Ответы - final (943730), страница 20

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

Текст из файла (страница 20)

Рис.1.2 Схематическое изображение строение атома и и молекулы водорода.

Образовавшееся в межъядерном пространстве электрон­ное облако повышенной плотности как бы стягивает ядра, стремясь максимально их сблизить. Энергию связи, которая возникает в ре­зультате попарного обобществления электронов, называют обменной, так как считают, что она образовалась в результате якобы обмена электронами между соседними атомами. В действительности энергия обменной связи является электростатической энергией обменного взаимодействия электронной оболочки повышенной плотности с яд­рами, между которыми она образовалась. Обменное взаимодействие имеет квантовую природу, и рассмотрение его с точки зрения клас­сической механики весьма затруднительно.

Силы, под действием которых спиновые магнитные моменты атомов (ионов) ориентируются друг относительно друга параллельно или антипараллельно, возникают в результате обменного взаимодей­ствия. Когда атомы ферромагнетика образуют кристаллическую ре­шетку, их валентные электроны обобществляются, а волновые функ­ции электронов внутренних недостроенных оболочек (3d или 4f) соседних атомов перекрываются, т.е. возникает обменное взаимо­действие электронов внутренних недостроенных оболочек. В резуль­тате изменяется энергия системы, и спиновые магнитные моменты атомов выстраиваются параллельно (ферромагнетик) или антипарал­лельно (антиферромагнетик) друг относительно друга. Приближенно энергию обменного взаимодействия Wобм можно представить сле­дующим выражением:

Wобм=-A (S1S2), (14.7)

где А — обменный интеграл; S1 и S2 — результирующие спиновые магнитные моменты взаимодействующих атомов.

Обменный интеграл А служит мерой энергии обменного взаимо­действия и может быть как положительным, так и отрицательным. Это зависит от отношения a/d, где а — расстояние между атомами (постоянная кристаллической решетки), d — диаметр недостроенной электронной оболочки (3d или 4f), образующей нескомпенсирован­ный спиновый магнитный момент атома. Если отношение a/d мень­ше 1,5, то обменный интеграл А имеет отрицательное значение, и спиновым магнитным моментам атомов энергетически выгодно ори­ентироваться антипараллельно. Если (a/d) > 1,5, то обменный инте­грал имеет положительное значение. В этом случае энергетически выгодно будет параллельная ориентация спиновых магнитных мо­ментов атомов друг относительно друга. В результате возникнет са­мопроизвольная (спонтанная) намагниченность и образуются доме­ны, которые намагничены до насыщения. Зависимость А = y(a/d), приведенная на рис. 14.4, иллюстрирует, что у ферромагнетиков (α-Fe, Co, Ni, Gd) обменный интеграл А положительный, так как от­ношение a/d > 1,5, а у неферромагнетиков (γ-Fe, Mn, Сг) А отрица­тельный, так как отношение a/d < 1,5.

рис. 14.4. Зависимость обменного интегра­ла А от отношения постоянной (a/d) решетки а к диаметру d внутренней недостроенной электронной оболочки

В некоторых случаях, путем внедрения чужеродного атома в кри­сталлическую решетку неферромагнитного материала, можно увели­чить постоянную, решетки а и соответственно отношение a/d станет больше 1,5, в результате возникнет ферромагнетизм. Например, если в металлический марганец ввести небольшое количество азота, то его постоянная решетки а увеличится, и отношение a/d станет боль­ше 1,5, обменный интеграл А примет положительное значение, и марганец проявит ферромагнетизм. Ферромагнетиками являются не­которые сплавы марганца (например, сплавы Гейслера — сплавы системы Mn—Cu—A1, состоящие из неферромагнитных металлов) и некоторые его химические соединения (например, MnSb, MnBi), в которых атомы Мп находятся на расстояниях, больших, чем в чис­том марганце.

Таким образом, ферромагнетизм обусловлен одновременным при­сутствием в материале следующих основных факторов: 1) нескомпен­сированного спинового магнитного момента в атомах (ионах), обу­словленного неспаренными электронами внутренней недостроенной электронной оболочки (3d или 4f); 2) обменного взаимодействия электронов внутренней недостроенной оболочки; 3) величиной отно­шения постоянной решетки а к диаметру внутренней недостроенной электронной оболочки d, участвующей в обменном взаимодействии, большей 1,5.

Явление ферромагнетизма имеет место не только в кристалличе­ских материалах, но и в аморфных. В настоящее время известно большое количество металлов и сплавов, которые в аморфном со­стоянии обладают свойствами ферро- и ферримагнетиков. Отсюда следует, что для возникновения ферро- и ферримагнетизма необ­ходимо наличие лишь ближнего порядка в расположении атомов (ионов).

14.2.2. Магнитная анизотропия

М онокристаллы ферромагнетиков обладают анизотропией маг­нитных свойств. В них существуют кристаллические направления легкого и трудного намагничивания. Для намагничивания монокри­сталла до технического насыщения вдоль кристаллографического на­правления легкого намагничивания затрачивается энергии меньше (насыщение достигается при меньших значениях напряженности магнитного поля Н), чем для такого же намагничивания вдоль направления трудного намагничивания. На рис. 14.5 изображены элег ментарные кристаллографические ячейки трех основных ферромаг­нитных металлов: железа α-Fe, кобальта Со и никеля Ni — и направления их легкого и трудного намагничивания, а также кривые намагничивания в различных направлениях монокристаллов этих ферромагнетиков. (Кривые намагничивания можно также постро­ить, откладывая по оси ординат не намагниченность М образца, а его магнитную индукцию В, изменив для этого масштаб ординаты, так как М пропорциональна В при достаточно больших значениях Н см. формулу (14.2)).

Р ис. 14.5. Направления легкого и трудного намагничивания и кривые намагничивания в раз­ных направлениях монокрис­таллов железа (а), никеля (б) и кобальта (в)

Элементарная кристаллографическая ячейка α-железа (рис. 14.5, а) имеет структуру объемноцентрированного куба, и осями легкого намагничивания являются ребра куба [100]. Таких осей в кристалле железа три и,следовательно, в кристалле существуют шесть направ­лений легкого намагничивания. Направлением самого

трудного на­магничивания α-Fe является пространственная диагональ куба [111], направлением среднего намагничивания — направление вдоль диа­гонали грани куба [110]. Никель имеет гранецентрированную куби­ческую структуру, и направлением легкого намагничивания у него будут пространственные диагонали [111], а трудного — ребра куба [100] (рис. 14.5, б). Кобальт обладает гексагональной плотноупакованной структурой с одной осью легкого намагничивания [0001], совпадающей с осью 2Гпризмы; трудное намагничивание происходит вдоль осей [1120], [1010], перпендикулярных направлению легкого намагничивания (оси Z) (рис. 14.5, в). В отсутствие внешнего маг­нитного поля спонтанное намагничивание всегда имеет место вдоль направления легкого намагничивания.

Энергия Wн, которая требуется для намагничивания до техниче­ского насыщения (единицы объема материала), определяется площа­дью между кривой намагничивания и осью ординат:

Ми
Wн = ∫μHdM, (14.8)

о

где Ми соответствует состоянию намагниченности технического на­сыщения.

Магнитная анизотропия проявляется в монокристаллических об­разцах; в поликристаллических она не обнаруживается. Затраты энергии намагничивания монокристалла вдоль направления легкого намагничивания намного меньше (у железа в 5—10 раз), чем при на­магничивании поликристаллического образца металла. Поэтому у поликристаллических металлов (например, у электротехнических сталей; см. гл. 15.1.1) методом прокатки создают преимущественную ориентацию отдельных кристаллитов (зерен) в заданном направле­нии. Например, у сталей зерна ориентируют на ребро. В этом случае поликристаллический металл приобретает магнитную текстуру. В результате магнитные характеристики металла в одном направле­нии улучшаются. Магнитное текстурирование широко применяют на практике.

Магнитная индукция В материала является векторной суммой магнитных индукций внешнего (намагничивающего) поля Вo и внут­реннего поля Ввн:

В = Во + Ввн = μоН + μоМ = μо(Н + М), (14.2)

где Вo = μoН — магнитная индукция поля в вакууме;

Ввн = μоМ = = km Вo — магнитная индукция внутреннего поля; μo — магнитная проницаемость вакуума, называемая магнитной постоянной, μo = = 4π •10^─7, Гн/м.

Между намагниченностью материала М и напряженностью маг­нитного поля Н существует зависимость:

M = kmH, (14.3)

где km — магнитная восприимчивость, характеризующая способность материала изменять свой магнитный момент под действием внешне­го магнитного поля. В вакууме km= 0.

Объединив выражения (14.2) и (14.3), получим

В = μo Н(1+km) = μo μ Н, (14.4)

где μ = 1 + km или μ = В/( μo Н).

Важной характеристикой магнитных материалов является маг­нитная проницаемость.

Магнитная проницаемость μ характеризует способность материала намагничиваться; μ показывает, во сколько раз магнитная индукция поля, созданного в данном материале, больше, чем в вакууме.

Кроме относительной магнитной проницаемости μ , в электро­технике пользуются также абсолютной магнитной проницаемостью μа, имеющей размерность Гн/м, а также другими ее видами (см. гл. 14.2.5—14.2.7). Значения ц и ца определяются из соотношения

μа= μo μ =B/H. (14.5)

По магнитным свойствам все материалы разделяются на три ос­новные группы: диамагнитные (диамагнетики), парамагнитные (па­рамагнетики) и ферромагнитные (ферромагнетики). Позже в само­стоятельные группы были выделены еще два вида магнитных материалов: антиферромагнитные (антиферромагнетики) и ферримагнитные (ферримагнетики). Диа-, пара- и антиферромагнетики относят к слабомагнитным , а ферро- и ферримагнетики - к сильно­магнитным материалам.

На практике под магнитными материалами понимают материа­лы, обладающие свойствами ферромагнетика или ферримагнетика.

35. Междолинные переходы. Отрицательное дифференциальное сопротивление. Принцип генерирования СВЧ-колебаний, основанный на использовании эффекта Ганна.

В 1963 году Д. Ганн обнаружил, что кристалл арсенида гал­лия с электронной электропроводностью под действием сильного электрическо­го поля способен генерировать СВЧ-колебания. Это явление получило название эффекта Ганна, а созданные на его основе приборы — диодов Ганна. Строго гово­ря, эти приборы не являются диодами, поскольку в них отсутствует выпрямляю­щий электронно-дырочный переход. Чтобы понять эти процессы, необходимо внести некоторые уточнения в зонную модель полупроводника. Известно, что энергия свободного электрона равна

E = mov²/2 = (mov)²/2mo = p/2m²o

где Р = m0v — импульс электрона. Согласно формуле Луи де Бройля,

p=h/λ = ћ/(λ/πћ ) =ћkp

где λ — длина электронной волны;

k = 2π/λ — волновой вектор электрона, по направлению совпадающий с направ­лением распространения электронной волны.

Следовательно, энергию свободного электрона можно выразить через волновой вектор k: E = ħ²k²/ 2mo

Отсюда следует, что зависимость энергии свободного электрона от его волнового вектора имеет квадратичный характер.

Характеристики

Список файлов ответов (шпаргалок)