 и μ2, а r — модуль этого вектора.
Намагниченность М объемного образца определяется как полный магнитный момент единицы объема. Она является векторной суммой магнитных моментов всех атомов, деленной на объем образца. При охлаждении от высоких температур намагниченность возрастает, особенно сильно при температуре Кюри Тс, когда материал становится ферромагнитным, и продолжает расти при дальнейшем уменьшении температуры и ниже точки Кюри. Эмпирическая зависимость намагниченности от температуры при температурах существенно ниже точки Кюри выглядит так:



Рис. 1.2. (а) — Некоторые примеры доменной структуры ферромагнетиков, (б) - Ее изменения путем вращения или роста доменов под действием магнитного поля.
где М(0) — намагниченность при нуле Кельвин, а с — константа. Магнитная восприимчивость χ образца определяется как отношение намагниченности при определенной температуре к напряженности приложенного магнитного поля H, то есть χ — М / Н.
Обычно магнитный момент объемных ферромагнитных материалов ниже точки Кюри меньше, чем теоретический предел, рассчитываемый для случая, когда все атомные моменты направлены одинаково. Это объясняется образованием доменов. Доменами называются области, в которых все магнитные моменты атомов направлены одинаково, так что в пределах одного домена намагниченность достигает насыщения, то есть принимает максимально возможное значение. Однако у разных доменов в образце векторы намагниченности не параллельны друг другу. Таким образом, полная намагниченность всего образца меньше, чем при полном упорядочивании ориентации всех атомных магнитных моментов. Некоторые примеры доменной структуры показаны на рис. 1.2а. Такая структура появляется в образце благодаря уменьшению магнитной энергии образца при формировании доменов.
Наложение магнитного поля может увеличить магнитный момент образца. Это происходит двумя способами. В слабых внешних полях объем доменов, ориентированных вдоль поля, увеличивается за счет соседних доменов. В сильных полях имеет место другой механизм намагничивания образца, а именно поворот векторов намагниченности доменов в сторону направления внешнего поля. Оба эти процесса проиллюстрированы на рис. 1.2б. На рис. 1.3 приведена кривая намагничивания ферромагнитного материала, то есть зависимость полной намагниченности М образца от напряжённости приложенного внешнего постоянного магнитного поля H. В системе СИ и H, и М измеряются в амперах на метр, в системе СГС единицей М является электромагнитная единица на грамм, а единицей H – эрстед. При первоначальном повышении Н намагниченность М растет до достижения точки насыщения Ms. При уменьшении Н от точки насыщения М не уменьшается до тех же значений, которые были в процессе увеличения поля. Кривая при уменьшении поля лежит выше. Такое явление называется гистерезисом и происходит вследствие того, что домены, упорядоченные при возрастании поля, не возвращаются к первоначальному состоянию при понижении поля. Когда внешнее поле достигает нулевого значения, образец все еще сохраняет намагниченность, называемую остаточной намагниченностью Мr. Для обнуления этой намагниченности требуется приложить поле Нс в обратном направлении, как показано на рис. 1.3. Это поле, называемое коэрцитивным, вынуждает домены вернуться к первоначальному состоянию. Характер кривой намагничивания ферромагнетика важен при использовании магнитных материалов, так что исследования в этой области с целью создания материалов с разными формами кривой намагничивания продолжаются.