Akademik

        одно из магнитных состояний кристаллических, как правило, веществ, характеризуемое параллельной ориентацией магнитных моментов (См. Магнитный момент) атомных носителей магнетизма. Параллельная ориентация магнитных моментов (рис. 1) устанавливается при температурах Т ниже критической Θ (см. Кюри точка) и обусловлена положительным значением энергии межэлектронного обменного взаимодействия (См. Обменное взаимодействие) (см. Магнетизм). Ферромагнитная упорядоченность магнитных моментов в кристаллах (атомная магнитная структура – коллинеарная или неколлинеарная) непосредственно наблюдается и исследуется методами магнитной нейтронографии (См. Нейтронография). Вещества, в которых установился ферромагнитный порядок атомных магнитных моментов, называют ферромагнетиками (См. Ферромагнетики). Магнитная восприимчивость (ферромагнетиков положительна (χ > 0) и достигает значений 10⁴–10⁵ гс/э, их Намагниченность J (или индукция В = Н + 4πJ) растет с увеличением напряжённости магнитного поля Н нелинейно (рис. 2) и в полях 1–100 э достигает предельного значения Js – магнитного насыщения. Значение J зависит также от «магнитной предыстории» образца, это делает зависимость J от Н неоднозначной (наблюдается магнитный Гистерезис).

         Проявления Ф. в монокристаллах и поликристаллах могут существенно различаться. В ферромагнитных монокристаллах наблюдается Магнитная анизотропия (рис. 3) – различие магнитных свойств по разным кристаллографическим направлениям. В поликристаллах с хаотическим распределением ориентаций кристаллических зёрен анизотропия в среднем по образцу отсутствует, но при неоднородном распределении ориентаций она может наблюдаться (магнитная текстура).

         Магнитные и другие физические свойства ферромагнетиков обладают специфической зависимостью от температуры Т. Намагниченность насыщения Js имеет наибольшее значение при Т = 0 К и монотонно уменьшается до нуля при Т = Θ (рис. 4).

         Выше Θ ферромагнетик переходит в парамагнитное состояние (см. Парамагнетизм), а в некоторых случаях (редкоземельные металлы) – в антиферромагнитное. При Н = 0 этот переход, как правило, является фазовым переходом (См. Фазовый переход) 2-го рода. Температурный ход магнитной проницаемости (См. Магнитная проницаемость) μ (или восприимчивости χ) ферромагнетиков имеет явно выраженный максимум вблизи Θ. При Т > Θ восприимчивость (обычно следует Кюри – Вейса закону (См. Кюри - Вейса закон). При намагничивании ферромагнетиков изменяются их размеры и форма (см. Магнитострикция). Поэтому кривые намагничивания и петли гистерезиса зависят от внешних напряжений. Наблюдаются также аномалии в величине и температурной зависимости упругих постоянных, коэффициентов линейного и объёмного расширения. При адиабатическом намагничивании и размагничивании ферромагнетики изменяют свою температуру (см. Магнитное охлаждение). Специфические особенности немагнитных свойств ферромагнетиков наиболее ярко проявляются вблизи Т = Θ.

         Поскольку самопроизвольная намагниченность ферромагнетиков сохраняется до Т = Θ, а в типичных ферромагнетиках температура (может достигать Ферромагнетизм 10³ К, то kΘ ≈ 10^-13 эрг (k – Больцмана постоянная). Это означает, что энергия взаимодействия, которая ответственна за существование ферромагнитного порядка атомных магнитных моментов в кристалле, тоже должна быть порядка 10^-13эрг на каждую пару соседних магнитно-активных атомов. Такое значение энергии может быть обусловлено только электрическим взаимодействием между электронами, ибо энергия магнитного взаимодействия электронов двух соседних атомов ферромагнетика не превышает, как правило, 10^-16 эрг, и поэтому может обеспечить температуру Кюри лишь Ферромагнетизм 1 К (такие ферромагнетики с т. н. дипольным магнитным взаимодействием тоже существуют). В общем случае магнитные взаимодействия в ферромагнетиках определяют их магнитную анизотропию. Классическая физика не могла объяснить каким образом электрическое взаимодействие может привести к Ф. Только Квантовая механика позволила понять тесную внутреннюю связь между результирующим магнитным моментом системы электронов и их электростатическим взаимодействием, которое принято называть обменным взаимодействием.

         Необходимым условием Ф. является наличие постоянных (независящих от Н) магнитных (спиновых или орбитальных, или обоих вместе) моментов электронных оболочек атомов ферромагнетиков. Это выполняется в кристаллах, построенных из атомов переходных элементов (атомов с недостроенными внутренними электронными слоями). Различают 4 основных случая:

         1) металлические кристаллы (чистые металлы, сплавы и интерметаллические соединения) на основе переходных элементов с недостроенными d-cлоями (в первую очередь 3d-cлоем у элементов группы железа); 2) металлические кристаллы на основе переходных элементов с недостроенными f-cлоями (редкоземельные элементы с недостроенным 4f-cлоем); 3) неметаллические кристаллические соединения при наличии хотя бы одного компонента из переходных d- или f-элементов; 4) сильно разбавленные растворы атомов переходных d- или f-металлов в диамагнитной металлической матрице. Появление в этих четырёх случаях атомного магнитного порядка обусловлено обменным взаимодействием.

         В неметаллических веществах (случай 3) это взаимодействие чаще всего носит косвенный характер, при котором магнитный порядок электронов недостроенных d-или f-cлоев в ближайших соседних парамагнитных ионах устанавливается при активном участии электронов внешних замкнутых слоев магнитно-нейтральных ионов (например, O^2-, S^2-, Se^2- и т.п.), расположенных обычно между магнитно-активными ионами (см. Ферримагнетизм). Как правило, здесь возникает антиферромагнитный порядок, который приводит либо к компенсированному антиферромагнетизму, если в каждой элементарной ячейке кристалла суммарный магнитный момент всех ионов равен нулю, либо к ферримагнетизму – если этот суммарный момент не равен нулю. Возможны случаи, когда взаимодействие в неметаллических кристаллах носит ферромагнитный характер (все атомные магнитные моменты параллельны), например EuO, Eu₂SiO₄, CrBr₃ и др.

         Общим для кристаллов типа 1, 2, 4 является наличие в них системы коллективизированных электронов проводимости. Хотя в этих системах и существуют подмагничивающие обменные взаимодействия, но, как правило, магнитного порядка нет, а имеет место парамагнетизм паулевского типа, если он сам не подавлен более сильным Диамагнетизмом ионной решётки. Если всё же магнитный порядок возникает, то в случаях 1, 2 и 4 он различен по своему происхождению. Во втором случае магнитно-активные 4f'-cлои имеют очень малый радиус по сравнению с параметром кристаллической решётки. Поэтому здесь невозможна прямая обменная связь даже у ближайших соседних ионов. Такая ситуация характерна и для четвёртого случая. В обоих этих случаях обменная связь носит косвенный характер, осуществляют её электроны проводимости. В четвёртом типе ферромагнетиков (в отличие от случаев 1, 2, 3) магнитный порядок не обязательно связан с кристаллическим атомным порядком. Часто эти ферромагнетики представляют собой в магнитном отношении аморфные системы с неупорядоченно распределёнными по кристаллической решётке ионами, обладающими атомными магнитными моментами (т. н. спиновые стекла).

         Наконец, в кристаллах 1-го типа электроны, принимающие участие в создании атомного магнитного порядка, состоят из бывших 3d- и 4s-электронов изолированных атомов. В отличие от 4f'-cлоёв редкоземельных ионов, имеющих очень малый радиус, более близкие к периферии 3d-электроны атомов группы Fe испытывают практически полную коллективизацию и совместно с 4s-электронами образуют общую систему электронов проводимости. Однако в отличие от нормальных (непереходных) металлов, эта система в d-металлах обладает гораздо большей плотностью энергетических уровней, что благоприятствует действию обменных сил и приводит к появлению намагниченного состояния в Fe, Со, Ni и в их многочисленных сплавах.

         Конкретные теоретические расчёты различных свойств ферромагнетиков проводятся как в квазиклассическом феноменологическом приближении, так и с помощью более строгих квантовомеханических атомных моделей. В первом случае обменное взаимодействие, приводящее к Ф., учитывается введением эффективного молекулярного поля (Б. Л. Розинг, 1897; П. Вейс, 1907), энергия U которого квадратично зависит от J:

         U = -NA (J_slJ_s0)²

        где N – число магнитно-активных атомов в образце, А – постоянная молекулярного поля (А > 0), J_s0 – намагниченность насыщения при абсолютном нуле (См. Абсолютный нуль) температуры. Уточнение этой трактовки Ф. дала квантовая механика, раскрыв электрическую обменную природу постоянной А (Я. И. Френкель, В. Гейзенберг, 1928). В частности, при низких температурах (Т Θ) удалось провести более точный квантовый расчёт (Ф. Блох, 1930), показавший, что уменьшение самопроизвольной намагниченности J_s0 ферромагнетика с ростом температуры можно в первом приближении описывать как возникновение элементарных магнитных возбуждений – квазичастиц (См. Квазичастицы), носящих название спиновых волн (См. Спиновые волны) или ферромагнонов. Каждый ферромагнон даёт уменьшение J_s0 на величину магнитного момента одного узла решётки. Число ферромагнонов растет с нагреванием ферромагнетика пропорционально T^3/2, поэтому температурная зависимость J_s имеет вид:

         J_s = J_s0(1 - αT^3/2),

        где коэффициент (имеет порядок 10^-6К^-3/2 и зависит от параметра обменного взаимодействия.

         В отсутствие внешнего магнитного поля (Н = 0) термодинамически устойчивому состоянию макроскопического ферромагнитного образца отвечает размагниченное состояние, ибо в противном случае на поверхности образца, как правило, возникают магнитные полюсы, создающие т. н. размагничивающее поле H₀, с которым связана большая положительная энергия. В то же время обменное взаимодействие стремится создать магнитный порядок с J ≠ 0. В результате борьбы этих противоположных тенденций происходит разбиение ферромагнитного образца на Домены – области однородной намагниченности. Теория Ф. качественно определяет размеры и форму доменов, которые зависят от конкуренции различных взаимодействий в кристалле ферромагнетика (Л. Д. Ландау и Е. М. Лифшиц, 1935). Равновесная структура доменов при J = 0 отвечает замкнутости магнитных потоков внутри образца. Между доменами существуют переходные слои конечной толщины, в которых J_s непрерывно меняет своё направление. На образование этих слоев затрачивается положительная энергия, но она меньше энергии поля H₀, которая возникла бы в отсутствие доменов. При некоторых критически малых размерах ферромагнитных образцов образование в них нескольких доменов может стать энергетически невыгодным, и тогда такие мелкие ферромагнитные частицы оказываются при Т Θ однородно намагниченными (т. н. однодоменные частицы).

         Кривые намагничивания и петли гистерезиса в ферромагнетиках определяются изменениями объёма доменов с различными ориентациями J_s в них за счёт смещения границ доменов, а также вращения векторов J_s доменов (см. Намагничивание). Магнитную восприимчивость ферромагнетиков можно приближённо представить в виде суммы: χ = χ_смещ + χ_вращ. анализ кривых намагничивания J (H) показывает, что в слабых полях χ_смещ > χ_вращ, а В сильных (после крутого подъёма кривой) χ_вращ > χ_смещ. Особый характер имеют процессы намагничивания и распределение намагниченности в магнитных тонких плёнках (См. Магнитная тонкая плёнка). Из-за чувствительности доменной структуры и процессов намагничивания к строению кристаллов общая количественная теория кривых намагничивания ферромагнетиков пока находится в незавершённом состоянии. Обычно для определения зависимости J (Н) пользуются качественными физическими представлениями, лишь в случае идеальных монокристаллов в области, где χ_вращ > χ_смещ., возможен строгий количественный расчёт (Н. С. Акулов, 1928).

         Теория кривых намагничивания и петель гистерезиса важна для разработки новых и улучшения существующих магнитных материалов (См. Магнитные материалы).

         Связь Ф. с многими немагнитными свойствами вещества позволяет по данным измерений магнитных свойств получить информацию о различных тонких специфических особенностях электронной структуры кристаллов. Поэтому Ф. интенсивно исследуют на электронном и ядерном уровнях, применяя электронный Ферромагнитный резонанс, Ядерный магнитный резонанс, Мёссбауэра эффект, рассеяние на ферромагнитных кристаллах различного типа корпускулярных излучений (с учётом влияния магнитных моментов взаимодействующих частиц) и т.д. В 70-е гг. 20 в. возникли интересные контакты Ф. с физикой элементарных частиц и астрофизикой. Здесь следует упомянуть об изучении в ферромагнетиках явлений аннигиляции позитронов, образования мюония (См. Мюоний) и позитрония (см. Позитрон), рассеяния мюонов, а в астрофизике – о проблеме магнетизма нейтронных звёзд (пульсаров (См. Пульсары)).

        

         Лит.: Акулов Н. С., Ферромагнетизм, М. – Л., 1939; Бозорт Р., Ферромагнетизм, пер. с англ., М., 1956; Вонсовский С. В., Шур Я. С., Ферромагнетизм, М. – Л., 1948; Дорфман Я. Г., Магнитные свойства и строение вещества, М., 1955; Туров Е. А., Физические свойства магнитоупорядоченных кристаллов, М., 1963; Теория ферромагнетизма металлов и сплавов. Сб., пер. с англ., М., 1963; Ахиезер А. И., Барьяхтар В. Г., Пелетминский С. В., Спиновые волны, М., 1967: Туров Е. А., Петров М. П., Ядерный магнитный резонанс в ферро- и антиферромагнетиках, М., 1969; Сверхтонкие взаимодействия в твердых телах, пер. с англ., М., 1970; Вонсовский С. В., Магнетизм. М., 1971; Becker R., Doring W., Ferromagnetismus, B., 1939; Kneller E., Ferromagnetismus, B., 1962; Magnetism, v. 1–4, N. Y. – L., 1963–66; Amorphous magnetism, L. – N. Y., 1973; Goodenough J. B., Magnetism and the Chemical Bond, N. Y. – L., 1963.

         С. В. Вонсовский.

        

        Рис. 1. Ферромагнитная (коллинеарная) атомная стуктура гранецентрированной кубической решётки ниже точки Кюри Θ; стрелками обозначены направления атомных магнитных моментов; J_s — вектор суммарной намагниченности.

        

        Рис. 2. Кривая безгистерезисного намагничивания (0 В_m) и петля гистерезиса поликристаллического железа. Значению индукции В_m соответствует намагниченность насыщения J_s.

        

        Рис. 3. Зависимость намагниченности J от напряжённости магнитного поля Н для трёх главных кристаллографических осей монокристалла железа (тип решётки — объёмно-центрированная кубическая, [100] — ось лёгкого намагничивания).

        

        Рис. 4. Схематическое изображение температурной зависимости намагниченности насыщения J_s ферромагнетика, Θ — точка Кюри.