6.6. Ферромагнетизм

Ферромагнетиками называют твердые вещества, которые сохраняют приобретенную намагниченность в отсутствии внешнего магнитного поля. Типичным ферромагнетиком является железо (Fe, Ferrum¹). Ферромагнетиками являются также никель, кобальт и многие их сплавы.

Характерной особенностью ферромагнетиков является нелинейная зависимость намагниченности J от напряженности магнит-

Рис. 6.5

ного поля H (для диа- и парамагнетиков эта зависимость линейная). На рис. 6.5 представлена кривая намагниченности ферромагнетика, который не был предварительно намагничен. Эту кривую называют основной кривой намагничения. Как видим, намагниченность J с ростом H сначала быстро возрастает, но уже при сравнительно небольших значениях H = H_нас намагниченность перестает изменяться, или, как говорят, достигает насыщения (J = J_нас). Магнитная индукция B при этом сначала также быстро возрастает с увеличением H, а после достижения насыщения (при H > H_нас) индукция продолжает расти с ростом H по линейному закону. Такая зависимость вытекает из соотношения (6.9). Записав его в скалярной форме,

, (6.13)

видим, что при малых H быстрое возрастание B обусловлено быс-

трым возрастанием J. После достижения насыщения (когда J = J_нас = const) рост B связан с линейным ростом первого члена в правой части формулы (6.13).

Магнитная проницаемость μ ферромагнетиков, в отличие от диа- и парамагнетиков, не является величиной постоянной, а зависит от напряженности поля H. Она сначала быстро возрастает от некоторого значения μ(0), при H = H_нас достигает максимального значения, а затем убывает, стремясь к единице при H Такую зависимость можно объяснить формулой

которая получается с помощью формулы (6.13). Из этой формулы

Рис. 6.6

видно, что при H < H_нас, когда J быстро возрастает, быстро возрастает и магнитная

проницаемость. А после достижения состояния насыщения при когда J сохраняет сое значение J = J_нас неизменным, μ уменьшается обратно пропорционально H. Максимальное значение μ_max для разных ферромагнетиков различно и может достигать очень больших величин. Так для чистого железа эта величина равна 800 000.

Важной характерной особенностью ферромагнетиков является то, что связь между J и H (а также и между B и H) является не

однозначной, а определяется предшествующим намагничиванием. Это свойство называется магнитным гистерезисом ферромагнетика. Если предварительно не намагниченный ферромагнетик намагничивать, увеличивая H от нуля до H_нас (или любого другого значения, точка 1 на рис. 6), а затем уменьшать H, то J (и B) будет изменяться не по первоначальной кривой 01 в обратном направлении (т.е. не по кривой 1–0), а по кривой 1–2, расположенной выше кривой 10, и когда H станет равной нулю, намагниченность J (индукция B) в нуль не обращается; остается некоторое значе-

Рис. 6.7

ние намагниченности J_r (индукции B_r), измеряемое отрезком 0–2.

Величину J_r называют остаточной намагниченностью и характеризует магнитные свойства вещества. (Соответствующую величину B_r называют остаточной индукцией.) Намагниченность J (индукция В) обратится в нуль только если к ферромагнетику приложить обратное поле напряженностью H_c (точка 3). Напряженность H_c называют коэрцитивной (задерживающей) силой. Если далее изменять H, увеличивая по модулю его значение, то намагниченность J (индукция B) будет изменяться по кривой 3–4. Если теперь от точки 4 начать уменьшать напряженность поля H, то намагниченность J (индукция B) будет изменяться по кривой 4–5––6 и вернется далее в исходную точку 1. Получившуюся замкнутую кривую называют петлей гистерезиса.

Площадь петли гистерезиса определяет работу, которую затрачивает внешнее магнитное поле на одно перемагничивание тела. С наличием остаточной намагниченности связано существование постоянных магнитов.

Значения J_r и H_c для разных ферромагнетиков меняются в широких пределах. Для трансформаторного железа петля гистерезиса узкая (относительно малые значения J_r), для ферромагнетиков,

используемых для изготовления постоянных магнитов, – широкая (относительно большие значения J_r).

При нагревании ферромагнетика его способность намагничиваться уменьшается, в частности, уменьшается значение J_нас. При некоторой температуре T_С, называемой температурой (точкой) Кюри, ферромагнитные свойства у ферромагнетика исчезают, и ферромагнетик превращается в обычный парамагнетик, магнитная восприимчивость которого подчиняется закону Кюри – Вейса

где – постоянная Кюри. Для железа, например, Т_С = 1043 К. При охлаждении образца до температуры (точки) Кюри его ферромагнитные свойства возвращаются.

Рис.6.8

Физическую природу ферромагнетизма можно объяснить только в рамках квантовой физики. Ферромагнитные свойства элементов связаны со структурой их электронных оболочек. Особенностью ферримагнитных веществ является то, что они принадлежат к группе переходных элементов периодической таблицы Менделеева. В атомах этих элементов нарушается последовательность заполнения электронами состояний в оболочках; прежде чем полностью заполнится нижняя оболочка, начинается заполнение вышерасположенной оболочки. Поэтому атомы этих элементов имеют незаполненные электронами внутренние оболочки. В полностью заполненных оболочках магнитные моменты электронов компенсируют друг друга. Следовательно, электроны полностью заполненных оболочек не дают вклада в магнитный момент атома. Некомпенсированными остаются лишь магнитные моменты незаполненных оболочек. Именно электроны этих внутренних незаполненных оболочек участвуют в создании намагниченности. При этом оказывается, что у ферримагнитных веществ носителями магнитных свойств являются не орбитальные, а спиновые магнитные моменты электронов. У таких веществ расстояние между соседними атомами таково, что возникают так называемые обменные силы взаимодействия, заставляющие спины (а значит, и спиновые магнитные моменты) электронов соседних атомов устанавливаться параллельно друг другу. Такая ориентация спинов соответствует минимуму энергии кристалла. В результате возникают области (размером 1–10 мкм) спонтанного (самопроизвольного) намагничивания; эти области называют доменами.

Обменное взаимодействие связано с неразличимостью электронов и действием принципа Паули. Описывая спин классическим вектором, часть энергии двух электронов, зависящая от их спинов, можно определить выражением W = –Is₁∙ s₂. Здесь s₁ и s₂ – векторы спинов обоих электронов, – величина, пропорциональная электростатической энергии взаимодействия электронов двух соседних атомов и называемая обменным интегралом, r – расстояние между атомами, α – числовой коэффициент, величина которого много меньше единицы.

Таким образом сильное взаимодействие спинов электронов – это квантовый эффект, связанный с зависимостью энергии системы электронов от их суммарного спина, а магнитное упорядочение в ферромагнетиках есть следствие этого взаимодействия спинов.

В пределах каждого домена ферромагнетик намагничен до насыщения и имеет определённый магнитный момент. Между доменами существуют тонкие прослойки, в которых ориентация магнитных моментов плавно меняется от направления магнитного момента одного домена до направления магнитного момента соседнего домена. Направления магнитных моментов для разных доменов различны, поэтому при отсутствии внешнего поля суммарный момент любого выделенного объема образца равен нулю, и этот объем в целом не намагничен. Это соответствует устойчивому состоянию кристалла (минимуму его энергии).

При наложении внешнего магнитного поля происходит ориентация магнитных моментов вдоль внешнего поля не отдельных атомов, а целых областей спонтанного намагничивания (доменов), поэтому намагниченность быстро возрастает. Когда магнитные моменты всех доменов оказываются ориентированными по полю, рост намагниченности ферромагнетика прекращается; намагниченность достигает насыщения. При намагничивании образца сначала происходит процесс поворота магнитных моментов в прослойках между доменами. Это приводит к росту тех доменов, у которых угол межу векторами магнитного момента p_m и внешнего поля H оказался малым, за счет соседних доменов, у которых этот угол велик. Такой рост в слабых полях имеет обратимый характер. В более сильных полях происходит одновременная переориентация магнитных моментов атомов в пределах всего домена. Этот процесс является необратимым, что и является причиной гистерезиса и остаточного намагничивания. Так что когда поле обращается в нуль, магнитные моменты не всех доменов теряют ориентацию по полю.

При температуре Кюри происходит разрушение доменов, и ферромагнетик скачком теряет свои ферромагнитные свойства и превращается в парамагнетик. Следует отметить, что переход ферромагнетика в парамагнетик и обратно является фазовым переходом второго рода.