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 НамагниченностьJ (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 10-13эргна 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, O2-, S2-, Se2- 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(JslJs0)2
где N –число магнитно-активных атомов в образце, А –постоянная молекулярного поля (А> 0), Js0 –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 Блох, 1930), показавший, что уменьшение самопроизвольной намагниченности Js0 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 Js0 на величину магнитного момента одного узла решётки. Число ферромагнонов растет с нагреванием ферромагнетика пропорционально T3/2, поэтому температурная зависимость Jsимеет вид:
Js=Js0(1 - αT3/2),
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 Js 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
Кривые намагничивания и петли гистерезиса в ферромагнетиках определяются изменениями объёма доменов с различными ориентациями Js в них за счёт смещения границ доменов, а также вращения векторов Js доменов (см. Намагничивание). Магнитную восприимчивость ферромагнетиков можно приближённо представить в виде суммы: χ =χсмещ + χвращ. анализ кривых намагничивания J(H) показывает, что в слабых полях χсмещ > χвращ, а В сильных (после крутого подъёма кривой) χвращ > χсмещ. 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 χвращ > χсмещ., 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; Js — вектор суммарной намагниченности.
Рис. 2. Кривая безгистерезисного намагничивания (0 Вm) и петля гистерезиса поликристаллического железа. Значению индукции Вm соответствует намагниченность насыщения Js.
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 Js ферромагнетика, Θ — точка Кюри.
-а, м. физ.
Совокупность магнитных явлений и свойств, характерных для ферромагнетиков.
м.
Совокупность магнитных явлений и свойств, характерных для ферромагнетиков.
ФЕРРОМАГНЕТИЗМ - магнитоупорядоченное состояние макроскопических объемов вещества (ферромагнетика), в котором магнитные моменты атомов (ионов) параллельны и одинаково ориентированы. Эти объемы - домены - обладают магнитным моментом Ms (самопроизвольной намагниченностью) даже при отсутствии внешнего намагничивающего поля. Для ферромагнетиков во внешнем магнитном поле характерны: нелинейность кривой намагничивания и магнитный гистерезис при перемагничивании. Значение Ms максимально при Т = 0К, с увеличением температуры Ms уменьшается и обращается в нуль в Кюри точке, выше которой вещество становится парамагнитным.
Ferromagnetism — Ферромагнетизм.
Свойство, проявляемое некоторыми металлами, сплавами и переходными соединениями (железная группа), редкоземельными и актиноидными элементами, в которых, ниже некоторой температуры, названной температурой Кюри, атомные магнитные моменты имеют тенденцию выстраиваться в общем направлении. Ферромагнетизм характеризуется сильным притяжением одного намагниченного тела к другому.
ferromagneticsferromagnetics
m.ferromagnetism
м. физ.
ferromagnetismo m
м. физ.
ferromagnetismo
магнитоупорядоченное состояние в-ва, при к-ром все магн. моменты ат. носителей магнетизма в в-ве параллельны и оно обладает самопроизвольной намагниченностью.
Рис. 1. Ферромагнитная (коллинеарная) атомная структура гранецентрированной кубич. решётки ниже точки Кюри 6; стрелками обозначены направления ат. моментов; Js — вектор суммарной намагниченности ед. объёма.
Параллельная ориентация магн. моментов (рис. 1) устанавливается при темп-рах Т ниже критич. темп-ры Кюри 6 (см. КЮРИ ТОЧКА). Часто Ф. наз. совокупность физ. св-в в-ва в указанном выше состоянии. В-ва, в к-рых установился ферромагн. порядок атомных магн. моментов, наз. ферромагнетиками.
Рис. 2. Кривая безгистерезисного намагничивания (0Bm) и петля гистерезиса поликрист. железа. Значению индукции Bm соответствует намагниченность насыщения Js.
Магнитная восприимчивость к ферромагнетиков положительна (c>0) и достигает значений 104—105; их намагниченность J и магнитная индукция В=Н+4pJ (в СГС системе единиц) или B=(H+J)/m0 (в ед. СИ) растут с увеличением напряжённости магн. поля Н нелинейно (рис. 2) и в полях до 100 Э (7,96
• 103 А/м) достигают предельного значения Js— магнитного насыщения и Bm. Значение J зависит от «магн. предыстории» образца, это делает зависимость J от H неоднозначной (наблюдается магн. гистерезис). При намагничивании ферромагнетиков изменяются их размеры и форма (см. МАГНИТОСТРИКЦИЯ). Имеется и обратный эффект — кривые намагничивания и петли гистерезиса зависят от внеш. механич. напряжений. В ферромагн. монокристаллах наблюдается магнитная анизотропия (рис. 3) — различие магн. свойств по разным кристаллографич. направлениям.
Рис. 3. Зависимость намагниченности J от напряжённости магн. поля Н для трёх главных кристаллографич. осей монокристалла железа (тип решётки — объёмно центрированная кубическая, (100) — ось лёгкого намагничивания).
В поликристаллах с хаотич. распределением ориентации кристаллич. зёрен анизотропия в среднем по образцу отсутствует, но при неоднородном распределении ориентации она может наблюдаться (текстура магнитная).
Магн. и др. физ. свойства ферромагнетиков обладают специфич. зависимостью от темп-ры. Намагниченность насыщения Js имеет наибольшее значение при Т=0 К (Js0) и монотонно уменьшается до нуля при темп-ре, равной темп-ре Кюри (Т=q рис. 4). Выше 6 ферромагнетик пере, ходит в парамагн. состояние (см. ПАРАМАГНЕТИЗМ), а в нек-рых случаях (редкоземельные металлы) — в антиферромагнитное.
Рис. 4. Схематич. изображение температурной зависимости намагниченности насыщения Js ферромагнетика; q — точка Кюри.
При Н=0 переход ферромагнетик — парамагнетик, как правило, явл. фазовым переходом II рода. Температурный ход магнитной проницаемости m (или восприимчивости c) ферромагнетиков имеет явно выраженный максимум вблизи q. При T>q восприимчивость v, обычно следует Кюри — Вейса закону. Наблюдаются также аномалии в величине и температурной зависимости упругих постоянных, теплоёмкости, коэфф. линейного и объёмного расширения. При адиабатич. намагничивании и размагничивании ферромагнетики изменяют свою темп-ру (см. МАГНЕТОКАЛОРИЧЕСКИЙ ЭФФЕКТ). Перечисленные особенности немагн. св-в ферромагнетиков достигают макс. величины вблизи Т=в.
Необходимым условием Ф. явл. наличие постоянных (независящих от Н) магн. (спиновых или орбитальных или обоих вместе) моментов электронных оболочек атомов в-ва. Это условие выполняется в кристаллах, построенных из магн. атомов переходных элементов (атомов с недостроенными внутр. электронными слоями). Различают 4 осн. случая: 1) металлич. кристаллы (чистые металлы, сплавы и интерметаллич. соединения) на основе переходных элементов с недостроенными d-оболочками (в первую очередь 3 d-оболочками у элементов группы железа); 2) металлич. кристаллы на основе переходных элементов с недостроенными f-оболочками (редкоземельные элементы с недостроенными 4f-оболочками); 3) неметаллич. крист. соединения при наличии в качестве хотя бы одного компонента переходного d- или f-элемента; 4) сильно разбавленные растворы переходных d- или f-металлов в диамагн. металлич. матрице. Появление в этих 4 случаях ат. магн. порядка обусловлено обменным взаимодействием. Однако в разных случаях встречаются разл. типы обменного взаимодействия. В неметаллич. в-вах (случай 3) чаще всего встречается косвенное обменное взаимодействие, при к-ром магн. порядок электронов недостроенных d- или f-оболочек в ближайших соседних магн. ионах устанавливается при активном участии электронов внеш. замкнутых оболочек магнитно-нейтральных ионов (напр., О2-, S2-, Se2- и т. п.), расположенных обычно между магнитно-активными ионами (см. ФЕРРИМАГНЕТИЗМ). Как правило, здесь возникает антиферромагн. порядок, к-рый приводит либо к антиферромагнетизму, если в каждой элементарной ячейке кристалла суммарный магн. момент всех ионов равен нулю, либо к ферримагнетизму, если этот суммарный момент не равен нулю. Возможны случаи, когда взаимодействие в неметаллич. кристаллах носит ферромагн. характер (все ат. магн. моменты параллельны), напр. EuO, EuSiO4, CrBr3.
Общим для кристаллов типа 1, 2, 4 явл. наличие в них системы коллективизир. электронов проводимости. В отсутствие магн. ионов электроны проводимости обладают парамагнетизмом паулиевского типа, если он не подавлен более сильным диамагнетизмом ионной решётки. Возникающий в металлах, содержащих ионы переходных металлов, магн. порядок в случаях 1, 2 и 4 имеет разл. происхождение. Во 2-м случае магнитно-активные 4f-оболочки имеют очень малый радиус по сравнению с постоянной крист. решёткой. Поэтому здесь невозможна прямая обменная связь даже у ближайших соседних ионов и обменное взаимодействие носит косвенный характер (косвенное обменное взаимодействие через электроны проводимости). В 4-м типе ферромагнетиков (в отличие от случаев 1, 2, 3) магн. порядок не обязательно связан с крист. ат. порядком. Часто эти ферромагнетики представляют собой в магн. отношении аморфные системы с неупорядоченно распределёнными по кристаллич. решётке ионами, обладающими ат. магн. моментами (т. н. спиновые стёкла). В спиновых стёклах мы встречаемся ещё с одним типом косвенного обменного взаимодействия через электроны проводимости — осциллирующим по знаку взаимодействием Рудермана — Киттеля (РККИ). Ф. наблюдался также у ряда металлов и сплавов, находящихся в аморфном (метастабильном) состоянии. Особенно интересны т. н. метглассы — аморфные металлические стёкла, напр. сплав Fe (80%) с В (20%).
Наконец, в кристаллах 1-го типа электроны, принимающие участие в создании ат. магн. порядка, состоят из бывших 3d- и 4s-электронов изолированных атомов. В отличие от 4f-оболочек редкоземельных ионов, имеющих очень малый радиус, более близкие к периферии Зd-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 энергетич. уровней, что благоприятствует действию обменных сил и приводит к появлению намагнич. состояния в Fe, Co, Ni и в их многочисл. сплавах. Следует заметить, что во многих случаях в результате обменного взаимодействия s- и d-электронов их магн. моменты упорядочиваются антипараллельно.
Конкретные теоретич. расчёты различных св-в ферромагнетиков проводятся как в квазиклассич. феноменологич. приближении, так и с помощью более строгих квантовомеханич. атомных моделей. В первом случае обменное взаимодействие, приводящее к Ф., учитывается введением эффективного молекулярного поля Hэфф=AJs (рус. учёный Б. Л. Розинг, 1897; франц. физик П. Вейс, 1907). Энергия обменного взаимодействия U квадратично зависит от Js:
U=HэффJs=-AJs,
где А — постоянная молекулярного поля (А >0), Js— намагниченность насыщения. Уточнение этой трактовки Ф. дала квантовая механика, раскрыв электрич. обменную природу постоянной А (Я. И. Френкель, нем. физик В. Гейзенберг, 1928). Теория молекулярного поля даёт хорошее согласие с опытом при высоких темп-рах (T=q). При низких темп-рах описание св-в ферромагнетиков возможно только с помощью квантовомеханич. теории спиновых волн, согласно к-рой самопроизвольная намагниченность должна убывать с ростом темп-ры по закону Блоха (установлен амер. физиком Ф. Блохом в 1930):
Js=Js0(1-aT3/2),
где Js0 — намагниченность насыщения при T=0 К. По закону =Т3/2, согласно теории, должна возрастать магн. теплоёмкость. Опыт показывает, что этот закон выполняется хорошо только в диэлектрич. ферромагнетиках. Наличие коллективизир. электронов приводит к дополнит. членам в законе Блоха. Следует отметить, что в теории Ф. металлов с коллективизир. электронами до сих пор много незавершённого, и она продолжает активно развиваться.
В отсутствие внеш. магн. поля ферромагн. образец разбит на домены, — области однородной намагниченности. В простейшем случае доменная структура представляет собой чередующиеся слои с взаимно противоположным направлением намагниченности. Образование доменов— результат конкуренции двух типов взаимодействия: обменного и магнитного (диполь-дипольного.взаимодействия магн. моментов). Первое — близкодействующее, оно стремится установить магн. моменты параллельно и ответственно за однородную намагниченность в домене. Второе, дальнодействующее, ориентирует антипараллельно векторы намагниченности соседних доменов. Теория Ф. качественно удовлетворительно объясняет размеры и форму доменов (Л. Д. Ландау и Е. М. Лифшиц, 1935). Между доменами существуют переходные слои конечной толщины, в к-рых Js непрерывно меняет своё направление. При нек-рых критически малых размерах ферромагн. образцов образование в них неск. доменов может стать энергетически невыгодным, и тогда такие мелкие ферромагн. частицы оказываются при T
Кривые намагничивания и петли гистерезиса в ферромагнетиках определяются изменениями объёма доменов с разл. ориентациями Js в них за счёт смещения границ доменов, а также вращения векторов Js доменов (см. НАМАГНИЧИВАНИЕ). Магн. восприимчивость ферромагнетиков можно приближённо представить в виде суммы c=cсмещ+cвращ. Анализ кривых намагничивания J(Н) показывает, что в слабых полях cсмещ->cвращ, а в сильных, после крутого подъёма кривой J(H), cвращ->cсмещ. Особый характер имеют процессы намагничивания и распределение намагниченности в тонких магнитных плёнках. Из-за чувствительности доменной структуры и процессов намагничивания к строению кристаллов общая количеств. теория кривых намагничивания ферромагнетиков пока находится в незавершённом состоянии. Обычно для определения зависимости J(H) пользуются качеств. физ. представлениями. Лишь в случае идеальных монокристаллов в области, где cвращ->cсмещ, возможен строгий количеств. расчёт (Н. С. Акулов, 1928). Теория кривых намагничивания и петель гистерезиса важна для создания новых и улучшения существующих магнитных материалов.
Связь Ф. с многими немагнитными св-вами в-ва позволяет по данным измерений магн. св-в получить информацию о разл. тонких специфич. особенностях электронной структуры кристаллов. Поэтому Ф. интенсивно исследуют на электронном и ядерном уровнях, используя электронный ферромагнитный резонанс, ядерный магнитный резонанс, Мёссбауэра эффект, рассеяние на ферромагн. кристаллах разл. типов пучков частиц, обладающих магн. моментом.
ФЕРРОМАГНЕТИЗМ, форма МАГНЕТИЗМА, свойственная некоторым веществам с высокой магнитной ПРОНИЦАЕМОСТЬЮ (железу, кобальту, никелю). При температуре ниже определенной, названной температурой Кюри, вещество, обладающее ферромагнитными свойствами, в приложенном магнитном поле начинает намагничиваться в направлении этого поля. Сила притяжения увеличивается вместе с полем до определенного предела, называемого намагниченностью насыщения. Иногда процесс намагничивания продолжается и в отсутствие поля.
ФЕРРОМАГНЕТИ́ЗМ -а; м. Физ. Совокупность магнитных явлений и свойств, характерных для ферромагнетиков. ● На ферромагнетизме основывается действие большинства электротехнических устройств, приборов для обнаружения залежей железных руд, измерения магнетизма Луны и планет.
* * *
ферромагнети́зммагнитоупорядоченное состояние макроскопических объёмов вещества (ферромагнетика), в котором магнитные моменты атомов (ионов) параллельны и одинаково ориентированы. Эти объёмы — домены — обладают магнитным моментом Ms (самопроизвольной намагниченностью) даже при отсутствии внешнего намагничивающего поля. Для ферромагнетиков во внешнем магнитном поле характерны нелинейность кривой намагничивания и магнитный гистерезис при перемагничивании. Значение Ms максимальное при Т = 0 К, с увеличением температуры Ms уменьшается и обращается в нуль в Кюри точке, выше которой вещество становится парамагнитным.
* * *
ФЕРРОМАГНЕТИЗМФЕРРОМАГНЕТИ́ЗМ, магнитоупорядоченное состояние макроскопических объемов вещества (ферромагнетика), в котором магнитные моменты атомов (ионов) параллельны и одинаково ориентированы. Эти объемы — домены — обладают магнитным моментом Ms (самопроизвольной намагниченностью) даже при отсутствии внешнего намагничивающего поля. Для ферромагнетиков во внешнем магнитном поле характерны: нелинейность кривой намагничивания и магнитный гистерезис при перемагничивании. Значение Ms максимально при Т = 0К, с увеличением температуры Ms уменьшается и обращается в нуль в Кюри точке(см. КЮРИ ТОЧКА), выше которой вещество становится парамагнитным.
свойство материала намагничиваться в магнитном поле и частично сохранять намагниченность при исчезновении намагничивающего поля. Связав с наличием в материале обл. спонтанной намагниченности. Сопровождается др. аномалиями физ. свойств (магнитной восприимчивости, теплоемкости). К числу ферромагнетиков относятся вещества гр. железа: Fe, Ni, Co, многочисленные соединения и сплавы этих металлов, гадолиний и сплавы Гейслера (хром и марганец), а также м-лы: магнетит, тита-номагнетит, маггемит, пирротин, гематит, ильменит, уль-вошпинель, псевдобрукит и вюстит. См. Намагничивание.
(от ферро... и магнетизм) - совокупность магнитных св-в и явлений в магнитных кристаллич. в-вах и материалах (ферромагнетиках), гл. особенность к-рых - самопроизвольная намагниченность. Причина Ф. - т. н. положит. обменное взаимодействие электронов незаполн. оболочек атомов переходных металлов, приводящее к параллельности спинов этих электронов, а следовательно, к параллельности их магнитных моментов, т. е. самопроизвольной намагниченности. При отрицат. обменном взаимодействии устойчивой структурой оказывается взаимно противоположная (антипараллельная) ориентация спиновых магнитных моментов, приводящая к антиферромагнетизму, при к-ром результирующая самопроизвольная намагниченность отсутствует. В ферромагнетиках при темп-ре выше Кюри точки тепловое движение атомов кристалла разрушает параллельную ориентацию магнитных моментов и Ф. исчезает: ферромагнетик становится парамагнетиком (см. Парамагнетизм). Ферромагнетики обычно обладают доменной структурой (объём разбивается на области однонаправл. намагниченности), высокими значениями магнитной проницаемости(до ~105 - 106), обнаруживают гистерезис при намагничивании, изменяют форму и размеры под действием магнитного поля (магнитострикция). Типичные представители ферромагнетиков - железо, никель, кобальт, их сплавы, а также ряд редкоземельных металлов (гадолиний, тербии, диспрозий и др.) и их сплавов. Ферромагнетики широко применяются в электротехнике, радиотехнике, электронике, приборостроении.
ФЕРРОМАГНЕТИЗМ — («железный магнетизм») — состояние и свойства ферромагнетиков (см.), обладающих самопроизвольной намагниченностью (см. (1)) и высокой магнитной проницаемостью (см.), что определяет их способность к ориентированию доменов уже в слабых полях. Ф. обусловлен тем, что даже при сравнительно малой магнитной индукции внешнего поля векторы магнитных полей всех доменов (см. (2)) ориентируются вдоль внешнего поля и при определённом значении индукции объединяются как бы в один общий домен. После снятия внешнего магнитного поля у ферромагнетика остаётся остаточная намагниченность. Такой ферромагнетик представляет собой постоянный магнит (см.).
ferromagnetism
* * *
ферромагнети́зм м.ferromagnetism
м.
ferromagnetismo m
физ.
феромагнети́зм, -му
физ.
феромагнети́зм, -му
магнитоупорядоченное состояние макроскопич. объёмов в-ва (ферромагнетика), в к-ром магн. моменты атомов (ионов) параллельны и одинаково ориентированы. Эти объёмы - домены - обладают магн. моментом Мs (самопроизвольной намагниченностью) даже при отсутствии внеш. намагничивающего поля. Для ферромагнетиков во внеш. магн. поле характерны нелинейность кривой намагничивания и магн. гистерезис при перемагничивании. Значение Ms макс. при Т = 0 К, с увеличением темп-ры Ms уменьшается и обращается в нуль в Кюри точке, выше к-рой в-во становится парамагнитным.
Большой Энциклопедический словарь. 2000.