Феромагнетизм

Феромагнетики належать до сильномагнітних речовин, у них загальне магнітне поле В на

декілька порядків перевищує зовнішнє поле

B 0. Феромагнетики – це тверді кристалічні та аморфні

речовини, до складу яких входять іони певних елементів періодичної системи. Основним

представником таких елементів є залізо, елементи групи заліза

Cr, Mn, Ni, V, Co, а також елементи

групи лантаноїдів

Tb, Dy, Ho

та ін. Виявляється, що за феромагнітні властивості речовини

відповідають лише спіни електронів. Магнітні моменти, зумовлені орбітальним рухом електронів,

не дають внеску у феромагнітні явища.

Точка Кюрі

Основна властивість феромагнетиків полягає в існуванні в них спонтанної намагніченості.

Цей стан спостерігається в області нижчих температур. Якщо температуру магнетика підвищувати,

то, починаючи з деякого, характерного для кожної речовини значення – точки Кюрі (TC),

спонтанна намагніченість зникає. Речовина переходить у парамагнітний стан, правда, із незвично

великою як для парамагнетика магнітною проникністю. Ці температурні інтервали існування називаються феромагнітною та парамагнітною фазами, відповідно. Точка Кюрі, наприклад, для

нікелю TC

= 358o C, для заліза 770o C. Магнітна сприйнятність в області парафази плавно спадає з

температурою й описується простою формулою, яка виражає експериментальний закон Кюрі-Вейса

κ = C

T − TC

. (11.8.1)

В точці Кюрі відбувається фазовий перехід, пов’язаний з перебудовою спінової підсистеми речовини.

Магнітні домени

Існування спонтанного намагнічування у феромагнетику ще не означає, що цей стан можна безпосередньо спостерігати, вимірюючи величину спонтанного магнітного поля. Виявляється, що у феромагнітній фазі речовина може складатися з багатьох макроскопічних областей – магнітних доменів. В межах домену існує однорідне спонтанне намагнічування до насичення. Сусідні домени мають інші напрямки магнітних моментів, тому загальне намагнічування макроскопічного зразка виявляється частково, або навіть повністю компенсованим. На границі доменів намагнічування поступово переходить від одного напрямку до іншого. Ця перехідна область називається доменною

стінкою. Ситуація нагадує поляризацію фероелектриків, хоча товщина стінки магнітного домену

значно більша ніж електричного домену. У залізі товщина доменної стінки досягає

~ 300

атомних

площин. Речовина доменної стінки має енергію, підвищену, порівняно з енергією речовини в глибині домену. Надлишок вільної енергії називається поверхневою енергією магнітної доменної стінки. Як і для фероелектриків, розділення магнетика на магнітні домени енергетично вигідне, оскільки це призводить до зменшення магнітної енергії внаслідок часткової компенсації спонтанних полів сусідніх доменів. З іншого боку, зменшення розмірів доменів супроводжується збільшенням числа їх, тобто збільшенням загальної площі доменних стінок, що веде до збільшення поверхневої енергії. Внаслідок цього домени мають оптимальні розміри, які випливають з умови мінімуму

загальної енергії, та ще залежать від конкретного розміщення дефектів, якими вони обрамлені.

Розміри та форма доменів у монокристалі й полікристалічному тілі суттєво відрізняються. В феромагнітному монокристалі існують напрямки найлегшого намагнічування, які визначаються орієнтацією його елементів симетрії. Домени тут мають правильну форму, утворюючи замкнені послідовності, як це можна бачити на рис. 11.8.1. а. Форма доменів та орієнтація магнітних моментів їх у полікристалічному феромагнетику залежать од випадкової орієнтації та форми окремих його

кристаликів, рис. 11.8.1. b.

Рис. 11.8.1. Доменна структура феромагнетиків: а) монокристал; б) полікристал.

Петля феромагнітного гістерезису

Залежність намагніченості від напруженості зовнішнього магнітного поля наведено на рис. 11.8.2. а. Як і у випадку фероелектриків, причиною неоднозначності цієї залежності є доменний характер намагнічування, пов’язаний з існуванням метастабільних орієнтацій магнітних моментів доменів. В межах області 1 намагніченість зростає лінійно за полем за рахунок пружного зміщення доменних стінок. Домени, магнітні моменти яких зорієнтовані у вигідному напрямку, тобто переважно по полю, збільшують свої розміри за рахунок доменів, намагнічених проти поля. З подальшим збільшенням Н, крім пружного зміщення границь, виникає перемагнічування доменів, тобто стрибкоподібні зміни орієнтації магнітних моментів доменів до напрямку зовнішнього поля (область 2). Збільшуючи Н, досягаємо стану насичення, коли магнітні моменти всіх доменів виявляються спрямованими переважно вздовж поля.

Якщо тепер магнітне поле зменшувати, то крива намагнічування проходить над початковою кривою. Незважаючи на зменшення поля, первинна орієнтація магнітних моментів багатьох доменів не відновлюється, оскільки після перемагнічування вони опинилися у метастабільному стані. Ця ситуація схематично зображена на рис. 11.8.2. б. Первинному напрямкові магнітного моменту домену відповідає глибокий енергетичний мінімум А, тоді як перемагніченому доменові відповідає яма меншої глибини Б. Внаслідок існування метастабільних станів для орієнтації магнітних моментів феромагнетик по виключенню зовнішнього поля матиме певну залишкову намагніченість M з. Для розмагнічування зразка, тобто встановлення напрямів магнітних моментів доменів у

первинні положення необхідно прикласти деяке поле протилежного напрямку. Відповідне значення

H k називається коерцитивною (затримуючою) силою. Величина коерцитивної сили має пряме

відношення до енергетичної глибини потенціальної ями метастабільного стану

Δ U, рис. 11.8.2. б.

Чим більша глибина ями, тим значніше поле необхідно прикласти для того, щоб установити напрямок намагніченості у первинний стан, тобто перевести домен у глибшу яму.

Магнітні домени мають макроскопічні розміри, тому при перемагнічуванні навіть одного домену загальне магнітне поле відчутно змінюється, що призводить до виникнення вихрового електричного поля. У зв’язку з цим процес перемагнічування можна "озвучити". Для цього вмістимо стержень із феромагнітного матеріалу в котушку, підключену до входу звукового підсилювача, а до його виходу гучномовець. Якщо наблизити до котушки потужний постійний магніт, а потім змінювати напрямок магнітного поля, повертаючи його, то можна почути або гучні поодинокі тріски у випадку доменів значних розмірів, або легкий шерех, якщо домени дрібні. Описане явище називається стрибками Баркгаузена.

Процес перемагнічування супроводжується необоротною затратою частини енергії магнітного поля внаслідок перетворення її в тепло. Приріст магнітної енергії магнетика в об’ємі V дорівнює

dU = HdBV, (СІ) (11.8.2)

тобто теплота, виділена за один цикл перемагнічування

V

Q = 2 ∫ HdB, (СІ) (11.8.3)

пропорційна площі петлі гістерезису.

Рис. 11.8.2.. Намагнічування феромагнетиків: а) петля феромагнітного гістерезису; б) енергія домена в залежності від орієнтації магнітного моменту.

Крива на рис. 11.8.2. а відповідає феромагнетикові, намагніченому до насичення (гранична петля гістерезису). Якщо зовнішнє поле слабке, тобто насичення намагнічення не наступає, то відповідна петля гістерезису розміщується всередині граничної петлі. Якщо ж воно настільки слабке, що намагніченість не виходить за межі ділянки 1, то петля гістерезису взагалі не спостерігатиметься внаслідок пружного, тобто оборотного характеру намагнічування. Описана

властивість використовується для розмагнічування різноманітних предметів із феромагнітних матеріалів, наприклад, механічних годинників, кінескопів. Предмет, який необхідно розмагнітити, вміщують у змінне магнітне поле, амплітуда якого з часом затухає до нуля. Залишкова намагніченість предмета з кожним періодом коливань магнітного поля зменшується і, зрештою, зникає по досягненню області пружного намагнічування.

Магнітна проникність феромагнетика

Як видно з рис. 11.8.2. а, залежність

M (H)

у феромагнетиках неоднозначна, тому магнітну

проникність прийнято визначати з початкової кривої намагнічування. З кривої видно, що для феромагнетиків характерна нелінійність процесу намагнічування. Нелінійні характеристики описують залежно від потреби статичними чи динамічними параметрами. Статична магнітна

проникність визначається формулою

μ ст =

B. (СІ). (11.8.4)

μ0 H

Величина

μ ст

може бути досить значною

10 4 K10 5

. Динамічні (диференціальні) параметри

визначаються відповідними похідними. У даному випадку

dB

μ дин =

. (СІ) (11.8.5)

μ0 dH