А.Н. Матвеев - Электричество и магнетизм (1115536), страница 69
Текст из файла (страница 69)
Однако иногда, когда дело не сводится лишь к коллинеарныч магнитным моментам и необходимо обеспечить равенство нулю векторной суммы нескольких магнитных моментов, что является 1 42. Фсрромагистнкн 305 173 Простсаюис аояма вности осутсствясняя фсрримагнс- ) б) в) гвзма характерным признаком антиферромагнетизма, приходится пользоваться моделью более чем двух подрешеток.
ферримагнетизм. Может случиться, что подрешетки обладают спонтанной намагниченностью противоположного направления, но различной интенсивности, из-за чего не происходит, как у антифсрромагнетиков, полной ликвидации намагниченности. У таких веществ имеется спонтаннан помигниченность, хотя и лшнее игтгеггсивная по сравнению с вещества ни, все .магнитные,иоменгпы которы:с были бы ориенпюрованы в одном направлении. Такие материалы обладают свойствами, аналогичными свойствам ферромапгетиков, в частности облалают остаточной намагниченностью, характеризуются коэрцитивной силой и т. д. Они называются ферримагнетиками или феррнгами. Иногда о ферримагнетизме говорят как о несколтешированном антиферромагнетизме. Очень существенные преи,иущеюпва ферритов по сравнг нию с ферромагиетикаии связаны с их чрезвычайно .малой электропроводимостью, в то время как ферромагнетики являются хорошими проводниками электрического тока, поскольку хорошая электропроволность ферромагнетиков является недостатком при использовании в радиотехнике.
Под подрешеткой понимается совокупность всех ионов внутри кристалла, которые эквивалентны друг другу как в крисгаллографическом смысле, так и в смысле электростатических и магнитных взаимодействий с окружающими ионами. Отсюда следует, что лля сугггесгвования ферримагнетизма необходимо существование по мепыцей мере двух неэквивалентных подрешеток. Простейшие возможности осуществления ферримагнетизма показаны на рис. 173,а — в. ферромагнитный резонанс Он обусловлен взаимодействием спиновых магнитных моментов электронов с переменным электромагнитным полем. Однако в ферромагнетнках этот резонанс значительно сложнее, чем в парамагнетиках.
Это вызвано тем, что в ферромагнетике имеются спонтанная намагниченносгь и доменная структура, а спины электронов очень сильно связаны обменным взаимодействием. Поэтому в ферромагнетике явление резонанса с самого начала имеет коллективный характер, а преиессин спиноз обусловливается не только внешним полем, но и зффекнвпггылг полем, зависящим как от внешнего полн, так и от внутренних полей ферромагиетика, таких, как, например, поле анизотропии. Ферромагнитный резонанс наблюдается при частотах в несколько тысяч мегагерц. Если сверхвысокочастотное поле однородно по ампли- 306 7. Мияетихп туде, то во всем образце ферромагнетика наблюдается однородная прецессия спинов, вызывающая появление соответствующес о резонасного пика.
Однако наряду с ним образуются дополнительные резонансные пики, обусловленные доменными стенками (резонанс доменных ссенок). Неоднородность поля сверхвысоких частот приводит к возникновению дополнительных резонансных пиков, обусловленных формой и размерами образца.
Расшифровка этой довольно сложной картины ферромагнитного резонанса позволяет получить ценную информацию о свойствах ферромагнетика и измерить многие характеризующие его величины, такие, как намагниченность насыщения, гиромагнитное отношение, константу анизотропии и др. с"ак же как и ферромагнетизм, ферромагнитный резонанс может быть описан только с помощью квантовой теории.
й 43. Гиромагнитные эффекты Описываются гирамагиитиые э44екты и их эксперимеиталысое наблюдение. Соотношение межлу механическими и магнитными моментами, Намагничивание магнетика всегда связано с переориентировкой магнитных моментов в определенном направлении. Лишь в явлении диамагнетизма образуются новые магнитные моменты, ориентированные с самого возникновения одинаково.
Мапситный момент орбитального движения электрона связан с механическим моменгом эгого движения соотношением )40.)0). Собственный магнитный момент электрона связан с его собственным механическим моментом также линейным соотношением. Поэтому ясно, что и магнитный момент атома связан с его механическим моментом определенным соотношением. Это означает, что переориентировка магииписых мамвипюв происходит одновременно с пгргариеятиравкой сооптветпствуюи!ссх лсехаииссгсхих момгитав. Полный магнитный момент атома складывается из магнитных моментов орбитальных движений электронов и их спиновых магнитных моментов. Аналогично суммируются и механические моменты.
Однако, учитывая, что коэффициенты пропорциональности межлу магнитными и механическими моментами у орбитального движения и у спина различны, полный магнитный момент атома, вообще говоря, не коллинеарен его механическому моменту, а составляет с ним некоторый угол (рис. !74). Механический момент изолированной системы сохраняется. Следовательно, в свободном атоме Е„сохраняет свое направление в пространстве. Поэтому р „в результате движения электронов в атоме прецессирует вокруг направления полного механического момента, причем угловая скорость этой прецессии определяется временами внутриатомных процессов, т.
е. очень велика. Поэтому при взаимодействии магиитиаго момента с внешними полями эффективное значение имеет только хомпанеитпа ры Ь в направлении полного мехаиическога,иомепта атома. Эффективным магнитным моментом 4 43 Гироывгтпныс эффекты 307 пр р = де(.,г(2т), (43.1) рт 175 Опьп Эянзптеанв-дс Гвт атома при взаимодействии с внешними полями является момент р „Ы коллинеарный 1. Таким образом, во всех случаях соотношение между моментами можно представить в виде где е и т — масса и заряд электрона; д— гнромап!итное отношение.
Для орбитального движения электрона д = 1, для спина д = 2, а для атомов эта величина имеет промежуточное значение между 1 и 2 в зависимости от того, в какой пропорции н как в полных моментах присутствуют вклады от орбитального движения электронов и их спинов.
Напомним еще раз, что для атома а (43.Ц под р поминается ие истинный палный,иагнитный момент атома, а его проекипя на направление полного механического момента, обозначенная на рис. 174 как р„,4„ Опыт Эйнштейна — де Гааз Рассмотрим цилиндр из магнетика, подвешенный на упругой нити (рис. 175). Соотношение (43.1) между механическим н магнитным моментом показываег, что намагничивание цилиндра вдоль оси сопровождается не только приобретением атомами магнитного момента вдоль осн цилиндра, но и приобретением ими также и соответствующего механического момента, направленного вдоль оси.
Полный механический момент сгержня слагается из механических моментов отдельных атомов и механического момента стержня как целого. До намагничивания полный механический момент стержня равен нулю. Для изолированной системы полный момент сохраняется, В рассматриваемом случае изолированная снсгема состоит из стержня и намагннчивающего поля„создаваемого токами в соленоиде.
Отметим беэ доказазельсгва (см, гл. 9), что момент импульса электромагнитного поля относительно оси цилиндра равен нулю и, следовательно, не влияет на закон сохранения момента импульса рассматриваемой системы. Зто означает, что постоянной 174 Схема своыеззив магнитных И ысхвннчсскнх ыоиситов в втамс О По какие причинен полный неханическид и полный нагнитный ноненты атака некоппинеарны ! Каков еепичииа играет рань эффективного ионного нонента атака при взаинодействин с внешнини напзитиыии папини! Пачену в опыте Эрни тейпа — де Гааз испопыуетск пе. ренагиичивание в пернодическон внешнен попез Кашин тревоеаинкни опредепкатск частота вныинего полк! Какова природа намагниченности в эффекте Бари отто ! 308 7.
Магнетики лолжна быль сумма механических моментов всех атомов н механического момента стержня как целого, т. е. и после намагничивания эта сумма должна быть равна нулю. Но поскольку в результате намагничивания механический момент атомов изменяется, изменяется и момент стержня как целого. Из (43.1) следует, что при намагничивании выполняется соотношение Лр, = д [е/(2ш)3 И.„ (43.2) где /Г/з и с3рк — механический и магнитный моменты, приобретаемые каждым атомом при намагничивании вдоль осн 2.
Суммируя обе части равенства (43.2) по всем атомам, получаем Ю = ~ бр,„, = д [е/(2лг)3 ,'Г М.„ (43.3) где .1 — намагниченность стержня, Р— его объем. По закону сохранес<ия момента импульса, приобретаемый в результате намагничивания момент импульса стержня как целого равен 1., = — 2,' М,, = — [2лг/(ед)1 (г1. (43.4) Угловая скоросгь ог вращения стержня связана с сто моментом импульса 1.
относительно оси вращения и моментом инерции 1, соотношением (43.5) Кинетическая энергия вращения равна Иг / 1и2 г л (43.6) С другой стороны, модуль кручения 13 нити связан с частотой и свободных крутильных колебаний стержня соотношением 1,ио2 = 13. (43.7) В результате приобретения кинетической энергии (43.6) стержень закрутит нить ла угол В, определясмый из закона сохранения энергии: '/г/,ог' = '/2130'. (43.8) Из (43.8) с учетом (43.7), (43.4) н (43.3) получаем 1 со = 0В'/со = — 2лс)с.//(сд) (439) откула д = — 2лсУ1ог/(сВ20) (43.! 0) Все величины в правой части или известны, или могут быть, в принципе, измерены, что позволяет определить д. Эффект закручивания нити при намагничивании невелик.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
