Krinchik-GS-Fizika-magnitnyh-yavlenii (1239154), страница 40
Текст из файла (страница 40)
Запишем свободную энергию пленки как сумму энергии анизотропии Ри и зеемановской энергии Рн. .г == Кз1п' ф — Н1, = Кв!их ф — Н„У, сов ф — Н„7, э!и ф. (3.10.1) 2/3, НЗ й. +й-„=-|. (3.10.4) На рис. 3.39 представлен участок астроиды (3.10.4) из первого квадранта с указанием областей, в которых наблюдались определенные процессы намагничивания.
Напомним еще раз, что проведенный расчет верен, если перемагничивание осуществляется к о г е р е и т и ы м необратимым вращением при отсутствии процессов смещения доменных границ ц иекогереитного вращения. Экспериментальная проверка уравнения (3.10.4) сводится к определению зависимости Н„(Н,) или Н„(Н„). Для этого, например, можно прп иаличии поля Н„дать короткий наносекундный импульс О,, равный критическому полю перемагничивания. Но время перемагничиванпя в импульсных полях определяется временем релаксации из уравнений Ландау — Лифшица, пленка очень неоднородна, имеет дисперсию осей легкой аиизотропии, поэтому, как правило, в пленке возникают отдельные участки некогерентиого перемагничиванпя. Это приводит к разрыву границ между доменами, прекращению изменения (заклиниванию) доменов и другим усложнениям 1241.
Таким образом, пленка перемагничивается и ек о г е р е н т и о, поэтому уравнение астроиды (3.10.4), как правило, не подтверждается экспериментом. Глава 4 МИОГОПОДРЕШЕТОЧНЪ|Е МАГНЕТИКИ й 4Л. АНТИФЕРРОМАГНЕТИКИ До сих пор мы рассматривали одноподрешеточные ферромагнетики, т. е. такие магнитные кристаллы, в которых при насыщении все спины магнитных атомов направлены в одну сторону. Однако существует много классов магнитных кристаллов, в которых только магнитные моменты атомов, относящихся к одной подрешетке, параллельны, суммарные же моменты раз,тичных подрешеток непараллельны. К одной и той же подрешетке будем относить все магнитные атомы, магнитные моменты которых могут быть совмещены трансляциями иа вектор решетки и.
Для описания макроскопических магнитных свойств кристалла вводятся намагниченности отдельных подрешеток 1; (1 — номер подрешетки). Простейшим классом миогоподрешеточиых магиетиков являются антиферромагнетики. Ангиферромагнетиками называют кристаллы, обладающие спонтанным упорядочением магнитных моментов, но имеющие нулевой макроскопический магнитный момент. Магнитную структуру антиферромагнетика в наиболее простых случаях можно представлять себе как суперпозицию двух или более вставленных друг в друга подрешеток, в каждой из которых магнитные моменты ионов направлены параллельно.
В двухподрешеточиых антиферромагнетиках магнитные моменты подрешеток направлены антипараллельно. К классу антиферромагнетиков иногда относят вещества с магнитной структурой, в которых макроскопический магнитный момент отличен от нуля, ио его существование обусловливается взаимодействиями, относительно слабыми по сравнению с основным обменным взаимодействием — аитиферромагнетики со слабым фер. ромагнетизмом. Слабые ферромагиетики мы рассмотрим в следующем параграфе. На существование веществ с отрицательным взаимодействием указывал Вейсс еще в 20-х гг., однако он не разрабатывал этой идеи. Теорию антиферромагнетизма создал в 1933 г.
Ландау 111 на примере слоистых структур типа галоидных солей элементов группы железа. Предполагая наличие положительного обменного взаимодействия внутри слоев и отрипательиого между слоями, он иа осповаиии термодинамического рассмотрения показал, что в 243 этих веществах должно возникать такое магнитное упорядочение, при котором магнитные моменты ионов внутри каждого слоя устанавливаются параллельно, но антипараллельно в соседних слоях.
При такой магнитнон структуре вещество не обладает макроскопнческим спонтанным моментом, но при температуре Нм, соответствующей разрушению спонтанного упорядочения, должен наблюдаться максимум восприимчивости, теплоемкости и другие При изучении магнитных свойств антиферромагнетиков были установлены следующие основные закономерности. Выше температуры перехода (точки Нееля) 19м антиферромагнетнкн ведут себя как обычные парамагнетики. При Т дм магнитная восприимчивость изменяется с температурой по закону Кюри — Вейсса: (4.1.1) и = С,'(Т вЂ” Н ). О Вм г О+ (::! ГГп ° р Рис.
4.1. Температурная зависимость Рнс. 4.2. Магнитная структура антивоспрнимчнвости н олноосных антифер- ферромагнитных окислов переходных ромагнетиков 120) элементов типа МпО стр днч 244 3 аномалии, соответствующие фазовым переходам 2-го рода. Экспериментальное изучение группы хлоридов переходных элементов подтвердило эти предсказания. Неель 12) создал теорию антиферромагнетизма н приближении молекулярного поля, которую мы изложим в данном параграфе. Идея антиферромагнетизма нашла прямое экспериментальное подтверждение в работе Шала, Страусера и Воллана в 1951 г. !3). Они использовали нейтронографический метод, в котором изучается картина дифракции нейтронов на периодической структуре упорядоченных магнитных моментов.
Благодаря отсутствию заряда у нейтрона и наличию у него магнитного момента его взаимодействие с электронами имеет магнитную природу, причем интенсивность рассеяния нейтронов, обусловленного магнитным взаимодействием, сравнима с интенсивностью их рассеяния на ядрах. При рассеянии монохроматического пучка нейтронов на веществе, обладающем магнитной структурой, кроме дифракционных максимумов, обусловленных когерентным рассеянием на периодической уктуре ядер, наблюдаются максимумы, обусловленные периосскнм распределением магнитных моментов.
Коэффициент шз всегда отрицателен. В силу равноправия подрешеток в отсутствие внешнего поля величины намагниченностей подрешеток равны между собой. Тогда 1,= — 1в и Нн =" (гнг шз) 1х Нм -=. (шг са ) 1з (4.1.3) Для намагниченности насыщения подрешеток антиферромагнетика получается такой же закон, как и для одноподрешеточного ферромагнетика у, =-у,В,(у,); у,-= Т,В,(де), (4.1.4) где /о — намагниченность насыщения подрешеток, В,(йч) — функция Бриллюэна для спина 5, а нг = УУ. дрв~~йТ 245 Характерной особенностью почти всех антиферромагнетиков является отрицательное значение Н„а также тот факт, что 19, обычно больше Нх по абсолютной величине.
В точке перехода Нм восприимчивость поликристаллов проходит через сравнительно острый максимум. В слабых полях и при Т(Вм магнитный момент линейно зависит от поля. Таким образом, поликристаллический антиферромагнетик по магнитным свойствам отличается от парамагнетика только характером температурной зависимости восприимчивости. Отличительной особенностью антиферромагнетиков является очень резкая анизотропия магнитной восприимчивости монокристаллов. В качестве типичного примера на рис.
4.1 показан ход главных восприимчивостей я 11 и из моно- кристалла МпРз, имеющего тетрагональную структуру [4). Согласно нейтронографическим данным направление спонтанной намагниченности подрешеток совпадает с главной тетрагональной осью решетки Мпря. На рис. 4.2 изображена магнитная структура простейшего кубического антиферромагнетика МпО, В табл. 4.1 приведены экспериментальные характеристики некоторых антиферромагнетиков. Рассмотрим теперь теорию двухподрешеточного антиферромагнетика с эквивалентными магнитными ионами в приближении молекулярного поля. Молекулярные поля, действующие на ионы 1-й и 2-й подрешеток, в простейшем случае можно записать так: Нм, ' .
юг)г: шх1г Нм„=- ьзз1г шг1г. (4.1.2) Таблица 4.1 Антиферромагнетикн Кристаллическая структура — е, к с' Вещества (4.1.7) (4.1.6) Вводя обозначения МпО Мп5 Мп5е МпТе мп51 Мпр. МпС!. Мира КЬМпР, Рера РеС1, РеО РеВг. Ре1, Ре502 СоО Сора СоС12 СоВг., КНО КНА2 !ч!!С12 К!ч(!Р, Х!50', КСора Со50, СиРа 2Н10 СоС1а.2Н20 Сг202 РЭ ГЦК ГЦК ГГ (сл) П!К ТГ РЭ (сл) МК (сл) К ТГ ГГ (сл) РЭ ГГ (сл) ГГ Р ТГ тетрагонзльнзн ТГ РЭ (сл) ГГ (сл) РЭ ГГ РЭ (сл) К Р ТГ Р РЭ РЭ РЭ 116 165 247 307 20 67 1,96 47 55 79 24 198 11 10 21 291 37,7 25 !9 525 150 52 253 37 220 34,5 26 4,3 307 610 528 740 690 592 82 З,З вЂ” 8 190 1!7 — 48 570 — 6 23 30,5 330 52,7 — 20 20 2470 3000 — 67 843 82 355 77,5 37 — 5 485 ферромагнетика, т.
е. 71 и /2 будут монотонно уменьшаться с увеличением температуры и обратятся в нуль при температуре Нееля, величина которой дается в данном случае выражением Нм = й(у'р~в 3' (сн, — гв,) (о„. (4.1,6) Если приложено продольное внешнее магнитное поле (Н1(11 — 12), то 71 и 72 не эквивалентны, и соотношения (4.1.3) не справедливы. В этом случае к молекулярным полям (4.1.2) нужно добавить внешнее поле. Тогда 11 =- гаа-(ьтрвл(Н т зз111 ш112)!ка) Уа = аз~ (н)зв~(Н Г гв211 1" гв112) Й7 ) Дифференцируя эти два уравнения по Н, получим а (Ут) (! гнт +гва ), дН 2ЗТ (, дН дН ) аг, На'рв5', у, аг,, аг, ! (у2) ( ! ~ сои ! го1 дН 272Т дН дН Складывая эти уравнения и разрешая полученное уравнение отно- 7 аг, , аг, ! сительно 1 †' + †), получаем для параллельной восприимчи- ! дН дН )' вости антиферромагнетика выражение д1 д(1, д(2 09 глв 5 ,'лТ) ~.' (У) дН дН дН 1 — (тт!82р"„52;ЖТ) Н (у) (щт -1- тза) (4,1.9) 0 б о з н а ч е н и и: К вЂ” кубическая, Р— ромбичеснзя, Гà — гексагональиая, МК вЂ” моноклиниан, РЭ вЂ” ромбозлрическан, Тà — тетрагональнаи, (сл) — слонстаи.
Качественно этот результат согласуется с экспериментальными данными, полученными нейтронографически и из экспериментов по ядерному резонансу. При этом, так же как и в случае ферромагнетиков, формулы (4.1.4) непригодны в области низких температур. Проиллюстрируем некоторые выводы теории молекулярного поля, заменив для упрощения функцию Бриллюзна в (4.1.4) функцией Ланжевена: 71 =- 727. (У,), 72 =- 7е7. (У,). (4.1.6) Решая эти уравнения, найдем 71 и 72 как функции температуры.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
