Borovik-ES-Eremenko-VV-Milner-AS-Lektsii-po-magnetizmu (1239152), страница 17
Текст из файла (страница 17)
Существенным дефектом модели свободных электронов является пренебрежение взаимодействием электронов с кристаллической решеткой. В первом приближении связь электрона с решеткой можно учесть, В! !ха К ВЬ Св Сп А8 Ап Ве М8 Са Хп Вг Сс! Нк 18 —: 25 !5,6 21,5 19,2 29,9 — 5,4 -21,56 — 29,59 — 9 6 44 — 10 92 — 20 — 33,3 !.!' 5!а г Кт В1~" Сз~ Сп~ Акл Апг Ве ' 5!80 Са ' /пзе 8 л-! Сйз" Е18 л 1 6,5 14 23 36 18 34 40 0,4 2,9 10,4 13 20 27 40,6 17-24 22 35 42 66 12,5 12 5 10,5 — 9,4 9 54,5 3 112 7 7 6.4. Экспериментальные данные о магнитной восприимчивости 83 заменив истинное значение его массы т некоторой эффективной массой т".
При этом в формулах (6.!1) и (6.18) изменится значение Е; теперь Величина рв в формуле (6.11) не изменится, поскольку она выражает собственный спиновый момент электрона, который не зависит от его взаимодействия с окружающей средой. В противоположность этому величина рв в формуле (6.18) для диамагнитной восприимчивости электронов, выражающая магнитный момент, возникаюп1ий из-за движения электрона в магнитном поле, должна определяться эффективной массой и быть заменена на ей 4пгп*с Комбинируя формулы (6.11) н (6.18), с учетом указанных изменений получаем полное значение электронной восприимчивости, рассчитанной на грамм-атом: Формула (6.20) позволяет за счет подбора значения эффективной массы привести расчетные данные в соответствие с экспериментальнымн.
В частности, она объясняет существование отрицательной восприимчивости электронов проводимости, наблюдаемой у бериллия и висмута. Однако при таком упрощенном способе учета взаимодействия электронов с кристаллической решеткой теоретические результаты в более или менее полной мере согласуются с экспериментальными лишь для гцелочных металлов. У остальных металлов имеет место ряд явлений, не укладывающихся в рамки теории. У большинства металлов имеется хотя и небольшая, но существенно превыша- (Х вЂ” у ) 1О' ющая теоретическую зависимость восприимчивости от температуры. При низких температурах наблюдается зависимость восприимчиво- 2 8 сти от поля.
При самых низких (1 К) у ряда металлов возникает ' 1ОООО 11боб Ы. Э 2,4 своеобразная периодическая зависимость восприимчивости от поля рнс 6 5, Периодическое изменение (рис. 6.5). Впервые она наблюда- восприимчивости монокрнсталла Ве лась в 1930 г. де Хаасом и ван Аль- в магнитном поле при Г = 14 К феном на монокристаллах висмута. Широкие исследования, предпринятые Б. И.
Веркиным, Б.Г. Лазаревым (106), Д. Шенбергом (80) и др., показали, что это явление имеет место более чем у половины простых металлов. Оно не наблюдается 84 Гл. б. Магнитные свойстви металлов у металлов первой группы и у металлов второй группы с большим атомным объемом (Са, Яг) (106). Л.Д. Ландау показал, что осцилляции магнитной восприимчивости качественно правильно объясняются моделью свободных электронов. Попытка количественного согласования результатов эксперимента как с моделью свободных электронов, так и с более сложными приводит к необходимости предполагать существование ряда групп электронов с очень малой концентрацией (10 " †: 10 з от обшего числа электронов проводимости) и с малой эффективной массой. ф 6.5.
Свойства переходных металлов Магнитные свойства переходных металлов в основном определяются магнитным моментом незаполненных 41- и 7чоболочек. Наличие магнитного момента незаполненных оболочек приводит к тому, что все переходные металлы парамагнитны, а их восприимчивость больше, чем у простых металлов, и сильно зависит от температуры. Магнитные моменты в металлах расположены так близко друг к другу, что нельзя пренебрегать их взаимодействием.
Поэтому, в отличие от свойств парамагнитных солей переходных металлов, рассмотренных в гл. 4, простой закон Кюри для переходных металлов не соблюдается. В этом случае нужно учитывать по крайней мере три вида взаимодействия: электрическое взаимодействие электронов незаполненных оболочек между собой, магнитное взаимодействие и взаимодействие с электронами проводимости. Первый вид взаимодействия иногда приводит к появлению упорядоченного расположения магнитных моментов при отсутствии внешнего поля — к появлению ферромагнетизма или антиферромагнетизма; эти явления будут рассмотрены позже. Взаимодействие с электронами проводимости, наряду с усложнением температурной зависимости, ведет к тому, что магнитный момент незаполненной оболочки в металле отличается от магнитного момента изолированного атома.
Хорошо разработанной теории магнитных свойств переходных металлов пока не существует. Поэтому мы ограничимся рассмотрением некоторых экспериментальных данных. Абсолютные значения восприимчивости переходных металлов при комнатной температуре обычно на порядок или два больше, чем у простых. Так, у Т1 мв =- 1,5 1О 4, у Ч мв = 2,3 10 4, у Мпсг мл = 5,3 10 ", а у Рг) вс, = 5,8 1О У некоторых редкоземельных элементов восприимчивость очень велика; например, у Ру мв = !15 . 1О '.
Однако у части переходных металлов она достаточно небольшая: у Оз мв = 7,6 РО ", а у 1г мв = 25 10-ь Температурные зависимости восприимчивости переходных металлов также весьма разнообразны. б.б. Свойства переходных металлов 85 Лишь пять из них в ограниченном температурном интервале следуют закону Кюри †Вейс. Их характерные параметры приведены в табл. 6.3 (эсв = СДТ вЂ” 6)). Таблица 63 Значения магнитных моментов у редкоземельных металлов Се, Рг, гчг) довольно хорошо согласуются с соответствующими значениями для ионов Сев~, Ргз ' и х1г1~+ (см.
гл. 4). В случае же Рс1 и Рт полученные значения моментов отличаются от возможных значений для ионов, что следует, по-видимому, приписать взаимодействию с электронами проводимости. У ванадия, ниобия, тантала н некоторых других элементов наблюдается падение восприимчивости с ростом температуры, но по закону, отличному от закона Кюри †Вейс. Температурная зависимость восприимчивости Та показана на рис. 6.6.
и 10' и. 10* 0,80 1.05 0.75 0,70 0,55 1.00 0,95 300 900 1500 0 'С б00 1200 г,'С Рис. 6.6. Температурная зависимость магнитной восприимчивости Та Рис. 6.7. Температурная зависимость магнитной восприимчивости Мо Приблизительно у половины переходных элементов гне считая редкоземельных) наблюдается рост восприимчивости с температурой. На рис.6.7 приведена соответствующая кривая для молибдена. Такой характер зависимости можно было бы рассматривать как указание на наличие антиферромагнитной упорядоченности, однако антиферромагнетизм обнаружен пока только у двух переходных металлов; Мг1 и Сг (см. гл.
9). Глава 7 ФЕРРОМАГНЕТИЗМ: ОСНОВНЫЕ ОПЫТНЫЕ ФАКТЫ И ФОРМАЛЬНАЯ ТЕОРИЯ ВЕИССА ф 7.1. Кривая намагничивания и особенности свойств ферромагнетиков Ферромагнетики (железо, магнетит — ГозОз) были известны еще в глубокой древности. На использовании одного из их свойств (остаточного намагничивания) основано действие такого важного прибора, как компас (широко известен в Китае с Х-го в.).
Исследование взаимодействия постоянных магнитов легло в основу учения о магнетизме. Основные характерные свойства ферромагнетиков (большая магнитная восприимчивость, на 5-6 порядков превышающая восприимчивость парамагнетиков; нелинейная зависимость намагниченности от поля; явление остаточной намагниченности) также давно известны. Однако попытки количественного изучения свойств ферромагнетиков долго не давали надежного результата.
Свойства одно~о и того же материала в опытах разных исследователей оказывались различными. Причина подобных затруднений и способ их устранения были указаны Столетовым (1871 г.). В ферромагнетиках, вследствие их большой восприимчивости, величина намагниченности даже в относительно слабых полях велика; поэтому поле внутри ферромагнетика и вблизи него может отличаться от поля в приборе при отсутствии ферромагнетика и зависит от свойств и формы образца (см. В 3.4). Столетов разработал метод баллистических измерений намагниченности ферромагнитных колец, исключающий влияние формы образца, и получил однозначные результаты. При характеристике свойств ферромагнетиков, наряду с магнитной восприимчивостью зс и намагниченностью 1, пользуются магнитной проницаемостью д и индукцией В.
В отличие от парамагнетиков д в этом случае значительно больше единицы, а В существенно отлично от Н. Связь указанных величин определяется формулой В = КН = Н+ 4я1 = (1+ 4хм)Н; здесь 1 нелинейно зависит от Н и зг, причем от Н она зависит даже в слабых полях.
7.! Кривая намагничивания и особенности свойств ферромагнетиков 87 На рисунках 7.1 и 7.2 приведены типичные зависимости В от Х для некоторых ферромагнетиков при комнатной температуре. Из рисунков видно, что при больших количественных различиях этих зависимостей В, ьГс В, кГс 14 1О 10 08 16 НЭ 0 04 08 НЭ Рис 7.1. Кривые намагничивания железа ) — 99,99% Ге, 2— 99,90% Ре (армко-железо) Рнс. 7.2. Кривые намагничивания некоторых ферромагнетикоз: ! — железо, 2 — гайперник; 3 — пермаллой; 4 — армкожелезо; б — никель; б — сплав железо — никель (26%) Рис. 7.3. Зависимость восприимчн вести ферромагнетнков от поля для разных ферромагнетиков их форма очень похожа. Сравнительно медленный подъем в начале кривой затем ускоряется и снова замедляется, переходя в больших полях в почти горизонтальный участок.
Индукция и намагниченность, отвечаюгцие этим горизонтальным участкам, называются индукцией и намагниченностью технического насыщения и обозначаются 1, и В, соответственно. Зависимость магнитной восприимчивости от величины поля имеет характерный максимум (рис. 7,3). 200 Изображенные на рисунках 7,1, 7.2 кривые, полученные при постепенном увеличении поля (причем исходным является размагниченное состояние образца), называются основными кривыми намагничивания. Если в какой-либо точке основной кривой намагничивания при некотором поле Н~ начать уменьшать поле, то кривая зависимости 1 и В от Н пойдет выше основной и при Н = 0 останется некоторое ненулевое значение намагниченности 1,.
Для того чтобы размагнитить 88 7л 7 Ферромигнемизм: основные опьстные финам 800 Рис. 7.4. Петли гистерезиса и основная кривая намагничивания ферромагнетиков тело, придется приложить к нему поле противоположного направления. Когда оно достигнет значения — Ны мы попадем на нижнюю ветвь основной кривой намагничивания. При изменении поля от -Н1 до + +Н~ получится кривая, лежащая ниже основной, и при поле +Н| мы попадем в исходную точку основной кривой. Замкнутая кривая, получающаяся при описанном процессе изменения поля, называется петлей гистерезиса. Типичный вид петель гистерезиса показан на рис. 7.4. Как видно из рисунка, по мере увеличения поля Н~ петля гистерезиса расши4к(~ ряется, но вершины всех петель 1600 '; остаются на основной кривой на- магничивания.
После достижения 800~ 4пр поля, достаточного для намагничивания насыщения, дальнейшее рас- 0~ ширение петли прекращается. Наи- большая петля гистерезиса называ- Н,.- ется предельной. Обычно для грубой характеристики свойств материала указывают величину 1, оста- 1000" точного намагничивания на предельной петле и величину Н, поля, необходимого для размагничивания материала. Поле Не называют коэрцитивной силой материала. Ферромагнитные свойства име- ются лишь у небольшого количества всех элементов и химических соединений.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
