Магнітні характеристики речовини

 

Первісною причиною наявності магнітних властивостей в усіх речовинах є внутрішні форми руху електричних зарядів (орбітальний рух електронів навколо ядер та електронні спіни, які являють собою замкнені струми, що мають елементарні магнітні моменти р_ml,, р_ms, відповідно). Макроскопічні прояви магнітних властивостей стають помітними при певній узгодженій орієнтації елементарних моментів р_ml та/або р_ms. За магнітними властивостями матеріали поділяються на діа-, пара-, феро-, антіферомагнетики та ферити.

Діамагнетиками називають речовини, в яких у відсутності зовнішнього магнітного поля орбітальні та спінові магнітні моменти є взаємно скомпенсованими. У зовнішньому магнітному полі з вектором індукції В₀ (у вакуумі) діамагнетики намагнічуються проти нього (тобто набувають вектор намагніченості J, спрямований проти вектору В₀). Магнітна проникність діамагнетиків μ ≤ 1 і є величиною, яка не залежить від температури та вектору В₀.

До діамагнетиків належать інертні гази (Не, Ar та інші), метали (Au, Hg, Ag, Zn, Cu), вода, скло й ще багато сполук.

Парамагнетиками називають речовини, атоми (або молекули) яких мають некомпенсований результуючий магнітний момент р_m. Величина р_m залежить від будови атомів парамагнетика, є постійною величиною для нього і не залежить від зовнішнього магнітного поля. У відсутності зовнішнього магнітного поля тепловий рух атомів (молекул) протидіє виникненню упорядкованого розташування векторів р_m окремих атомів (молекул), тобто внутрішнє магнітне поле відсутнє, вектор J = 0. У зовнішньому магнітному полі кожний вектор р_m розташовується приблизно паралельно вектору В₀, цьому протидіє у деякій мірі тепловий рух атомів (молекул). В цілому парамагнетик намагнічується за зовнішнім полем (набуває вектора J, спрямованого вздовж вектору В₀). Магнітна проникність парамагнетиків μ ≥ 1 та зменшується зі зростанням температури за законом Кюрі-Вейсса: μ = 1 + C/ T, де Т – абсолютна температура, С – стала, характерна для кожного парамагнетика. Існує ще одна характеристикка магнітного поля – напруженість Н = В₀ / μ₀. У речовині індукція магнітного пля В = μ₀ (H + J), де μ₀ – магнітна стала, J = χ H,χ – магнітна сприйнятливість, μ = 1 + χ, В = μ₀ μ Н (Всі вирази дано у СІ).

До парамагнетиків належать гази (O₂, NO₂ та інші), метали (лужні, лужногалоїдні, Al, Pt, рідкісноземельні елементи) та багато інших речовин. Діа- та парамагнетики є до так званими слабкомагнітними речовинами, їх магнітні властивості не є функціональними.

Феромагнетики – це речовини, що перебувають у твердому кристалічному стані та мають сукупність магнітних властивостей, обумовлених особливою взаємодією атомів як носіїв магнетизму. Вони складаються з атомів із незабудованими внутрішніми електронними оболонками. Ці атоми, так само, як атоми парамагнетиків, мають некомпенсовані власні магнітні моменти р_m. На відміну від парамагнетиків ці моменти (завдяки взаємодіям атомів) можуть набувати певної впорядкованості просторової орієнтації, внаслідок чого феромагнетик самовільно (спонтанно), без дії зовнішнього магнітного поля, намагнічується. Власне (внутрішнє) магнітне поле має індукцію В = μ В₀, яка в сотні й тисячі разів перевищує індукцію зовнішнього поля В₀, тобто μ >> 1 і лежить у межах 10 – 10⁵. Вектор намагніченості J = (В - В₀)/ μ₀. Феромагнітні властивості речовина має лише при температурах Т < θ_К, де θ_К так звана температура Кюрі, різна для різних феромагнетиків. При Т ≥ θ_К феромагнітні властивості зникають й речовина стає парамагнетиком.

Характерною рисою феромагнетиків є нелінійна, на відміну від діа- та парамагнетиків, залежність магнітної індукції внутрішнього поля від напруженості Н зовнішнього поля В (Н). Тому й магнітну проникність m треба розглядати, як функцію напруженості зовнішнього магнітного поля μ (Н) (рис. 2.1, а, б).

для діа- (1), пара-(2) і феромагне   тика (3)

Феромагнетики є сильномагнітними матеріалами. З цих міркувань розглянемо феромагнітні властивості докладніше.

Магнітні моменти електронної оболонки атома. Магнітні властивості середовища визначаються електронною структурою атомів, іонів або молекул, що складають речовину. Спрощено рух електронів можна уявити у вигляді елементарних замкнутих струмів, наявність яких приводить до появи орбіталь- ного, р_ml,та спінового, р_ms,магнітних моментів. Їх виникнення відбувається за рахунок: 1) руху електронів по орбітах навколо ядра атома; 2) наявності в електронів власного механічного моменту імпульсу, який називаєть ся спіном.

Магнітний момент оболонки багатоелектронного атома визначається магнітними моментами всіх його електронів.

Енергетично вигідним є таке заповнення електронних оболонок, при

якому повний момент мінімальний. Спінові й орбітальні моменти електронів прагнуть орієнтуватися антипаралельно, щоб максимально компенсувати один одного. Завдяки цьому для цілком заповнених електронами оболонок атома орбітальний і спіновий моменти дорівнюють нулю. Тому магнітний момент атома визначається лише електронами не повністю заповнених оболонок. У хімічних елементів, що називаються нормальними, недобудованими є зовнішні оболонки. У перехідних хімічних елементів (3 d -металів групи заліза, 4 d – групи паладію, 5 d – групи платини, 4 f – групи рідких земель або лантанідів, 4 f – групи актинидів) недобудованими виявляються внутрішні електронні оболонки.

Магнітовпорядковані стани. У квантовій фізиці показано, що при збли- женні атомів крім кулонівських взаємодій між електронами та ядрами вини- кають специфічні квантові взаємодії. Коли атоми зближуються настільки, що їх електронні оболонки накладаються одна на одну, електрони виявляються усус- пільненими на молекулярних орбітах і можуть безперервно обмінюватися місцями на орбітах біля сусідніх ядер. Такий обмін тотожних електронів обумов- лює додаткову до класичних кулонівських сил електричну взаємодію, що нази- вається обмінною. Саме обмінна взаємодія певним чином орієнтує спінові маг- нітні моменти електронних оболонок сусідніх атомів і приводить до формування магнітовпорядкованих станів у твердих тілах. Якщо енергетично вигідною є паралельна взаємна орієнтація магнітних спінових моментів, то відповідну магнітовпорядковану структуру називають феромагнітною.

Отже, феромагнітними властивостями виділяють речовини, в яких елект-

ронні оболонки атомів мають некомпенсовані спінові моменти (результуючий спіновий момент атомів не дорівнює нулю) і атоми розташовуються так близько один до одного, щоб обмінна взаємодія упорядковувала орієнтації спінових моментів.

Доменна структура і намагнічування феромагнетиків. Феромагнітному зразку бути намагні-ченим як єдине ціле енергетично неви- гідно, оскільки збудження магнітного поля в навколишньому просторі потре- бує значних енергетичних витрат. Тому зразок розділяється на фізично малі області –домени із розмірами ~10^-2¸10^{-3 см, усередині кожного з яких вектор намагніченості має визначений напря- мок. Унаслідок паралельної орієнтації спінових моментів р} _ms у кожному доме- ні виникає сильне внутрішнє поле, таке, що домени виявляються намагніченими до гранично можливої величини B_s

(тобто до насичення) спонтанно, без прикладання зовнішнього магнітного поля.

Кожному домену відповідає визначена величина і напрямок вектора маг- нітного моменту M^d, але напрямки векторів у сусідніх доменах різні і результу- ючий магнітний момент одиниці об'єму зразка визначається як J = (1/V)∑ M^d. Як правило, напрямки векторів намагніченості доменів такі, що створений ними магнітний потік замикається усередині зразка (рис. 2.3, б). При цьому мінімізуються витрати на збудження магнітного поля у навколишнім просторі. При накладенні не надто сильного зовнішнього магнітного поля відбувається зміна співвідношення об'єму доменів (рис.2.3). Така зміна здійснюється шляхом зміщення доменних границь. Оборотне зміщення доменних границь дозволяє досягати сильного намагнічування слабким зовнішнім полем (ділянка 1 на рис. 2.1, а). При цьому відбувається збільшення об'єму тих доменів, магнітні момен- ти яких утворюють найменший кут з напрямком зовнішнього поля H; одночас- но зменшуються розміри доменів із не сприятливою орієнтацією вектора M^d. Після виключення зовнішнього поля доменні границі повертаються у вихідні положення (рис. 2.3, а, б).

При більш сильних зовнішніх полях зміщення доменних границь носить необоротний характер (рис. 2.3, в), крива намагнічування має максимальну кру тість (ділянка 2 на рис. 2.1), а залежність m(H) проходить через максимум (рис. 2.1, б). При подальшому збільшенні напруженості зовнішнього поля зміщення до менних границь змінюється іншим механізмом намагнічування – механізмом обертання, при якому вектори M^d поступово повертаються вздовж напрямку Н (ділянка 3 на рис. 2.1, рис. 2.3, г). Коли всі магнітні моменти доменів орієнту ються вздовж зовнішнього поля, настає технічне насичення намагніченості (ді- лянка 4 на рис. 2.1, рис. 2.4, д). Деяке зростання індукції на ділянці насичення обумовлене складовою m₀ H у співвідношенні В = μ₀ (H + J) і збільшенням намагніченості самого домену.

Характерною особливістю феромагнетиків є неоднозначність залежності В(Н), яка за циклічних змінах напруженості зовнішнього магнітного поля визначається передісторією процесу намагнічування. Це явище називається магнітним гістерезисом.

Типова крива намагнічування В(Н) для феромагнітного зразка при циклічних змінах напруженості зовнішнього магнітного поля зображена на рис. 2.5. У досить сильному магнітному полі зразок намагнічується до насичення (точка А). При цьому він складається з одного домену з магнітною індукцією насичення В_m, що спрямована вздовж зовнішнього поля. При зменшенні напруженості зовнішнього магнітного поля Н магнітна індукція в зразку буде зменшуватися по кривій АD і при Н = 0 у зразку зберігається так зване залишкове намагнічування В_r. Характерним параметром петлі гістерезису є також B_s – спонтанна індукція, причому В_m = B_s + m₀H.

Щоб повністю розмагнітити зразок, необхідно прикласти досить сильне поле протилежного напрямку, яке називає ться коерцитивним полем Н_с. При подальшому збільшенні магнітного поля зворотного напрямку зразок знову намагнічується вздовж поля до насичення (точка D). Перемагнічування зразка (із точки D у точку А) відбувається по кривій DA. Таким чином, при циклічних змінах поля крива, що характеризує зміну магнітної індукції у зразку, утворює петлю магнітного гістерезису ADA. Зменшуючи амплітуду зміни поля Н до нуля, можна цілком розмагнітити зразок (прийти в точку О, рис. 2.5).

Феромагнітні матеріали – це перехідні метали групи заліза (Fe, Ni, Co з Т_C = 1043, 1338, 627 К, відповідно;), рідкоземельні елементи (Gd, Tb, Dy, з Т_C = 293, 219, 85К, відповідно), інтерметалеві сполуки (MnAs, CrBr_3, EuO з Т_C = 313, 33, 69К, відповідно; багато сплавів на основі магнітних елементів (пермалой – сплав Fe-Ni, сплави Гейслера (наприклад, Cu₂MnAl)) і деякі інші речовини (MnBi, MnSb, EuS).

Антиферомагнетики – магнітовпорядковані речовини, в яких всі сусідні атомні магнітні моменти розташовані антипаралельно. При цьому, як правило, результуючий момент елементарної магнітної комірки в кристалі дорівнює нулю. Антиферомагнітний стан встановлюється при температурах нижче тем- ператури Нееля Т_N, Фазовий перехів при Т= Т_N супроводжується аномаліями магнітної проникності, теплоємності та інших параметрів. Вище Т_N антиферомагнетик стає парамагнетиком. До антиферомагнетиків належать: твердий кисень, Сr, Mn із Т_N= 24, 310 і 100 K, відповідно); ряд оксидів перехідних металів: MnO, FeO, CoO, NiO з Т_N = 120, 190, 290, 630 К, відповідно; сульфати: MnSo₄, FeSO₄, CoSO₄, NiSO₄ з Т_N = 12, 21, 12, 37 К, відповідно, та ряд інших.

Феримагнетики (ферити) – нескомпенсовані антиферомагнетики, багатопідрешіточні магнітовпорядковані кристали з антипаралельною орієнтацією векторів намагніченості нееквівалентних магнітних підрешіток. До феромагнетиків нале жать оксидні кристали (ферити), їх загальна формула n₁Fe₂O₃·n₂M_aO_b·n₃R_cO_d, де n₁, n₂, n₃ – цілі числа, M і R – іони металів. Виділяють ферити зі структурою шпинелі (n₁= n₂ =1, n₃ = 0, а = b =1, кобальтити, хроміти, ман гатити), ортоферити (n₁ = n₂ =1, n₃ = 0, а = 2, b = 3), зі структурою граната (n₁ =5, n₂ = 0, n₃ = 3, а R – рідкоземельні елементи). Відзначимо, що ферити є найбільш численою групою магнітовпорядкованих середовищ, що знаходять практичне використання.

Висновок. Завдяки нелінійним залежностям В (Н) і m (Н), розділенню на домени, сильному намагніченою у слабких зовнішніх полях та явищу магнітно- го гістерезисуферомагнітні матеріали розглядають як функціонально активні та використовують у магнітоелектроніці.