диссертация (1097652), страница 43
Текст из файла (страница 43)
211 (3.2) Поэтому, если MSА>MSВ, то при ориентации суммарной MS по направлению Нзначительная часть атомных магнитных моментов (рис. 5.4а), сумма которых равнаMSВ,будеториентированаантипараллельноН.Рассмотримсхемупроцессатермонамагничивания (рис. 5.4б). Возникшая при температуре, близкой к TСферримагнетика ориентация магнитных доменов в направлении Н закрепляетсявнешним магнитным полем Н и возникающим в процессе охлаждения потенциальнымрельефом ферримагнетика, создающим спектр локальных минимумов потенциальнойэнергии, в которых располагаются соответствующим образом ориентированныедомены.
При комнатной температуре Т0 образуется намагниченность IT (или TRM),величина которой будет определяться степенью ориентации магнитных моментовдоменов по направлению Н в зависимости от напряженности Н (рис. 5.4б, кривая 1 ) .При полной ориентации всех магнитных моментов доменов по полю насыщения НSвеличина IT=IS. При отключении Н остается термоостаточная намагниченность TRM.Cоставляющие ее домены удерживаются достаточно глубокими потенциальнымиямами. В среднем устойчивость TRM можно охарактеризовать коэрцитивной силойНC.Ориентации и величины магнитных моментов MSA, MSB в подрешетках А и Вопределяются величинами обменных взаимодействий внутри подрешеток (энергии ЕАА иЕВВ) и между подрешетками (ЕАВ).
Существенным является то, что все эти величины (MSA,MSB, ЕАА, ЕВВ, ЕАВ) могут изменяться с изменением температуры. Изменения могут бытьнастолько существенными, что при некоторой температуре компенсации TК в доменахферримагнетика возникает ситуация, когда MSА=MSВ и MS=0. По обе стороны от TКсуммарный момент каждого домена MS будет иметь различную ориентацию в связи с тем, чтопри T>TК → MSB<MSA, а при T<TК → MSB>MSA. Это относится и к спонтаннойнамагниченностивсегоферримагнитногообразца.Возможностьсуществованияферримагнетиков, у которых зависимости IS(T) имеют при некоторой T=TК величину IS(TК)=0(кривые N-типа по Неелю), была теоретически установлена в работе [Néel, 1948].
Эта работаподробно рассмотрена ниже в этом пункте.При термонамагничивании такого ферримагнетика в интервале температурTК<Т<TC будет возникать намагниченность IT, ориентированная по направлению Н,сначала по мере охлаждения от TC увеличивающаяся, затем при приближении к TКуменьшающаяся, в связи с уменьшением IS ферримагнетика. При T=TК намагниченностьIT=0 (рис. 5.4б, кривая 2). При дальнейшем охлаждении ниже TК могут встретиться дваслучая, зависящих от величины IS доменов и от соотношения величин коэрцитивнойсилы НC и внешнего поля Н. 212 Если при Т<TК поле Н>HC, то при дальнейшем охлаждениинижеTКнамагниченность будет вновь увеличиваться по направлению Н (рис. 5.4б.
кривая 3),так как магнитной энергии IS·H·v (v -объем домена) будет достаточно для разворотадоменов по направлению H. А в случае, если поле Н<HC, то разворот доменов ввидумалости энергии IS·H·v будет невозможен и при T<TК за счет роста IS, направленной поISB, будет увеличиваться IT в антипараллельном по отношению к Н направлении (рис.5.4б, кривая 4).Рассмотренныйпроцесс(рис.5.4б.кривые2+4)являетсяпроцессомсамообращения термонамагниченности на ферримагнетиках, имеющих кривые IS(T)типа N по Неелю [Néel, 1948].Образовавшаясятермоостаточнаянамагниченностьбудетнаходитьсявнеравновесном состоянии и будет удерживаться локальными энергетическимибарьерами ферримагнетика.Аналогичное изменение на 180° направления IS в доменах может произойти и засчётдиффузиисамообращениемагнитныхионовнамагниченностимеждуивподрешётками.результатеПоэтомухимическихвозможнопроцессоввферримагнитных минералах [Verhoogen, 1956].Рассмотрим кратко теорию ферримагнетизма Л.
Нееля [Néel, 1948] и кривыетемпературной зависимости спонтанной намагниченности N-типа, о которых шла речьвыше и которые получаются на основании этой теории.Следует отметить, что в 1970 Л. Неель был удостоен Нобелевской Премии пофизике [лауреаты Hоб. премии] «за фундаментальную работу и открытия, касающиесяантиферромагнетизма и ферримагнетизма, которые повлекли за собой важныеприложения в области физики твёрдого тела».В 1948 году Л. Неель создал теорию коллинеарного ферримагнетизма [Néel, 1948],в которой впервые ввёл понятия самого «ферримагнетизма» как одного из типовмагнитного упорядочения в природе и «ферримагнетика» как вещества, обладающегодвумя нескомпенсированными магнитными подрешётками.
Согласно этой теории, поаналогии с теорией молекулярного (среднего) поля Вейса [Weiss, 1907] дляферромагнетика, любое взаимодействие магнитного иона подрешётки А ферримагнетикас ближайшими соседями из подрешёток А и В можно заменить действием на этот ионнекоторого «среднего» поля. Аналогично для любого магнитного иона из подрешётки В.Полные молекулярные поля, действующие на атомы подрешётки А и на атомыподрешётки В записываются в виде 213 Н MA = n αI SА − n I SВ , Н MA = n βI SB − n I SA , (3.3) где n, nα, nβ - константы молекулярного поля, которые определяют взаимодействиемагнитных моментов внутри подрешёток и между подрешётками (везде далее мы будемиспользовать константы молекулярного поля в единицах n, то есть α, β).Согласно [Néel, 1948] рассмотрим кристаллическую решётку ферримагнетика,состоящую из двух неэквивалентных магнитных подрешёток А и В.
Температурныезависимости спонтанных намагниченностей ISА, ISВ подрешёток А и В соответственнополучаются при совместном решении следующей системы уравнений: Jg µ B n(α ⋅ I SА − I SВ ) , )kTJg µ B n( β ⋅ I SВ − I SА )= µ I S0 BJ (),kT I SА = λ I S0 BJ (I SВ (3.4) где λ, µ - доли магнитных ионов в подрешётках А и В соответственно (λ+µ=1), λ⋅IS0,µ⋅IS0 - спонтанные намагниченности подрешёток А, В при 0 К,B J ( x) =2 J +1(2 J + 1) x1xcth()−cth( ) 2J2J2J2Jфункция Бриллюэна, J – внутреннее квантовое число, g– фактор Ланде, µВ -магнетон Бора, k - константа Больцмана, T-температура.Каждое из уравнений (3.4) есть уравнения-состояния ферримагнетика в теориимолекулярного поля, причём в аргументе функции Бриллюэна стоит отношениемагнитной энергии к тепловой.Суммарная спонтанная намагниченность IS(T) есть векторная сумма спонтанныхнамагниченностей отдельных подрешёток:(3.5)IS (T ) = ISA (T ) + ISB (T )Варьируя в (3.4) α, β при фиксированных значениях λ, µ (положим λ=1/3, µ=2/3)и остальных параметров, Л.
Неель получил 6 разных типов температурных зависимостейспонтанных намагниченностей (рис. 5.5). Среди них 2 типа (Q, R) соответствуютаналогичным зависимостям ферромагнетика, 2 типа (M, P) характеризуются небольшимспадом IS с понижением Т. Зависимость IS ферримагнетика от Т, приводящая кпоявлению точки компенсации ТК, при которой IS=0, называется по Неелю зависимостьюN-типа. 214 Рисунок 5.5 (а) Температурные зависимости спонтанных намагниченностей ISA , ISBферримагнитных подрешеток А, В и суммарной спонтан- ной намагниченности ISферримагнетика типа Р по Неелю (α = 1; β= -0,6; λ=1/3; µ=2/3).
(б) Температурные зависимостиспонтанных намагниченностей ISA, ISB ферримагнитных подрешеток А, В и суммарнойспонтанной намагниченности IS ферримагнетика типа N по Неелю (α = 1,26; β = -0,39; λ= 1/3; µ =2/3).Поэтому связанный с такой зависимостью физический механизм самообращенияможно назвать механизмом N-типа Нееля. Следует отметить, что зависимость IS(T) типаV также характеризуется наличием ТК и принципиально не отличается от N-типа.Смена знака IS, и, соответственно, TRM и CRM, как уже упоминалось выше,может происходить в относительно слабых магнитных полях как в результатеразличного температурного хода спонтанных намагниченностей отдельных подрешётокферримагнетика, так и в результате диффузии магнитных ионов или точечных дефектовмежду подрешётками, происходящей с течением времени. В обоих случаях (N, V)рассматривается самообращение, связанное с единственной минеральной и магнитнойфазой, а потому речь идёт об однофазном физическом механизме, который мы далеебудем называть механизмом N-типа Нееля или просто механизмом N-типа.Существуютидругиепредставленияомеханизмахсамообращениянамагниченности в ферримагнитных минералах горных пород [Jacobs, 1994; Dunlop,Ozdemir, 1997].
Ещё в 1954 году [Грабовский, Пушков, 1954] было показано, чтосамообращениевзаимодействиянамагниченностимеждудвумявозможнозасоприкасающимисясчётмагнитостатическогообразцамидвухминералов.Предполагается, что магнитостатическое взаимодействие возможно и в природныхмелких ферримагнитных зёрнах, имеющих двухфазное состояние [Dunlop, Ozdemir,1997]. В этой же работе рассматривается возможность самообращения двухфазныхминералов за счёт обменного взаимодействия между различными фазами.Как следует из вышесказанного, все физические механизмы самообращениянамагниченности ферримагнетиков можно принципиально разделить на однофазные и 215 многофазные (как правило, двухфазные). В двухфазных механизмах к самообращениюприводит взаимодействие между собой минеральных фаз.Теоретических работ по самообращению очень мало, а базовыми являются толькоработы Л.
Нееля [Néel, 1951; 1955; 1948]. Как упоминалось выше, в работе 1951 годаНеель [Néel, 1951] применил теорию коллинеарного ферримагнетизма к горным породами предложил все четыре вышеупомянутых механизма самообращения намагниченности.Следует обратить внимание на то, что в двухфазных минералогических системах,согласно Неелю, при самообращении намагниченности горных пород в результатевзаимодействия двух фаз, магнитостатическое взаимодействие имеет место во всёмобъёме взаимопроникающих фаз, а обменное- только на границе фаз.Однофазные механизмы самообращения мы уже рассмотрели, рассмотрим далееболее подробно двухфазные механизмы самообращения [Néel, 1951; Грабовский, Пушков,1954].
Положим, что фазы А и В характеризуются разными точками Кюри ТСА, ТСВ иТСА>ТСВ. Намагниченность двухкомпонентной системы можно записать в виде:I(T)=CA·IA(T)+CB·IB(T),где СА, СВ - объёмная концентрация фаз А и В соответственно.(3.6)В процессе возникновения полной TRM в слабом поле Н при TCA>TВA>TCBнаведённую полем намагниченность можно выразить следующим образом:I(T)= CA·IA(T)= CAλA(TbA)·ISA(T) Н(3.7)где λA(T)-коэффициент пропорциональности. Если при температуре блокирования TВA иниже IA(T) полностью блокирована, то взаимодействие фаз А-В в вышеуказанномтемпературном диапазоне будет оказывать влияние только на IB(T).С учётом взаимодействия между фазами намагниченность ниже TВA можнозаписать следующим образом:I(T)=CAλA(TВA)⋅ISA(T)⋅Н + CВλВ(TВВ)⋅ISВ(T)⋅[Н – N⋅IA(T)](3.8)где (Н–N⋅IA(T)) -‐ эффективное поле для В.
Размагничивающий фактор N зависит отгеометрии фаз и природы их взаимодействия. При N>0 взаимодействие отрицательнои условие обращения IB(T) выглядит следующим образом:H1=<NI A ( T ) C A λA ( TbA ) I SA ( T )(3.9)А условие обращения намагниченности всей системы (3.6) выражается как:11+<NCA λA (TВA ) I SA (T ) CB λB (TВB ) I SB (T )Следуетзаметить,чтомагнитостатическое(3.10)взаимодействиевдвухкомпонентной модели не всегда является отрицательным.В случае же самообращения намагниченности в результате обменноговзаимодействия Вейса-Гейзенберга на границе фаз необходима согласованность 216 кристаллических решёток обеих компонент, а само обменное поле, вызывающеесамообращение,можетбытьпорядкавеличинымолекулярногополя(однокомпонентной модели Нееля).
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
