феромагнетизм

РЕАЛЬНА ФІЗИКА

Глосарій з фізики

Наша взаимовыгодная связь https://banwar.org/

Феромагнетизм - магнітовпорядкованих стан речовини, в к-ром більшість атомних магнітних моментів паралельні один одному, так що речовина має мимовільної (спонтанної) намагніченістю. Ф. встановлюється при температурі Т нижче Кюрі точки ТЗ за відсутності зовн. магн. поля Н. У більш широкому сенсі Ф. наз. сукупність фіз. властивостей речовини в зазначеному стані. Речовини, в яких брало виникає феро-магн. впорядкування магн. моментів (рис. 1), наз. феро Магнетик , До їх числа відносяться як тверді кри-сталліч. речовини (див., напр., Магнітні діелектрики, Магнітні напівпровідники, Рідкоземельні магнетики), так та деякі аморфні магнетики і металеві скла , а також магнітні рідини .Ответственним за Ф. є обмінна взаємодія в м а г н е т і з м е, що прагне встановити спини (а отже, і магн. моменти) сусідніх атомів або іонів паралельно один одному; в цьому випадку обмінний інтеграл має покладе. значення.

Мал. 1. Феромагнітна колінеарна атомна структура в гранецентрированной кубічних гратах нижче точки Кюрі ТЗ; стрілками позначені напрямки атомних магнітних моментів.

Ф. зазвичай спостерігається в тривимірних системах, проте можливо його виникнення і в реальних квазіодномірних і квазідвумерних системах (див., Напр., шаруваті магнетики ) Без порушення Мёрміна-Вагнера теореми . Ферромагн. атомний порядок можна безпосередньо спостерігати методом магнітної нейтронографії , К-рий дозволяє також визначити величини атомних магн. моментів у вузлах кристалічної. решіток разл. типів і просторовий розподіл щільності магнітного. моменту поблизу них. Крім нейтронів аналогічну інформацію (в т. Ч. Про внутр. Полях на ядрах) можуть дати ядерний магнітний резонанс , а також мюонною спінової релаксації метод і мёссбауеровская спектроскопія .

магнітна сприйнятливість ферромагнетиков може досягати значень 104-105 Гс / Е; їх намагніченість М, що виникає у зовн. магн. поле H, росте з його величиною нелінійно (див. намагнічення ) І в полях може досягати магнітного насичення , Що характеризується значенням Величина М залежить також від "магн. Передісторії" зразка, що призводить до неоднозначності функції M (H), або до гістерезису магнітного . при намагничивании і перемагничивании феромагнетика відбувається зміна. розмірів і форми зразка (див. магнітострикція ; ) Завдяки цьому криві намагнічування і петлі гистерезиса залежать від зовн. напруг. Спостерігаються також аномалії у величині і температурній залежності пружних постійних ферромагнетиков - т. Зв. D E-ефект і ін. (Див. Механострікція, Магнітомеха-нические явища), а також коеф. лінійного і об'ємного розширення. При адіабатіч. намагничивании або розмагнічування ферромагнетики змінюють свою температуру (див. магнітокалоричний ефект, Магнітне охолоджування). У ферромагн. монокристаллах спостерігається зазвичай різка магнітна анізотропія (Рис. 2). У полікрйсталлах з хаотичний. розподілом орієнтації зерен анізотропія в середньому за зразком відсутній, але при однорідному розподілі цих орієнтації вона може виникати (див. магнітна текстура ). В результаті конкуренції обмінного і магн. дипольного взаємодій відбувається розбиття кінцевого ферромагн. зразка на феромагнітні домени (Див. також Магнітна доменна структура ) .Магн. та ін. фіз. властивості (в т. ч. елект., теплові, гальваномагн., магнітооптичні) феромагнетиків володіють яскраво вираженою залежністю від температури, особливо поблизу ТЗ. Спонтанна (при H = 0) намагніченість Ms має максимум при 0 К і монотонно прямує до нуля при (Рис. 3). Вище ТЗ ферромагнетик переходить в парамагн. стан, а в деяких випадках (рідкоземельні метали) -в антиферомагнітне, що є окремим випадком магнітного фазового переходу 2-го роду. магнітна проникність (або магн. сприйнятливість) феромагнетиків має різко виражений максимум поблизу ТЗ; при Т> ТЗ уд. сприйнятливість c звичайно треба Кюрі - вепсів закону. У більш загальних випадках в феромагнетиках можуть відбуватися орієнтації-онние фазові переходи, при яких перебудовується магнітна атомна структура і змінюється магнітна симетрія феромагнетика. Важливий клас ферромагнетиков представляють собою магнітні надпровідники , В яких брало досягається співіснування явищ Ф. та надпровідності .

Мал. 2. Залежність намагніченості М від магнітного поля для трьох головних кристалографічних осей монокристала Fe (тип решітки - об'ёмнопентрірованная кубічна, напрямок [100] -ось легкого, [110] - вісь важкого і [111] - вісь найважчого намагнічування).

Мал. 3. Схематичний хід температурної залежності спонтанної намагніченості феромагнетика; Мoo - значення Ms в стані магнітного насичення, ТЗ - точка Кюрі.

Класифікація та основні моделі феромагнетиків. Необхідна ознака Ф. речовини - наявність постійних (не залежних від зовн. Магн. Полів) магн. (Спінових або орбітальних, або тих і інших разом) моментів електронних оболонок у складових його атомів (іонів) (Fe, Со, Ni та ін.). Однак при конденсації магнітно-активних атомів (іонів) в кристал або аморфне тіло їх електронні оболонки часто зазнають таку деформацію, що кристал або аморфне тіло вже не має в своїх вузлах пост. магн. моментами. Наїб. перебудові при конденсації піддається самий зовнішній (валентний) шар електронної оболонки. Це обумовлено тим, що хвильові функції валентних електронів у сусідніх атомів в твердому тілі сильно перекриваються, що призводить до колективізації колишніх валентних електронів. В разі металів вони при цьому утворюють фермі-газ (або фермі-рідина ) Електронів провідності, а в неметал-лич. речовинах - локалізовані спін-насичені зв'язки. В обох випадках, як правило, для осн. стану (T = 0 К і H = 0) намагніченість М = 0. Якщо атоми, з яких брало побудований зразок, не належать до перехідних елементів, то електронна оболонка іонних кістяків відповідно до Паулі принципом має замкнутий характер і має діамагнетизмом .Більше детальні дослідження за допомогою ядерного магнітного резонансу, Мессбауера ефекту і ядерної теплоємності виявили на атомних ядрах (Fe, Co, Ni та ін.) Дуже сильні магн. поля - до 105 - 106 Е, джерелом яких брало є "деформовані" внутрішні 1 s-, 2 s - і 3s-шари оболонки іонних кістяків. Електрони провідності, подмагніченние завдяки обмінній взаємодії з d - або f-шар атомної оболонки, беруть участь в спонтанної намагніченості феромагнетика.

У разі, коли феромагнетик побудований з атомів перехідних елементів, в ньому можливе збереження не залежить від зовн. поля магн. моменту. При цьому можна розрізняти 4 осн. типу речовин: 1) металеві. речовини (чисті метали, сплави і сполуки) на основі перехідних елементів з недобудованими d-шар (перш за все 3 d-шар у атомів групи Fe); 2) металеві. речовини на основі перехідних f-елементів [в першу чергу рідкоземельних (РЗМ) з недобудованим 4 f -шар]; 3) Немі-талліч. з'єднання при наявності хоча б одного компонента з перехідних d - або f-елементів; 4) сильно розбавлені розчини парамагн. іонів d - або f-елементів в діамагн. речовинах. Поява у всіх цих речовинах атомного магн. порядку обумовлено обмінною взаємодією в магнетику. У неметаллич. речовинах (тип 3) це взаємодія носить непрямий характер (див. Непряме обмінна взаємодія ), При к-ром магн. порядок електронних магн. моментів недобудованих d - або f-шар в найближчих сусідніх парамагн. іони встановлюється при активній участі електронів зовнішніх замкнутих шарів магн - нейтральних іонів (О2, S2-, Se2- і т. п.), розташованих між магнітно-активними іонами. У більшості випадків тут встановлюється антіферромагн. порядок, к-рий може привести або до чистого антиферомагнетизму , Якщо в кожній елементарній комірці кристала сумарний магн. момент всіх іонів дорівнює нулю, або до Феримагнетизм або слабкий феромагнетизм , Якщо він відмінний від нуля. Є такі випадки, коли взаємодія і в неметаллич. речовинах носить ферромагн. характер (всі магн. моменти в осередку паралельні). Загальним для речовин типу 1, 2 і 4 є наявність в них системи фермі-частинок - колективізованих (зонних) електронів провідності. Ця система, хоча в ній існує подмагничивающего тенденція (обмінні сили), як правило, не має магн. порядку і має парамагнетизмом Паулі, якщо він не пригнічений діамагнетизмом самих електронів провідності або системи іонних кістяків із замкненими оболонками. Парамагнетизм переважає у всіх неперехідних металах і більшості перехідних d -метал (цілком групи Pd і Pt, а в групі Fe-у Sc, Тi і V).

Магн. порядок в металеві. речовинах (тип 1, 2 і 4) різний за своїм походженням. Недобудовані 4 f -шар іонів РЗМ-елементів (тип 2) мають дуже малий радіус в порівнянні з параметром кристалічної. решітки, і тому хвильові функції цих електронів у сусідніх вузлів в кристалі або у сусідів в аморфному тілі практично не перекриваються. Отже, в таких речовинах неможливий скільки-небудь істотний прямий обмін. Його також не можна очікувати і між сильно віддаленими одна від одної парамагн. d - або f -іон в сильно розбавлених сплавах (тип 4). Т. о., Слід очікувати, що в речовинах типу 2 і 4 енергетичних. параметр (обмінний інтеграл) прямого обміну зникаюче малий. Тому в таких речовинах обмінна взаємодія, що приводить до магн. атомному порядку, має носити характер непрямої зв'язку магн. іонів через електрони провідності, або т. зв. РККІ-обмінної взаємодії . Нарешті, в речовинах типу 1 електрони; які беруть активну участь в атомному магн. порядку, складаються з колишніх 3 d-і 4 s-електронів изолир. атомів. На відміну від 4 f -шар РЗМ-іонів, що мають дуже малий радіус, ближчі до периферії 3 d-електронів атомів групи Fe випробовують більш істотну колективізацію і спільно з 4 s-електронів утворюють загальну фермі-рідина електронів провідності. Однак на відміну від нормальних (неперехідних) металів, ця система в d -метал володіє набагато більшою щільністю станів поблизу поверхні Фермі , Що сприяє обмінним силам в їх конкуренції з розмагнічувати "тенденціями" фер-ми-газу (див. Паулі парамагнетизм ) І призводить до Ф. в Fe, Со, Ni і їх багаточисельних. сплавах і з'єднаннях. Останнім часом почали інтенсивно досліджуватися т. Н. к о н д о в-с к и е ф е р р про м а г н е т і до і (CeRh3Be2, CeSi x і ін.), в яких брало f-електронів (зазвичай від Се) частково делокалізуют- ся за рахунок Кондо ефекту Ці речовини по ряду властивостей нагадують РЗМ-ферромагнетики, а за іншими - зонні магнетики на основі d -метал; не зовсім звичайними властивостями володіють і а к т и н і д н и е м а г н е т і до і, серед яких брало зустрічаються ферромагнетики.

В цілому квантова теорія Ф. дає можливість якісно зрозуміти виникнення Ф. як результату покладе. обмінної взаємодії. Однак кількісно вона далека від завершення. У послідовній мікроскопіч. теорії насамперед потрібно визначити знак осн. енергетичних. параметра обмінної взаємодії (e про, см. в ст. магнетизм ). Для цього необхідно знати енергетичних. спектр і хвильові функції системи електронів, що беруть участь в Ф. Однак поки точних відомостей про ці величини немає, і тому доводиться користуватися наближеними підходами. Існують 3 осн. моделі Ф .: а) модель локалізованих атомних магн. моментів (див. Гейзенберга модель , А також полярна модель і Хаббарда модель ; ) б) модель колективізованих електронів, запропонована Я. І. Френкелем і Е. Стонером (Е. Stoner) (див. Стокера модель, Зонний магнетизм); в) s - d (f) -обмінні модель (див. Шубіна-Вонсовського модель і Зинера модель ) .В моделі а) передбачається, що атомні магн. моменти жорстко локалізовані біля вузлів решітки і не беруть участі в процесах перенесення в речовині. Ця модель найкраще підходить для опису магн. порядку в Немі-талліч. речовинах (тип 3). У моделі б) передбачається, що в фермі-системі електронів провідності сильна обмінний зв'язок робить енергетично більш вигідним Ф. Ця модель найкраще підходить для пояснення Ф. d -метал. Нарешті sd (f) -обмінні модель в даному разі об'єднує перші дві, допускаючи подмагнічі-вання системи електронів провідності. Модель в) найкраще підходить для опису речовин типу 2 і 4. Велике еврістічен. значення має вивчення сильно розбавлених розчинів (тип 4), а також Кондо-граток , Оскільки з'ясування умов "збереження", а іноді і різкого збільшення магн. моментів в сплаві (за рахунок поляризації навколишнього атом домішки електронів провідності діамагн. матриці) в порівнянні з їх значенням в изолир. парамагн. іони може прояснити деталі виникнення Ф. в d -метал, їх сплавах і з'єднаннях.

Теорія мимовільної намагніченості. Конкретні розрахунки по всіх трьох моделей Ф. можуть проводитися як в квазіклассіч. і феноменологіч. наближеннях, так і за допомогою квантовомеханіч. методів, в т. ч. методу функціоналу спінової щільності. При квазіклассіч. описі Ф. враховують введенням молекулярного поля. У найпростішому розрахунку для газу з N електронних спінів (на основі Ізинга моделі ) їх можна розбити відповідно двом можливим проекція на r "правих" і Nr = l "лівих". Тоді відносить. намагніченість системи "вправо-во" дорівнює y = (rl) / N. Ентропія "газу" при нехтуванні взаємодією між спинами дорівнює S (y) = k] n (N \ / rll! (K - Больцмана постійна ) .Якщо енергія "газу" U не залежить від у, то вільна енергія дорівнює

З умови мінімуму (1) випливає, що y = 0, т. Е. Ф. відсутня. Для його існування необхідно прийняти, що U залежить від у. У найпростішому випадку (гіпотеза молекулярну-ного поля Вейса)

де А '> 0-постійна молекулярного поля, віднесена до одного спину. З умови мінімуму F (y) = - NA'y2-TS (у) знаходимо:

де TC = 2A '/ k - точка Кюрі. Ф-ла (3) дає вираз для залежності Мoo (Т) при H = 0, якісно узгоджується з кривою на рис. 3.

У квазіклассіч. і феноменологіч. підході були дані багаточисельних. уточнення наведеного розрахунку. Зокрема, проводився облік ближнього магн. порядку (метод Бете - Пайерлса - Вейса), розвинена термодинамич. теорія ферромагн. перетворення, в рамках к-рій був також розглянуто питання про температурної залежності разл. фіз. властивостей феромагнетиків поблизу точки Кюрі. Останні зазвичай описуються статечним законом типу (Т-ТЗ) a, де показник ступеня a зв. критичним показником . Ці показники для намагніченості, теплоємності, сприйнятливості обчислюються в рамках моделей Ізінга, Гейзенберга і більш загальних схем, а також на основі ренормалізаціонной групи по Вільсону (див. Епсілон-розкладання ) .Більше суворе уточнення наведеного вище розрахунку дала квантова механіка , Що виправдала вибір залежно (2) і який пояснив фіз. природу параметра А 'як заходи обмінної зв'язку, що залежить від взаємної орієнтації електронних спінів. Згідно Дірака (див. обмінна взаємодія і Гейзенберга модель ), Оператор обмінної енергії системи електронних спінів має вигляд

де -оператор вектора спина атома у вузлі q; Aqq'- - інтеграл обміну між електронами в вузлах q і q '. Якщо Aqq 'різко падає з відстанями між вузлами, то можна обмежитися наближенням найближчих сусідів і, ввівши позначення Аq, qb 1 = А, написати (4) у формі

Квадрат сумарного спина всіх N електронів дорівнює

де S-повне спіновий квантове число системи, a s - одного вузла. Число членів парних творів одно N (N -1). Тому пор. значення від. члена цієї суми одно

Число членів у сумі (5) дорівнює (l / 2) zN, де z-число найближчих сусідів у вузла решітки. Т. о., Ср. значення гамильтониана системи одно

Оскільки s ~ 1, a S -порядка намагніченості всієї системи M = Ny (в одиницях магнетона Бора m B), то в феромагнетику з точністю до членів ~ 1 / N

Цей розрахунок проведений в т. Н. п р и б л і ж е н і й е н е р г е т і ч е с к и х ц е н т р о в т я ж е з т і [4]. З порівняння (6) і (2) видно, що параметр А 'квазіклассіч. теорії визначається обмінною енергією А, т. е. A '= zsA. Для визначення величини і знака А потрібна більш точна теорія, доурую дають, напр., Мікроскопіч. розрахунки обмінних взаємодій в металах методом функціоналу спінової щільності, виходячи лише з кристалічних. структури і порядкового номера в таблиці Менделєєва [11]. Використовуються також нек-риє ускладнення гейзенбергівських гамильтониана, напр. за допомогою обліку дек. типів обмінних інтегралів між разл. сусідами в вузлах решітки (докладніше див. спіновий гамильтониан ) .При низьких Т, використовуючи метод вторинного квантування , Вдалося провести більш точний розрахунок енергетичних. спектра феромагнетика. Обмежуючись станами, близькими до основного (при Про К), в к-ром спини всіх магнітно-активних електронів взаємно паралельні, можна знайти собств. значення оператора (5), що мають вигляд суми енергій отд. елементарних збуджень (квазічастинок) - спінових хвиль , Або ф е р р о-м а г н о н о в. Кожен ферромагнон несе з собою магн. збудження системи і зменшує на величину магн. моменту одного вузла решітки. З ростом Т збуджується все більше спінових хвиль. Поки їх мало, вони утворюють ідеальний газ бозевскіх квазичастиц (див. бозони ; ) з ростом Т їх число росте ~ T 3/2; тому температурна залежність поблизу 0 К має вигляд

де гранична значення при 0 К (див. блоха закон ) .Знаніе спектра спінових хвиль важливо для вивчення явища феромагнітного резонансу , Поширення пружних коливань в феромагнетику і всього комплексу фіз. властивостей при низьких температурах.

! Застосування квантово-статистич. методів (див. Гріна функція, Матриця щільності) відкріває Нові возможности для побудова більш точної мікроскопіч. Теорії Ф. Зокрема, в рамках локалізується. моделі з цієї Теорії віпліває, что при 0 К пір. Атомний магн. момент, что пріпадає на один вузол, винен буті кратний m B. Однако досвід показує, что особливо в d -метан, сплавах и з'єднаннях ця величина помітно менше моменту з-Лір. атома (іона) і, крім того, вона істотно подрібнена (в одиницях m B). Це протиріччя моделі локалізується. спинив з досвідом пов'язано з зневагою колективізацією 3 d-електронів в металі, а також обмінним s - d (f) -Взаємодія.

Мал. 4. Схематичне зображення зсуву на кривих щільності електронних станів пb ( ) для "правих" (+) і "лівих" (-) спинив, обумовленого обмінною взаємодією, в енергетичній смузі провідності d -метал; - фермі-енергія.

В рамках зонної моделі Ф. ця трудність в принципі зникає (див. зонний магнетизм ) .Ф. в фермі-газі можливий при спонтанному "зсуві" на енергії рівнів в подполосе для "правих" і "лівих" спинив, обумовленому обмінною взаємодією (рис. 4). При такому зсуві, для того щоб в рівновазі фермі-енергія в подполосах була однаковою, треба v електронів на атом перенести з лівої подполоси в праву. Це збільшує кинетич. енергію на атом на величину (якщо число v невідь що велике). Обмінна енергія визначається зв'язком пар електронів; вона пропорц. квадрату числа електронів в кожній подполосе (числа електронів в одиниці об'єму в правій і лівій подполосах рівні п + і п). У парамагн. стані п + = п_ = п / 2. Зміна енергії системи при переході з пара- в ферромагн. статок дорівнює

де eоб-пор. обмінна енергія на пару електронів. Ставлення визначає щільність електронних рівнів (рис. 4) близько фермі-енергії . Якщо ввести безрозмірний параметр , То з (7) випливає, що при h> 1 в рівновазі має місце Ф., а при h <1-парамагнетизм. Умова, або критерій, для Ф. (h> 1) легше виконується в металах з великими плотностями стану при і більшою енергією eоб. З рис. 4 видно, що пор. атомний момент аж ніяк не повинен бути цілочисельним в одиницях m B і дорівнювати його значенням для изолир. атома (іона).

Недоліком зонної моделі є неврахування кореляції. енергії, до-раю може істотно змінити все кількостей. і навіть якостей. оцінки наведеного розрахунку (напр., критерій Ф.). Отримано і більш точні результати, напр. при використанні методу розрахунку з функціоналом спінової щільності. Крім цього, зонна модель Ф. отримала істот. розвиток в роботах, розпочатих Морія [22], в яких брало був проведений облік спінових флуктуації в ферромагн. системі електронів провідності металів і сплавів.

s - d (f) -обмінні модель дозволяє врахувати не тільки пасивну роль електронів провідності (напр., їх під-магнічіваніе з боку "магнітних" f -шар в РЗМ-ме-них металів), але і їх активну участь в самому процесі встановлення Ф. завдяки непрямому РККІ-взаимодейст-вию. Якісно це можна описати так. Якщо пор. відносіть. намагніченість d (f) електронів на вузол дорівнює md (f), а електронів проводімості- ms, то енергія s - d (f) -обміну на вузол дорівнює , Де Asd (f) - параметр s - d (f)-зв'язку. Добавка до ферми-енергії, пов'язана з намагніченістю електронів провідності, дорівнює (1/2) АФтs 2, де и - спінова парамагн. сприйнятливість (див. Паулі парамагнетизм ) .При квадратичном законі дисперсії електронів , так що . Повна енергія на вузол, що залежить від md (f) і m s, дорівнює

Ентропія сильно виродженого газу електронів провідності в металах дуже мала; тому рівноважні значення md (f) і ms знаходять з умови мінімуму енергії (8) при умовах: и . Одне з можливих рішень має вигляд

Ставлення ; ms становить від . Підстановка (9) в (8) дає

Т. о., Еф. параметр непрямого обміну типу РККІ між внутрішніми d (f) -Електронна, взаємодіючими з електронами провідності, дорівнює

В даному наближенні він завжди> 0, т. Е. Сприяє Ф. Більш точний розрахунок (10) показує, що обмін типу РККІ порівняно дальнодействием (~ 1 / r 3) і носить коливальний знакозмінний характер.

Обмінна s - d (f) -модель дозволяє також встановити зв'язок між електронами провідності РЗМ-металів та особливостями їх атомної магн. структури, к-раю має вигляд неколінеарних гвинтових структур. Ця модель, якщо її доповнити урахуванням магн. (Спін-орбітального) взаємодії, дозволяє також пояснити в принципі все аномалії електронних властивостей феромагнетиків, пов'язаних з існуванням в них спонтанної намагніченості. Облік магн. (Релятивістських) взаємодій дозволяє пояснити природу магн. анізотропії і магнітострикції.

Ще в 1947 Ж, М. Латтінжер і Л. Тиса [12] висловили гіпотезу про можливість існування "дипольного феромагнетизму" в системі вільно обертаються магн. диполів навіть за відсутності обмінного взаємодії або при дуже слабкому обмінному взаємодії. Експериментально такої Ф. виявлений в 1990 [13] в зразку ГЦК-структури РЗМ-солі Cs2NaR (NO2) 6 (де R = Dy, Er, Gd, Nd), в якій магн. іони знаходяться на досить віддаленому відстані і тому обмінний зв'язок (~ 10 мк) на порядок менше дипольної енергії (~ 100 К), а точки Кюрі розташовані в інтервалі К.

Теорія кривої намагнічування феромагнетиків.

З досвіду відомо, що при H = 0 термодинамическому стійкого стану макрообразца (мінімуму термодинамич. Потенціалу) відповідає розмагніченого стан, бо в іншому випадку на поверхні зразка, як правило, утворюються магн. полюса, що створюють розмагнічуюче поле , З до-рим пов'язана велика покладе. енергія. Т. о., Виникає тенденція розмагнічування кінцевих зразків, хоча обмінні сили прагнуть їх "намагнітити".

В результаті відбувається розбиття фсрромагн. зразка на макрообласті однорідної намагніченості. Цю гіпотезу висловив ще в 1907 П. Вейсс (P. Weiss). Теорія Ф. якісно визначає розміри і форму доменів, к-які залежать від конкуренції разл. взаємодій всередині феромагнетика. Рівноважна структура доменів при Н = 0 має вигляд сукупності пов'язаних замкнутих магн. потоків всередині зразка. Поряд з осн. доменами можуть виникати і вторинні, т. н. з а м и к а ю щ і е, домени. Магн. доменна структура є досить структурно чутливою. Між доменами утворюються проміжні шари, або стінки (див. Доменна стінка, Блоха стінка, Нееля стінка), кінцевої товщини, в яких брало вектор безперервно змінює свій напрямок від орієнтації, що відповідає вектору в одному домені, до орієнтації, що відповідає напрямку його сусіда. На освіту цих стінок витрачається покладе. енергія, але її величина по всьому зразком менше енергії поля , К-раю виникла б за відсутності доменів. При деяких критично малих розмірах ферромагн. зразків виникнення в них дек. доменів може стати енергетично невигідним, тоді частинки залишаються при Т <ТЗ однорідно намагніченими (див. однодоменних частки ) .Цим пояснюються особливі властивості тонких ферромагн. порошків і виробів з них (див. Магнітно-тверді матеріали ) .Серед них отримали досить широке поширення колоїдні розчини однодоменних ферромагн. частинок, що утворюють магн. рідини, що мають перспективні області застосування в техніці і медицині. Вельми специфічний. характер носить ферромагн. доменна структура в гонкою магнітної плівці (Див. Такоже Циліндричні магнітні домени ). Криві намагнічування і петлі гистерезиса в феромагнетиках, т. Е. Все процеси перемагнічування, визначаються, в першу чергу, змінами доменної структури у зовн. магн. поле H, т. е. шляхом зміни обсягу доменів з разл. орієнтацією векторів в них за рахунок зміщення меж доменів (див. доменів стінки динаміка, Доменопродвігаюшая структура). Крім того, грає роль і обертання векторів в напрямку зовн. поля. У розмагніченого стані (з точністю до обсягу, зайнятого доменними стінками) маємо

, Де підсумовування йде по всіх i -м доменів; u i - обсяг i-го домену; q i -кут між вектором в i-му домені і будь-який фиксир. віссю в зразку, напр. збігається з орієнтацією намагнічує поле. При включенні поля уздовж цієї осі в напрямку поля з'являється чудова від нуля намагніченість:

Перший доданок в (11) обумовлено зростанням обсягів доменів, в яких брало спрямовані щодо Н енергетично більш вигідно, за рахунок обсягів доменів, намагнічених менш вигідно; все це здійснюється шляхом процесів зсуву доменних стінок. Другий доданок в (11) обумовлено процесами обертання векторів . Уд. магн. сприйнятливість феромагнетиків, т. о., приблизно дорівнює сумі Аналіз реальних кривих показує, що в слабких полях а в більш сильних (після крутого підйому кривої) При розмагнічування феромагнетика зі стану магн. насичення відбувається відновлення доменної структури шляхом виникнення з а р о д и ш е й п е р е м а г н і ч і-в а н і я - областей зі зворотним (по відношенню до первісної) намагніченістю. В. Дерінг (W. Doring) в 1939 була розроблена досить сувора і загальна теорія зростання таких зародків, к-раю добре підтверджена експериментально [9, 4].

Через структурної чутливості доменної структури і процесів намагнічування і перемагнічування кількостей. теорія кривих намагнічення і петель гістерезису феромагнетиків знаходиться в нач. стадії розвитку. Лише в разі розрахунку кривих намагнічування ідеальних монокристалів потужність. форми в області, де [1], можна розвинути сувору кількостей. теорію для зразків простої форми (напр., еліпсоїдів), що допускає однорідність намагніченості при їх структурної та хім. однорідності. Теорія кривих намагнічування і петель гістерезису має важливе значення для розробки нових і поліпшення існуючих магнітніх матеріалів , Що грають дуже важливу і все зростаючу роль в суч. техніці (напр., в магн. дефектоскопії і структурному аналізі, а також при конструюванні елементів пам'яті ЕОМ, прискорювальних секцій, накопичувальних кілець і т. п.).

література по

1. Акулов Н. С, Феромагнетизм, М.- Л., 1939; 2) Бо-зорт Р., Феромагнетизм, пров. з англ., М., 1956; 3) Вонс-ський С. В., Шур Я. С., Феромагнетизм, М.- Л., 1948; 4) Он-Совських С. ​​В., Магнетизм, М., 1971; 5) Д орфман Я. Г., Магнітні властивості і будова речовини, М., 1955; 6) Туров Е. А., Фізичні властивості магнітовпорядкованих кристалів, М ,, 1963; 7) Вонсовський С. В., Изюмов ​​Ю. А., Електронна теорія перехідних металів, "УФН", 1962, т. 77, ст. 3, с. 377; 1962, т. 78, ст. 1, с. 3; 8) Теорія феромагнетизму металів і сплавів. Зб. ст., пер. з англ., М., 1963: 9) Becker R., Doring W., Ferromagnetismus, В., 1939; 10) Kneller E., Ferromagnetismus, В .- [ua], 1962; 11) Magnetism, A treatise on modern theory and materials, ed. by GT Rado, H. Suhl, v. 1. Magnetic ions in insulators, their interactions, resonances and optical properties, NY- L., 1963; v. 2A. Statistical models, magnetic symmetry, hyperfme interactions and metals, NY-L., 1965; v. 2B. Interactions and metals, NY-L., 1966; v. 3. Spin arrangements and crystal structure, domains and micromagnetics, NY- L., 1963; v. 4; Herring С. (сост.), Exchange interactions among itinerant electrons, NY- L., 1966; 12) Luttinger JM, Tisza L., Theory of dipole interaction in crystals, "Phys. Rev.", 1946, v. 70, p. 954; 1947 v. 72, p. 257; 13) Roser MR, Corruccini LR, Dipolar ferromagnetic order in a cubic system, "Phys. Rev. Lett.", 1990, v. 65, p. +1064; 14) Тябліков С. В., Методи квантової теорії магнетизму, 2 вид., М., 1975; 15) Нагаєв Е. Л., Фізика магнітних напівпровідників, М., 1979; 16) Уайт Р., Квантова теорія магнетизму, пров. з англ., 2 вид., М., 1985; 17) Тікадзумі С., Фізика феромагнетизму. Магнітні властивості речовини, пров. з япон., М., 1983; 18) Нікітіна. А., Магнітні властивості рідкісноземельних металів та їх сплавів, М., 1989; 19) Куркін М. І., Туров Е. А., ЯМР в магнітовпорядкованих речовинах і його застосування, М., 1990; 20) Тікадзумі С., Фізика феромагнетизму. Магнітні характеристики і практичні застосування, пров. з япон., М., 1987; 21) Изюмов ​​Ю. А., Скрябін Ю. М., Статистична механіка магнітовпорядкованих систем, М., 1987; 22) Морія Т., Спінові флуктуації в магнетиках з колективізованими електронами, пров. з англ., М., 1988; 23) Анісімов В. І. та ін., Зонная теорія магнетизму металів і сплавів, "УФН", 1988, р 155, ст. 4, с. 721; 24) Ирхин В. Ю., Каднельсон М. І., Проблема кондовскіх магнетиков, "Фіз. Мет. І металознавець.", 1991, № 1, с. 16; 25) Он-Совських С. ​​В., Изюмов ​​Ю. А., Курман Е. 3., Сверхпроводимость перехідних металів, їх сплавів і сполук, М., 1977; 26) Вонсовський С. В., Кацнельсон М. І., Трефілов А. В., Локалізоване і делокалізованних поведінку електронів в металах, "Фіз. Мет, і металознавець.", 1993, т. 76, ст. 3, с. 3; в. 4, с. 3.
   

   С. В. Вонсовський.

   
   Чи добре там, де, що таке "Втома світла"?
   Втома світла, анг. tired light - це явіще Втрата ЕНЕРГІЇ квантом електромагнітного випромінювання при проходженні космічніх відстаней, ті ж самє, что ефект червоного Зсув спектру далеких галактик, виявлення Едвіном Хабблом в 1926 р
   Насправді Квант світла, проходячи мільярді світловіх років, віддають свою Енергію ефіру, "порожніх простору", так як ВІН є реальною фізичним середовище - носієм електромагнітніх коливання з ненульовій в'язкістю або тертим, І, отже, коливання в цьом середовіщі повінні затухаті з витратами ЕНЕРГІЇ на тертого. Тертого це Надзвичайно мало, а тому ефект "старіння світла" або "червоне зміщення Хаббла" віявляється лишь на міжгалактічніх відстанях .
   Таким чином, світло далеких зірок НЕ підсумовується зі світлом бліжніх. Далекі зірки стають червоними, а зовсім Далекі йдут в радіодіапазон и перестають буті бачимо Взагалі . Це реально спостережуваних явіще астрономії глибокого космосу. Детальніше читайте в FAQ по ефірної фізіці . НОВИНИ ФОРУМУ
   Лицарі Теорії ефіру 13.06.2019 - 5:11: ЕКОЛОГІЯ - Ecology -> ПРОБЛЕМА ГЛОБАЛЬНОЇ ЗАГІБЕЛІ бджіл ТА других запилювачів РОСЛИН - Карім_Хайдаров.
   12.06.2019 - 9:05: ВІЙНА, ПОЛІТИКА І НАУКА - War, Politics and Science -> Проблема державного тероризму - Карім_Хайдаров.
   11.06.2019 - 18:05: ЕКСПЕРИМЕНТАЛЬНА ФІЗИКА - Experimental Physics -> Експеримент Серлі и его послідовніків з магнітамі - Карім_Хайдаров.
   11.06.2019 - 18:03: ВИХОВАННЯ, ОСВІТА, ОСВІТА - Upbringing, Inlightening, Education -> Просвітніцтво від Андрія Маклакова - Карім_Хайдаров.
   11.06.2019 - 13:23: ВИХОВАННЯ, ОСВІТА, ОСВІТА - Upbringing, Inlightening, Education -> Просвітніцтво від В'ячеслава Осієвського - Карім_Хайдаров.
   11.06.2019 - 13:18: ВИХОВАННЯ, ОСВІТА, ОСВІТА - Upbringing, Inlightening, Education -> Просвітніцтво від Світлани Віслобоковой - Карім_Хайдаров.
   11.06.2019 - 6:28: Астрофізікі - Astrophysics -> До 110 річчя Тунгуска катастрофи - Карім_Хайдаров.
   10.06.2019 - 21:23: ВИХОВАННЯ, ОСВІТА, ОСВІТА - Upbringing, Inlightening, Education -> Просвітніцтво від Володимира Васильовича Квачкова - Карім_Хайдаров.
   10.06.2019 - 19:27: СОВІСТЬ - Conscience -> Вищий розум - Карім_Хайдаров.
   10.06.2019 - 19:24: ВІЙНА, ПОЛІТИКА І НАУКА - War, Politics and Science -> ЗА НАМИ страви - Карім_Хайдаров.
   10.06.2019 - 19:14: СОВІСТЬ - Conscience -> російський СВІТ - Карім_Хайдаров.
   10.06.2019 - 8:40: ЕКОНОМІКА І ФІНАНСИ - Economy and Finances -> КОЛЛАПС Світової Фінансової СИСТЕМИ - Карім_Хайдаров.