диссертация (1097652), страница 51

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

Текст из файла (страница 51)

Однако экспериментально TK будет наблюдатьсятолько в случае однородного гомогенного ферримагнетика, обладающего одной точкойКюри. В действительности реальный ферримагнетик обладает размытым фазовымпереходом ферримагнетик-парамагнетик ТС±ΔТС, что приведет и к соответствующейразмытости TK. Поэтому в достаточно сильных полях Н кривая IS(Т) не будет достигатьнуля, а будет только некоторое уменьшение IS в области ТK±ΔТK.Исследованные образцы гемоильменита состоят из отдельных зерен, которыемогут иметь несколько отличающиеся ТCi и TKi. В результате это может привести к тому,что кривые IS(Т) и IrS(Т) ансамбля зерен будут иметь либо вогнутую форму ([Трухин идр., 1997] рис. 5.13а), либо "хвосты" (рис.

5.13б) [Трухин и др., 1997]. Таким образом, мыпредполагаем, что вогнутая форма кривых IrS(Т), наблюдавшаяся на самообращающихсягемоильменитах, связана с наличием некоторого спектра точек компенсации иблокирующих температур ТВ и соответственно точек Кюри ТC. Рисунок 5.13. Кривые температурной зависимости остаточной намагниченности насыщенияIrS(Т)/IrS0 образцов синтезированных гемоильменитов хFeTiO3(l - х)Fe2O3 с долей молекулярнойфракции ильменита х, полученные в процессе нагрева образцов в поле Н = 0 (см. таблицу): 1 - образец 970, х = 0,62;2 - образец 971, х = 0,55;3 - образец 981, х = 0,80;4 - образец 997, х = 0,90;5 – образец 1005, х = 0,48;6 - образец 1000, х = 0,52;7 - образец 1019, х = 0,43;8 - образец 1045, х = 0,52.Известно, что в поле насыщения Н=HS на экспериментальных кривых IS(Т) приохлаждении однородных ферримагнетиков в Н≥HS наблюдается TК, но самообращения 245 IS не происходит, так как сильное внешнее поле при T<TК разворачивает изменившиезнак магнитные моменты вновь по направлению поля.

Для того чтобы осуществлялосьсамообращение намагниченности, необходимо выполнение соотношенияН<HC(T), при всех Т≤ТК(4.4)Поэтому, как правило, самообращение TRM наблюдается в сравнительно слабыхполях (см., например, [Нагата, 1965; Трухин, Караевский, 1996].Итак, мы предполагаем, что осуществляется следующая физическая модельсамообращения изученных порошковых гемоильменитов. В каждом i-том зерне притемпературах TКi<Т<ТCi в поле H термонамагничивание происходит по направлениюISА>ISВ. При Т<TKi намагниченность ISВ подрешетки В начинает превышать ISА. Есливнешнее поле H<НCi(Т) при Т<TKi, то по мере уменьшения T происходит ростотрицательной IТ. После отключения Н снимается обратимая часть IT, направленная пополю, в результате чего TRM(T0) больше по модулю, чем IT(T0).

Суперпозиция кривыхITi(T) и TRMi(T) всего ансамбля гемоильменитовых зерен приводит к наблюдаемым вэксперименте закономерностям самообращения TRM.В 2005 году Н.С. Безаевой, Т.В. Матвеевой, В.И. Трухиным [Безаева и др., 2005]былапостроенакомпьютернаямодельявлениясамообращения,основаннаянаоднофазном механизме N-типа Нееля, в рамках которой получены различные типыкривых температурной зависимости намагниченности с самообращением. ЗависимостиIT(T), полученные в рамках компьютерной модели, качественно совпадают саналогичными экспериментальными зависимостями, полученными авторами физическоймодели самообращения N-типа [Трухин и др., 1997, 2004; Трухин, Караевский, 1996].

5.4.3. Компьютерная модель явления самообращения намагниченности, основанная нафизическом механизме N-типа Нееля. При объяснении случаев полученного в лабораториях самообращения действиеммеханизма N-типа Нееля, предполагается, что горная порода, проявляющая свойствасамообращения, имеет в своем составе ферримагнитные зёрна N-типа Нееля, то естьтакие, у которых спонтанная намагниченность меняет знак с изменением температуры(см. рис.5).

А, как было показано выше, это возможно только в узком диапазонемагнитных параметров, в частности констант молекулярного поля α, β, определяющихвид температурной зависимости спонтанной намагниченности: типа N, типа P и т.д. (см.рис. 5.5). 246 Рассмотрим ансамбль одноосных однодоменных невзаимодействующих междусобой ферримагнитных зёрен N-типа и процессы намагничивания такого ансамбля впостоянном внешнем магнитном поле Н. Такое рассмотрение моделирует стандартныйлабораторный эксперимент по термонамагничиванию (или по терморазмагничиванию)образца горной породы: образец горной породы заменяется вышеуказанным ансамблем, апроцесс термонамагничивания – поточечным расчётом соответствующей кривойтемпературной зависимости намагниченности (ТЗН).В горной породе ферримагнитные зёрна занимают лишь проценты или даже долипроцентов от общего объёма, поэтому взаимодействие ферримагнитных зёрен междусобой пренебрежимо мало по сравнению с взаимодействием каждого отдельного зерна снамагничивающим полем.

Однодоменными зёрена взяты потому, что горные породы стакими зёрнами часто встречаются в природе и являются основными носителямипалеомагнитной информации.Остановимся кратко на основных принципах моделирования. Нам удобноиспользовать все уравнения в безразмерном виде, поэтому намагниченности ансамблязёрен и одного зерна разделены на IS0- спонтанную намагниченность при 0 К, аследовательно - безразмерны). Поскольку зёрна считаются невзаимодействующими, тосуммарная намагниченность ансамбля n зёрен в температурной точке τ (гдеτ∈[0,1] - приведённая температура, τ=Т/ТC) определяется как векторная суммасоответствующих намагниченностей отдельных зёрен:I(τ ) n I i (τ )=∑I S0i =1 I S0(4.5)а намагниченность отдельного зерна Ii(τ) получается как проекция спонтаннойнамагниченности ISi(τ) i-ого зерна на направление внешнего поля Н (рис.

5.14):Ii (τ ) n ISi (τ )=∑⋅ cos(θi (τ ))I S0i=1 I S0,(4.6)где ISi(τ) определяется согласно теории коллинеарного ферримагнетизма Нееля(3.4)-(3.5).Для дальнейших расчётов вышеупомянутые уравнения будут использоваться вприведённом виде. Введём обозначения:IIIJ +1~~~ISA = SA ; ISB = SB ; IS = S ;δ =λI S 0µI S 0IS03J(4.7).

247 Рисунок 5.14. Одноосное однодоменное ферримагнитное зерно в магнитном поле Н:IS - спонтанная намагниченность ферримагнетика, составляющего зерно; ОЛН - осьлегкого намагничивания; φ - угол между ОЛН и вектором напряженности внешнегомагнитного поля Н, θ - угол между векторами IS и Н, соответствующий минимумуэнергии системы. С учётом введённых обозначений уравненения (3.4)-(3.5) перепишутся в виде:⎛ 1 αλ ~1 ~ ⎞~(4.8)ISA = B J ⎜⎜ (ISA − ISB ) ⎟⎟ ,δ⎝ τ δµ⎠⎛ 1 β ~λ ~ ⎞ ,~ISB = B J ⎜⎜ ( ISB −ISA ) ⎟⎟δµ⎝ τ δ⎠~~~(4.9)IS = λ ISA + µ ISBСледует обратить особое внимание на то, уравнения (4.8)-(4.9) определяют каквеличину, так и знак знак ISAi(τ), ISBi(τ), ISi(τ) и в случае ансамбля одинаковых зёрен ISi(τ)=IS(τ).Угол θi(τ) – это угол между IS(τ) и Н (рис.

5.14), при определённом значениикоторого полная энергия одноосного однодоменного ферримагнитного зерна во внешнеммагнитном поле становится минимальной. Полная энергия представляет собой суммуэнергии одноосной анизотропии формы, энергии магнитной кристаллографическойанизотропии и энергии магнитного момента во внешнем магнитном поле. Плотностьполной энергии такой системы выражается следующим образом (уравнение вбезразмерном виде):π ⋅ I S0E (τ ) E AФ (τ ) Е АК (τ ) Е Н (τ )=++=−E0Е0Е0Е0H0− | K10 |33⋅ (I SA (τ ) ) + (I SB (τ ) )I S0 ⋅ H 0(2⎛ I (τ ) ⎞⋅ ⎜⎜ S ⎟⎟ ⋅ cos2 (ϕ − θ (τ )) −⎝ I S0 ⎠ I(τ)H⋅ cos2 (ϕ − θ (τ )) − S⋅cos(θ (τ ))I S0 H 0(4.10) )где Е0=IS0H0, H0=1Э.

Везде далее плотность энергии анизотропии формы будетобозначаться ЕФ, плотность энергии магнитной кристаллографической анизотропии будет 248 обозначатьсяЕК,асуммарнаяплотностьэнергиианизотропии(магнитнойкристаллографической анизотропии и анизотропии формы) будет обозначаться ЕА.Угол θi(τ) определяется при совместном решении (4.10) и следующей системыуравнений:⎧ ∂ E ʹ′(τ )⎪⎪ ∂θ = 0,⎨ 2⎪ ∂ E ʹ′(τ ) > 0,⎪⎩ ∂θ 2где Еʹ′=Е/Е0.(4.11)Каждое конкретное значение θi(τ) зависит от соотношения между |ЕА| и |ЕН| или,что то же самое, между напряжённостью намагничивающего поля Н и коэрцитивнойсилойзернаНС ,котораяявляетсяэнергетическимбарьером,препятствующимнамагничиванию.

Намагничивание ферримагнитного зерна понимается как разворотвектора спонтанной намагниченности от положения вдоль ОЛН в направлении поля (рис.5.14).Теоретические ТЗН ансамбля ферримагнитных зёрен рассчитывались прииспользовании уравнений (4.5)-(4.11). При расчётах углы ϕi, i = 1, n , где n- число зёренансамбля, задавались из диапазона значений [0,π/2].Расчётные ТЗН соответствуют экспериментальным зависимостям IT(T). В составгорных пород входят, как правило, ферримагнитные зёрна разного химического состава, азначит, характеризующиеся разными константами молекулярного поля α, β.

Это такжебыло учтено при расчётах. 5.4.3.1. Результаты компьютерного моделирования. Теперь обратимся к результатам компьютерного моделирования и рассмотримслучай ансамбля одинаковых ферримагнитных зёрен. Все математические уравнения,использованные при моделировании, приведены к безразмерному виду, и напряжённостьмагнитного поля тоже нормирована, а потому безразмерна. Поэтому вводятся понятия«слабого поля» и «сильного поля». Слабым назовём поле НW (от англ. «weak», слабый),напряжённость которого меньше коэрцитивной силы ансамбля зёрен во всемрассматриваемом температурном диапазоне, или при котором |ЕА|>|ЕН| также при всехзначениях температур.

А сильным называется поле НST (от англ. «strong»-сильный), длянапряжённости которого выполняются обратные соотношения, то есть Н>НС и |ЕА|<|ЕН|.В слабом поле НW (см. рис. 5.15, кривая 1) получается ТЗН типа 1, котораяхарактеризуетсяединственнойточкойкомпенсациисамообращения. Все остальные поля являются «средними». 249 (ТК)иналичиемэффектаРисунок 5.15. Температурные зависимости намагниченности типа 1 (кривая 1) итипа 2 (кривая 2) ансамбля одинаковых одноосных однодоменных ферримагнитныхзерен в "слабом" Hw и "сильном" Hst магнитных полях соответственно.В сильном поле НST эффект самообращения пропадает, но ТК сохраняется (см.

Характеристики

Список файлов диссертации