Borovik-ES-Eremenko-VV-Milner-AS-Lektsii-po-magnetizmu (1239152), страница 43
Текст из файла (страница 43)
При увеличении поля «влево> вдоль направления легкого намагничивания намагниченность остается равной 1, до достижения полем критического значения Н „„,, = Н,. При достижении поля Н „„,, (точка С) энергетически возможным становится переход вектора намагниченности через потенциальный барьер (рис. 14.5,в) и намагниченность становится равной 1» (точка В на рис. 14.5,г). Дальнейшее возрастание «отрицательного» поля оставляет намагниченность равной -1,. Обратное направление изменения величины поля дает прямоугольную петлю гистерезиса.
!4.4 Гистерезис, обусловленный необратимым нропессом вращения 2!! Из формулы (14.18) можно подсчитать коэрцитивную силу однодоменных анизотропных ферромагнетиков, имеющих форму шара: Кы эрг/сьгз 5 1Оз 3 1Ол 3 10" 5 1Ов 1„Гс 1У 10з 500 103 400 Н„Э 300 65 3000 12 000 Для железа Для никеля Для кобальта Для бариевого феррита 3. Изотропный в магнитном отношении ферромагнетик, имеющий форму шара, Х! =- Юз = йгз, с положительной изотропной магнитострикцией Л подвергают сильному внешнему растяжению т» О.
Растягивающее усилие т приложено параллельно внешнему намагничивающему полю Н. Обозначим угол между полем (напряжением) и вектором спонтанного намагничивания через д. Тогда свободная энергия ферромагнетика И' = — Н1, сов д — — Лт ( соз д — — ) + — ХТ, 3 2 (, 3) 2 а из условия ее минимума получаем два решения. Первое решение имеет вид з!пд =- О, или д = 0', 180' и т.д., так как Г =- Г„сов гз, Г = ~Т,. Второе решение приводит к равенству соз д = -Н1,,((3Хт), что соответствует неустойчивому равновесию ферромагнетика.
Первое и второе решения дают совпадающие результаты прн созд =- Т,ГТ, =- — — 1. Величина поля, удовлетворяющая этому условию, является коэр- цитивной силой образца Н, = -3лт(1в Петля гистерезиса и в этом случае имеет прямоугольную форму. Для железа при т > 200 кг/ммз коэрцитивная сила получается порядка Н„ 500 Э. В общем случае, когда процесс вращения обусловлен совокупно- стью влияний (формой образца, величиной его магнитной анизотропии и приложенным механическим напряжением), величина коэрцитивной силы может быть оценена суммой полученных выше значении: Нс аТе + Ь~' + сл (14.19) гдеа=Х1 — Хз,б 1.
Сделанные выводы о величине коэрцитивной силы качественно хорошо подтверждаются экспериментом. Так, для железных порошинок с частицами протяженностью 140 —:!75 А и отношением длины к толщине порядка 5 была получена коэрцитивная сила Н, = 2000 Э. Сравнивая ее с коэрцитивной силой железа при различных условиях, можно заключить, что столь большая величина достигнута за счет однодоменности и формы (у массивного железа она обычно порядка 1 Э). Для частичек бариевого феррита, близких по размерам к однодоменным, получена коэрцитивная сила более 3000 Э. Сопоставляя вышеприведенные сведения, можно предположить, что она достигнута в основном за счет величины константы анизотропии. 2!2 Гл.
!4. Мигииеший гистерезис ф 14.5. Магнитная анизотропия у антиферромагнетиков и смещенная петля гистерезиса В антиферромагнетиках, как и в ферромагнетиках,магнитные силы взаимодействия приводят к тому, что антипараллельно расположенные спины устанавливаются преимущественно вдоль избранных кристалло- графических направлений Л, так называемых осей антиферромагнетиз- ма. Эти направления отмечены в последней графе табл. 9.1.
Наличие осей антиферромагнетизма приводит к появлению рез- кой анизотропии магнитных свойств ниже температуры Нееля (Оьг). На рис. 14.6 показана зависимость восприимчивости монокристалла от температуры при намагничивании х параллельно направлению оси антиферромагнезиэма (х11) и перпендикулярно к ней (хл). При намагничи! ванин вдоль У магнитная восприимчивость х,1 вблизи О К стремится х к нулю, так как все спины устанавливаются попарно антипараллельно и момент сил при направлении поля параллельно магнитному моменту равен нулю. При намагничивании перпендикулярно направлению оси антифер- ромагнетизма У момент сил, действующих на магнитные моменты со стороны внешнего поля, максимален, поэтому антипараллельно распо- ложенные спиновые моменты поворачиваются и образуют некоторый результирующий магнитный момент вдоль поля. Благодаря описанному механизму намагничивания восприимчивость сохраняет конечное зна- чение и при О К (рис.
14.6). Из сказанного следует, что магнитостатическая энергия меньше в том случае, когда поле приложено перпендикулярно к направлению оси антиферромагнетизма У, так как хл всегда больше х19 следовательно, — хз Н < — х1Н, з . 2 Проследим, как пойдет процесс намагничивания антиферромагнети- ка, если магнитное поле прикладывать вдоль оси антиферромагнетиз- ма. Хотя магнитостатическая энергия меньше в случае, когда спиновые моменты расположены перпендикулярно к направлению магнитного поля, их повороту при малых полях будет мешать тот факт, что при этом увеличится энергия магнитной анизотропии. При увеличении намагничиваюшего поля только при некотором критическом его значе- нии Н „„ может создаться такая ситуация, при которой сумма энергий магнитостатической и анизотропии для случая перпендикулярного по отношению к магнитному полю расположения спинов будет меньше, Рис.
14.6. Анизотропня восприим чивости антиферромагнетиков !4.5. Магнитная анизотропия у антиферромагнетиков 2!3 чем одна магнитостатическая энергия для случая параллельного расположения спинов и поля, т. е. ягтН~ „, + К! гйп д < — гм)Нг „. При этих условиях энергетически становйтся выгодным, чтобы спиновые моменты устанавливались перпендикулярно к направлению приложенного поля и к оси антиферромагнетизма. Спины скачком меняют свое расположение.
Описанный процесс, сопровождаемый резким изменением магнитной восприимчивости, является переходом первого рода. Подобное явление наблюдается, например, у антиферромагнетика СОС1з 2НзО при критическом поле Н,р„, 6000 Э. Из рис. 14.7 видно, что при указанном поле Д ед 008 восприимчивость скачком возрастает !так 3 как ягг ) яг!!). Знание критического по- / ля Н,рн, и восприимчивостей ягь и м!! дает возможность определить энергию анизо- 2 тропин антиферромагнетика.
Действительно, при повороте спинов на 90' согласно вышесказанному (ягг — аг!!)Н~гнм = К!. Измерения показали, что энергия анизотропии у антиферромагнетиков по порядку величины такая же, как и у ферромагнетиков: Н.10,9 104 —: 10в эрг/см!. Есть основание предпо- О 5 !О !5 лагать, что у антиферромагнетиков, подобно ферромагнетикам, имеются домены, юн Рис.!4.7.
Зависимость наторые создаются, по-видимому, при охлаждении ниже точки Нееля ~!64). Т вЂ” — 1,5? К: 1 — поле при- Своеобразная петля гистерезиса полу- ложено вдоль направления чается в случае тесного контакта антифер- у; 2 — поле приложено ромагнетика и ферромагнетика. Рассмот- перпендикулярно 5 рим это явление на мелких однодоменных частицах кобальта (диаметром 150 А), покрытых антиферромагнитной окисью кобальта СоО. Расположение спиновых моментов ферромагнитного Со и антиферромагнитного СоО схематически приведено на рис. 14.8, а. Точка Кюри Оу кобальта выше точки Нееля О.
г. Если охлаждать рассматриваемые частицы в сильном магнитном поле от температуры Т, где О,г < Т < Оу, до температуры ниже точки Нееля, а затем поле выключить, то у конгломерата частичен появится остаточная намагниченность Тг гна рис. 14.9, а). При этом на границе Со и СоО !пунктир на рис. 14.8) благодаря обменным связям спины расположатся параллельно. Наложим на частички столь большое магнитное поле, направленное противоположно первоначальному, чтобы кобальт полностью перемагнитился. При этом у антиферромагнетика СоО несколько повернутся спиновые моменты, находящиеся вблизи границы, а основная масса останется в первоначальном положении !рис. 14.8,б).
Гл. !4. Мигяитный гистерезис 214 Фарра- Аптифсрромагнстик магнстик Со ' Соо 1111 ,'1о1 о!о! 1111,1а1а1о! и 1111 1о1о1о! 1111 1о1о1а! 1111 ~газа!о! Я т 1111 ~го'!о1о! 44 4 1111 агаза1о! 1111,''хоза!о! 1111 ',1о1о1о! 11= О 1111 !1а1а1с ! и ~ 1111!1о1о1о! 1 Н ! 1!а!о!о! Рис. !4.9. Смегценная пет- ля гистерезиса Рис.
!4.8. Механизм смещения петли гистерезиса в системе кобальт-окись кобальта На рис. 14.9 показана кривая перемагничивания 1-2-4, соответствующая описанному процессу. Если теперь уменьшить обратное поле до нуля, взаимодействие между магнитными моментами атомов кобальта и атомами окиси кобальта возвратит спины Со в первоначальное положение (рис. 14.8, в), т. е, намагниченность восстановится такой, какой она была до приложения поля. На рис.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
