Материал: Физика металлов и дефекты кристаллического строения

При температуре Ts ферромагнетик переходит в парамагне­ тик, теряя свои ферромагнитные свойства; его восприимчивость при более высоких температурах подчиняется закону Кюри — Вейсса:

При температурах значительно более высоких, чем TSt воспри­

может иметь более высокие значения по сравнению с обычной температурой Кюри.

9.6. СТРУКТУРА И СВОЙСТВА ФЕРРОМАГНЕТИКОВ

Как было показано, при удовлетворении условий, необходи­ мых для существования ферромагнетизма, спины должны уста­ навливаться параллельно друг другу, придавая телу намагни­ ченность, равную намагниченности насыщения. Однако прак­ тика выявила, что в обычных условиях кусок железа немагни­ тен даже при температуре много ниже температуры Кюри. Это объясняется тем, что параллельное установление спинов элек­ тронов d-подоболочки происходит только в небольших объемах ферромагнетика, которые являются областями спонтанной на­ магниченности и называются доменами.

Если исходить из доменной теории строения ферромагнети­ ков, то при Т = 0 К любой ферромагнитный материал состоит из небольших объемов, внутри которых все атомные магнитные моменты строго ориентированы в одном направлении. Внутри каждого домена намагниченность равна намагниченности насы­ щения, а суммарный магнитный момент имеет вполне определен­ ную ориентацию в пространстве. Однако ориентация магнит­ ных моментов отдельных доменов может быть весьма различна, вследствие чего намагниченность тела в целом будет представ­ лять векторную сумму намагниченностей отдельных доменов, величина вклада которых в общую намагниченность пропорцио­ нальна их объему. Следовательно, результирующая намагничен­ ность тела может принимать разные значения: от нуля до не­ которого максимального, когда тело в целом можно считать одним доменом, в котором все атомные магнитные моменты сориентированы в одном направлении.

На рис. 9.9, а схематически показано расположение доме­ нов в монокристаллическом образце с результирующей намаг­ ниченностью, равной нулю, а на рис. 9.9, б приведена доменная структура поликристалла, в случае, когда каждый кристаллик представляет собой отдельный домен.

Образование доменной структуры в ферромагнетиках связы­ вается с наличием в них различных видов взаимодействий, ко­ торые вносят определенный вклад в формирование магнитной структуры: это энергия обменного взаимодействия, магнитная энергия (диполь-дипольного взаимодействия магнитных момен­ тов) и энергия анизотропии.

Обменное взаимодействие близкодействующее. Под его влия­ нием спиновые магнитные моменты атомов стремятся к парал­ лельной ориентации по отноше­ нию друг к другу во всем объеме кристалла, к превращению его в единый домен. Однако такое со­ стояние (рис. 9.10, а) связано с образованием внешних полюсов и внешнего магнитного поля во­ круг кристалла и отвечает зна­ чительной величине магнитной энергии, что приводит к резкому возрастанию свободной энергии ферромагнетика. Стремление си­ стемы к минимальной свобод­ ной энергии обусловливает бо­ лее энергетически выгодное со­ стояние ферромагнетика — пере­ ход от конфигурации магнитного насыщения в его целом объеме к раздробленной, доменной конфи­

Сравнение значений энергий обменного взаимодействия и магнитной двух магнитных диполей, находящихся на расстоя­ нии ~10~8 см в теле ферромагнетика, показывает, что обменная энергия хотя и в сотни раз превышает энергию магнитного взаи­ модействия (например, для железа энергия обменного взаимо­ действия равна 2-10~21 Дж, а магнитная энергия составляет 10-23 Дж), но она значительно быстрее убывает в зависимости от межатомного расстояния, обеспечивая параллельную ориен­ тацию спинов только на небольших расстояниях. Энергия маг­ нитного взаимодействия, наоборот, является дальнодействующей, ее влияние сказывается на расстояниях, на несколько по­ рядков больших, чем влияние обменной энергии. При таком соотношении обменной и магнитной энергий термодинамически выгодным является дробление ферромагнетика на отдельные области с антипараллельной ориентацией моментов по отноше­

нию друг к другу. Это приводит к понижению магнитной и сво­ бодной энергий системы. Результирующий магнитный момент такого тела будет равен нулю.

Третья составляющая магнитного взаимодействия — энергия анизотропии. Любое кристаллическое тело в магнитном отно­ шении является анизотропным. Это приводит к тому, что век­ тор намагниченности отдельного домена устанавливается по на­ правлению оси легкого намагничивания, что обеспечивает для ферромагнетика условия минимального значения энергии ани­ зотропии.

Рассмотрим схему, изображающую поперечное сечение фер­ ромагнитного кристалла и иллюстрирующую возникновение до-

NS N S

Рис. 9.10.

менной структуры. Рис. 9.10, а представляет насыщенную кон­ фигурацию кристалла, соответствующую одному домену, по объему равному объему кристалла. Вследствие наличия полю­ сов на торцах кристалла этой конфигурации будет отвечать максимальная величина магнитной энергии. Если объем кри­ сталла будет содержать два равных домена с противоположно направленными моментами (рис. 9.10,6), то магнитная энер­ гия будет примерно вдвое меньше. Увеличение количества доментов приводит к соответствующему уменьшению магнитной энергии (рис. 9.10,в). Процесс дробления кристалла на домены происходит до тех пор, пока затраты магнитной энергии, необ­ ходимой для образования новых граничных слоев или внутрен­ них поверхностей, отделяющих друг от друга противоположно намагниченные домены, не станет больше, чем уменьшение энергии магнитного поля, соответствующей дальнейшему дроб­ лению.

Количество доменов внутри кристалла, их форма и взаимо­ связь определяются направлениями анизотропии в кристалле, вдоль которых могут выстраиваться спины, и требованиями ми­ нимизации энергии размагничивания и энергии блоховских стенок.

Наиболее равновесной в энергетическом отношении является структура доменов, при которой энергия магнитного взаимодей­

ствия вообще будет равна нулю. Такая ситуация возникает, когда в магнитной структуре ферромагнетика наблюдаются не только домены с антипараллельной ориентацией спинов, но и с любой другой ориентацией. На рис. 9.10, г, д показаны домены с магнитной энергией, равной нулю. Наряду с одноосными до­ менами существуют домены в виде трехгранных призм, которые

и магнитное поле, связанное с намагниченностью. Домены, за­ мыкающие магнитные силовые линии и расположенные вблизи поверхности кристалла, называются замыкающими доменами (см. рис. 9.10, г, 5).

Установлено, что при появлении механических напряжений доменная структура изменяется. Это связано с тем, что возник­ новение механических напряжений изменяет ориентацию маг­ нитных моментов доменов.

Домены разрушаются также под действием теплового дви­ жения, они растут при понижении температуры.

Изучение доменной структуры показало, что между доме­ нами существует область, которая называется границей доме­ нов, или стенкой Блоха, которая представляет собой переходный слой, разделяющий соседние домены с разной направленностью векторов намагниченности (показан жирным пунктиром на рис. 9.11). Обычно доменные границы составляют по ширине не­ сколько атомных плоскостей, в каждой из которых происходит постепенное изменение направления атомных магнитных момен­ тов, что обеспечивает плавный переход от одного домена к дру­ гому (см. рис. 9.11). Так как переход от одного домена к дру­ гому связан с дополнительной затратой магнитной энергии, то такой плавный и постепенный переход способствует снижению необходимой обменной энергии.