Природа ферромагнетизма, доменная структура. Техническая кривая намагничевания и петля гистерезиса.

Согласно принципу Паули, в каждом квантовом состоянии могут находиться два электрона с противоположными спинами. У таких электронов результирующая спиновых магнитных моментов равна нулю, и их называют спаренными или обобществленными электронами. В атомах диамагнетиков все электроны спарены и их результирующий спиновой магнитный момент равен нулю.

В атомах ферро-, антиферро-, ферри- и парамагнетиков имеются один или несколько неспаренных электронов, поэтому они обладают магнитным моментом, обусловленным некомпенсированным спиновым магнитным моментом неспаренных электронов (или иначе спиновым магнитным моментом атома). В связи с чем наличие в атомах электронов с нескомпенсированным спиновым магнитным моментом является необходимым, (но недостаточным) условием для возникновения ферромагнетизма.

Возникновение магнитных свойств у ферромагнетиков связано с их доменным строением. Домены — это области самопроизвольной намагниченности, возникающие даже в отсутствие внешнего магнитного поля, в которых магнитные моменты атомов ориентированы параллельно.

Атомы или ионы приобретают магнитный момент, как правило, если они имеют нескомпенсированные спины электронов. Например, в атомах железа на внутренней 3d- оболочке имеется четыре некомпенсированных спина. Так как самопроизвольная намагниченность относится к внутриатомным явлениям, то ее природа может быть установлена только на основе квантово-механических понятий.

По Я. И. Френкелю и В. Гейзенбергу главную роль в возникновении ферромагнитного состояния играют силы обменного взаимодействия между атомами, имеющие квантовый характер и по происхождению являющиеся электростатическими.

Энергию A, возникающую в результате обмена электронами родственных атомов, называют обменной энергией или интегралом обменной энергии. При положительном интеграле обменной энергии A, что соответствует минимуму электростатической энергии, возникает параллельная ориентация спинов. При отрицательном знаке A энергетически выгодно антипараллельное расположение спинов. Численное значение и знак интеграла A зависит от степени перекрытия электронных оболочек, то есть зависит от расстояния между атомами.

На рисунке 9.3 показано изменение интеграла обменной энергии в функции от отношения межатомного расстояния a к диаметру незаполненной электронной оболочки d. При a d >1,5 происходит переход от антиферромагнитного состояния к ферромагнитному. Эта зависимость позволила обнаружить ферромагнетизм у сплавов марганца с неферромагнитным висмутом, сурьмой, серой и т.д.

При a > d в 3–4 раза обменные силы не могут противодействовать тепловому движению и вызывать упорядоченное расположение спинов, и вещество является парамагнетиком.

Хотя максимум обменного взаимодействия в металлах носит более сложный характер, чем это следует из теории Френкеля-Гейзенберга, данная теория позволяет качественно объяснить причину самопроизвольной намагниченности, то есть критерием ферромагнетизма является существование незаполненных внутренних электронных оболочек, радиус которых должен быть мал по сравнению с расстоянием между ядрами в решетке.

Ферромагнетизм в металлах объясняется наличием обменного взаимодействия, которое образуется между соприкасающимися атомами, а также взаимной ориентацией спиновых магнитных моментов.

В ферримагнетиках магнитные моменты ионов ориентированы антипараллельно и обменное взаимодействие происходит не непосредственно, а через ион кислорода О². Такое обменное взаимодействие называют косвенным обменом или сверхобменом. Оно увеличивается по мере приближения промежуточного угла к 180°.

Рис. 9.3. Зависимость интеграла обменной энергии А от отношения межатомного расстояния a к диаметру незаполненной электронной оболочки d

Доменная структура

Каждый реальный магнитный материал разделен по всему объему на множество замкнутых областей — доменов, в каждом из которых самопроизвольная намагниченность однородна и направлена по одной из осей легкой намагниченности.

Такое состояние энергетически выгодно и кристалл в целом немагнитен, так как магнитные моменты доменов ориентированы в пространстве равновероятно. Между соседними доменами возникают граничные слои (стенки Блоха). Внутри доменных стенок векторы намагниченности плавно поворачиваются (рисунок 9.4). Объем доменов может колебаться в широких пределах (10-1 ¸10-6 см3). Рис. 9.4. Стенка Блоха

Ширина границы между антипараллельными доменами для железа 13. 10-8 м, то есть около 500 элементарных ячеек. Толщина границы зависит главным образом от соотношения энергий: обменной, магнитной анизотропии и магнитоупругой. Размеры самих доменов зависят от неметаллических включений, границ зерен, скоплений дислокаций и других неоднородностей. Обычно домены имеют правильную форму.

На рисунках 9.5 и 9.6 показаны: идеализированная доменная структура кристаллического ферромагнетика и доменная структура поликристалла.

В магнитных материалах, предназначенных для устройств записи и хранения информации, создаются изолированные цилиндрические магнитные домены (ЦМД). На рисунке 9.7 показаны ЦМД в тонкой магнитной пленке. Емкость отдельного ЦМД- элемента может достигать 105 бит. В отсутствие внешнего магнитного поля смещения в ЦМД-материалах доменная структура имеет вид либо ЦМД-решетки, либо полосовой структуры.

Рис. 9.5. Идеализированная доменная структура кристаллического ферромагнетика по индукции и поле насыщения

Намагничивание магнитных материалов (кривая намагничивания) Если образец был размагничен, то зависимость индукции от напряженности внешнего магнитного поля называется кривой намагничивания. В процессе намагничивания образца основную роль играют два процесса — смещение доменных границ и вращение векторов намагниченности доменов. На рисунке приведена кривая намагничивания.

< Рис. 9.8. Намагничивание магнитного материала, 1 – слабое поле, 2 – среднее поле, 3 – сильное поле

Магнитный гистерезис Магнитный гистерезис вызывается необратимыми процессами намагничивания. Ход кривой намагничивания предварительно размагниченного образца на рисунке 9.9 показан стрелкой.

К основным параметрам петли гистерезиса относятся: Bs – индукция насыщения;

Br – остаточная индукция;

Hc – коэрцитивная сила (напряженность размагничивающего поля, при которой

Br становится равной нулю).

Для различных значений H можно получить семейство петель гистерезиса. Петля гистерезиса при Bs называется предельной.

Основные стадии технического намагничивания показаны на рисунке 9.10 (схематически).

I –Область очень слабых магнитных полей (H → 0) — линейная зависимость B от H и постоянное значение m (рисунок 9.11). Увеличение объема (рост) тех доменов, векторы намагниченности которых имеют наименьшие углы с направлением внешнего магнитного поля; их рост происходит за счет доменов, у которых эти углы наибольшие. Рост доменов происходит путем обратимого смещения их границ. На этом участке суммарная намагниченность образца становится отличной от нуля, и материал характеризуется начальной магнитной проницаемостью μн которую экспериментально определяют в полях с H ≈ 0,1 А/м. После снятия внешнего магнитного поля границы доменов снова возвращаются в прежнее положение и остаточная намагниченность не возникает.

II – Область слабых и средних магнитных полей — крутой рост B и m при увеличении H. В конце этого участка m проходит через максимум и представляет собой максимальную магнитную проницаемость m_м Процесс перемещения границ доменов необратим, т. е. после снятия внешнего магнитного поля доменная структура не возвращается в исходное состояние, и образец сохраняет какую-то техническую намагниченность. Переориентация магнитных моментов внутри доменов происходит не постепенно, а скачкообразно.

К концу этого участка границы доменов исчезают, и образец превращается (в идеале) однодоменный, вектор намагниченности которого совпадает с направлением легкого намагничивания и составляет наименьший угол с направлением внешнего магнитного поля.

III – Область сильных полей — небольшое увеличение В и значительное уменьшение m. [ ]. m = B m0H Постепенный поворот вектора намагниченности образца до полного совпадения с направлением внешнего магнитного поля H. В конце этого участка при H = Hs намагниченность

M материала достигает значения намагниченности технического насыщения Ms (M → ) M s или, можно сказать, что магнитная индукция B материала достигает значения индукции технического насыщения Bs (B → ). Bs

IV – Область насыщения — незначительное увеличение B (за счет парапроцесса, который заключается в гашении сильным полем дезориентирующего действия теплового поля) при увеличении Hs и приближение m к единице.

Абсолютно строгую ориентацию всех спиновых магнитных моментов атомов внутри домена можно получить только при 0ºК, когда отсутствует дезориентирующее действие теплового движения.

Рост температуры приводит к увеличению дезориентации спиновых магнитных моментов атомов. Дезориентирующее действие теплового движения компенсируется ориентирующим действием внешнего магнитного поля. B этом и заключается парапроцесс. Парапроцесс имеет место и в слабых полях, но здесь он перекрывается процессами смещения и вращения. В сильных полях, когда (B = Bs ), парапроцесс проявляется более отчетливо.

В реальных ферро- и ферримагнетиках различные виды процессов намагничивания накладываются друг на друга. На процесс намагничивания, кроме того, влияют магнитострикция, механические напряжения, дефекты структуры и ряд других причин.