Автореферат (1097651), страница 7

Просмтор этого файла доступен только зарегистрированным пользователям. Но у нас супер быстрая регистрация: достаточно только электронной почты!

Текст из файла (страница 7)

Далее в диссертационнойработе автор рассматривает процессы самообращения намагниченностиферримагнитных минералов, представляющих собой магнитообразующуюфракцию внеземного вещества и горных пород, и возможность ударноиндуцированногоирадиационно-индуцированногосамообращениянамагниченности ферримагнетиков.Впятойглаве“Моделированиеэффектасамообращениянамагниченности ферримагнетиков как магнитообразующей фракцииметеоритов и горных пород” после введения (§ 5.1), представлен обзорлитературы по проблеме самообращения намагниченности ферримагнетиковгорных пород7, рассмотрены физические механизмы наблюдаемых влаборатории процессов самообращения намагниченности (§ 5.2), построенатеоретическая модель явления самообращения намагниченности, приведенырезультаты численного моделирования в рамках построенной модели исопоставление результатов численного моделирования с результатамифизических экспериментов других авторов (§ 5.3), а также обоснованавозможная связь самообращения намагниченности с такими физическимипроцессами, как удары и облучения (§ 5.4).В метеоритах, лунном грунте и горных породах ферримагнитныеминералы часто встречаются в виде мелких вытянутых зерен (суб)микронногоразмера и занимают проценты или даже доли процентов от общего объема, но31при этом именно они, являясь магнитообразующей фракцией, в основномопределяют магнетизм внеземного вещества и горных пород.

Поэтому в качестве“модельного” образца (земной или внеземной горной породы) рассмотреныансамбли и группы ансамблей одинаковых и разных однодоменныхневзаимодействующих ферримагнитных зерен, моделирующих однофазные имногофазные ферримагнитные системы без учета взаимодействия фаз.

При этом,в случае отсутствия термодиффузии магнитных ионов между подрешеткамидвухподрешеточного ферримагнетика, полагалось, что ферримагнитные зернахарактеризуются сменой знака спонтанной намагниченности на кривой IS(T), чтоявляется характерным для ферримагнетиков типа N в классификации Нееля[Néel et al., 1948] (рис.

14а). В случае учета диффузии магнитных ионов междуподрешетками ферримагнетика (см. ниже) рассматривались стандартныеферримагнитные зерна типа Q по Неелю, которые, в отличие отферримагнетиков типа N, не обладают “внутренним” свойством самообращения.~ ~ ~I SA , I SB , I S∼∼∼(а)(б)Рисунок 14. (а) Температурные зависимости спонтанных намагниченностей ферримагнитныхподрешёток А и В и суммарной спонтанной намагниченности ферримагнетика типа N вклассификации Нееля [Néel, 1948] (см.

уравнения (2)-(3)); (б) Одноосное однодоменноеферримагнитное зерно в магнитном поле напряжённостью Н. ОЛН – ось лёгкогонамагничивания, θ - угол, соответствующий минимуму полной энергии системы.Термонамагниченность групп ансамблей ферримагнитных зёрен разного~~химического состава в температурной точке T (где T ∈ [0; 1] - приведённая~температура, T =Т/Тc, Тc – точка Кюри) определяется как векторная суммасоответствующих термонамагниченностей отдельных ансамблей зёрен(уравнение приводится в безразмерном виде; IS0j - спонтанная намагниченностьферримагнитного зерна типа j ( j = 1… m) при температуре абсолютного нуля):32T = j=1=j S0j=Tj j ∙ Sj () ∙=11jj=11jj=1Sj ()0j∙ cos i j=(1)cos(i )=1где m – число групп ансамблей, Vj – объемная концентрация ферримагнитныхзёрен типа j (j = 1… m); V1+…+ Vm=1 (для одинаковых ферримагнитных зеренm = 1, Vj = 1), nj – число зёрен в ансамбле типа j, !" = !" ()/!"# –~приведенная спонтанная намагниченность в температурной точке T , которая длякаждого j определяется согласно следующим уравнениям, выражающим теориюколлинеарного ферримагнетизма Нееля (уравнения в безразмерном виде):⎛ 1 αλ ~1 ~ ⎞~ISA = BS ⎜⎜ ~ (ISA − ISB ) ⎟⎟ ,δ⎝ T δµ⎠(2)⎛ 1 β ~λ ~ ⎞~ISB = BS ⎜⎜ ~ ( ISB −ISA ) ⎟⎟ ,δµ⎝ T δ⎠~~~IS = λ ISA + µ ISB ,(3)II~~s +1TISA = SA , ISB = SB , T~ = , δ =; ISA, ISB– спонтанные3sI SA 0I SB 0TCнамагниченности ферримагнитных подрешёток А и В соответственно,I SA0 = λI S0 ; I SB0 = µI S0 - спонтанные намагниченности ферримагнитныхподрешёток А и В при температуре абсолютного нуля, Т – температура, Тс –точка Кюри; λ, µ - доли магнитных ионов в ферримагнитных подрешётках А и В,гдесоответственно; α, β - константы молекулярного поля.

δ =BJ (x) =2J + 1(2 J + 1)x1xcth() − cth( )2J2J2J2Js +1, s - спин;3s- функция Бриллюэна для случая спин-спинового взаимодействия, когда орбитальное квантовое число L=0 .~В (1) угол θi( T ) - это угол между вектором спонтанной намагниченности~IS( T ) и вектором напряжённости намагничивающего поля Н, которыйопределяется при совместном решении следующих уравнений:π⋅ I S0 ~ ~ 2~ ~~E (T ) = −⋅ I S (T ) ⋅ cos 2 (ϕ − θ (T )) −H0(),(4)| K10 | ⎛ ~ ~ 3 ~ ~ 3 ⎞~~ ~ ~~−⋅ ⎜ I SA (T ) + ISB (T ) ⎟ ⋅ cos 2 (ϕ − θ (T )) − IS (T ) ⋅ H ⋅ cos(θ (T ))⎠I S0 ⋅ H 0 ⎝~ ~⎧ ∂ E (T )= 0,⎪⎪(5)∂θ⎨ 2 ~ ~⎪ ∂ E (T ) > 0 ,⎪⎩ ∂θ 2() ()33Eгде E~ = , Е0 = IS0·H0, H0 = 1 Э, первый член уравнения (4) – плотность энергииE0анизотропииформы,второйчлен(4)–плотностьмагнитнойкристаллографической анизотропии, третий член (4) – плотность энергиимагнитного момента в магнитном поле напряжённостью Н; K10 - перваяконстанта кристаллографической анизотропии при температуре абсолютногонуля, φ – угол между осью лёгкого намагничивания одноосногоферримагнитного зерна и вектором Н.Уравнения (1)-(5) позволяют проводить расчет кривых температурнойзависимости термонаманиченности и термоостаточной намагниченности прификсированных λ, µ, то есть, для случаев отсутствия термодиффузии магнитныхионов между ферримагнитными подрешетками.

Для учета термодиффузииследует задать соответствующий модельный закон термодиффузии и учитыватьего при решении уравнений (2)-(3). В случае конкретного приложения длячисленного расчета положим закон термодиффузии линейным так, чтобы!! = 1 = ! ; = 0 = ! , а именно:~T 2~λ (T ) = − +3 3(6)~~µ (T ) = 1 − λ (T )(7)Результаты численного моделирования поведения ансамблей одинаковыхферримагнитных зерен типа N (рис. 14а) позволили выявить три типатемпературных зависимостей термонамагниченности IT(T) в постоянноммагнитном поле напряженностью Н, два из которых характеризуются эффектомсамообращения намагниченности (рис. 15). При этом “слабые” (Нw) и “сильные”(Hst) магнитные поля определяются по отношению к коэрцитивному полю“модельного” образца как: Нw<Hc, Hst>Hс, где Hc – коэрцитивное поле. Точкакомпенсации TK наблюдается для всех трех типов кривых, но в “cильных” поляхэффект самообращения подавляется, что согласуется с экспериментальнымиданными.

В зависимости от заданных параметров, кривые температурнойзависимости намагниченности типа 3б (рис. 15в) могут характеризоваться какдвойным, так и тройным эффектом самообращения намагниченности.Сопоставление полученных результатов численного моделирования сэкспериментальными данными для горных пород7 и синтезированныхферримагнетиков выявили их качественное соответствие.7На сегодняшний день полного самообращения намагниченности образцов внеземноговещества не выявлено. В работе [Pearce et al., 1976] cообщается о частичном самообращениипарциальной термоостаточной намагниченности образцов лунного грунта.34(а)(б)~ ~ ~ISA, ISB, ISI/IS00.60.300.2540.40.200.2H0.15300.1020.05T/TC-0.05-0.15H1<H2<H3<H4100.20.40.6(в)0.8-0.4~ISA-0.61Т/Тс~IS-0.20-0.10~ISB-0.800.20.40.60.81.0(г)Рисунок 15. Кривые температурной зависимости термонамагниченности (а) типа 1 (кривая 1)и типа 2 (кривая 2) ансамбля одинаковых одноосных, однодоменных, ферримагнитных зёренв «слабом» Hw и сильном Hst магнитных полях, соответственно; (б) Кривые температурнойзависимости термонамагниченности типа 3а ансамбля одинаковых одноосных,однодоменных, ферримагнитных зёрен, полученные для |ЕФ|<<|ЕК| (cм.

уравн. (4)) при разныхзначениях напряжённости намагничивающего поля H (Hw<H1<H2<H3<Hst); (в) Кривыетемпературной зависимости термонамагниченности типа 3б ансамбля одинаковыходноосных, однодоменных, ферримагнитных зёрен, полученные для случая |ЕФ|>>|ЕК|(cм. уравн. (4)) при разных значениях напряжённости намагничивающего поля H(Hw<H1<H2<H3<H4<Hst). (г) Кривые температурных зависимостей приведенных спонтанныхнамагниченностей ферримагнитных подрешёток А и В и суммарной приведенной спонтаннойнамагниченности ферримагнетика типа Q с законом термодиффузии магнитных ионов (6)-(7).В § 5.4 автор рассматривает возможную связь явления самообращениянамагниченности с такими физическими процессами как удары и облучения,35которые могут потенциально приводить к диффузии магнитных ионов междуподрешетками ферримагнетика (рис. 15г) и, при некоторых условиях,обусловитьударно-индуцированноеирадиационно-индуцированноесамообращение намагниченности ферримагнетиков, соответственно.

При этомфизический механизм ударно-индуцированного самообращения основан натермодиффузии магнитных ионов между ферримагнитными подрешетками врезультате ударно-индуцированного нагрева. Расчеты показали, чтотермодиффузия может приводить к самообращению наблюдаемойнамагниченности.Радиационно-индуцированноесамообращениенамагниченности может иметь место как в результате термодиффузиимагнитных ионов между подрешетками в результате радиационноиндуцированного нагрева, так и без изменения температуры в результатерадиационно-индуцированной диффузии или рекомбинации магнитных ионов идефектов между ферримагнитными подрешетками, приводящими к изменениюобменного взаимодействия внутри и между подрешетками ферримагнетика и,как следствие, к самообращению намагниченности.Построенная модель является универсально применимой для расчетовповедения намагниченности ансамбля ферримагнитных зерен не только типа N,но и P, Q и других типов ферримагнитных зерен по Неелю [Néel, 1948] в томчисле без эффекта самообращения намагниченности.В § 5.5 приводятся выводы пятой главы.В заключении представлены 11 выводов диссертации.После заключения приведен список публикаций автора по темедиссертации и список использованной литературы.ОСНОВНЫЕ РЕЗУЛЬТАТЫ И ВЫВОДЫ ДИССЕРТАЦИИ1.

Характеристики

Список файлов диссертации