Ферримагнетизм

Не путать с ферромагнетизмом .

Ферримагнитное упорядочение

Магнитные порядки: сравнение ферро, антиферро и ферримагнетизма

Ферритовые магниты. Феррит , керамическое соединение, является одним из наиболее распространенных примеров ферримагнитного материала.

Ферримагнетик магнитными — это материал, который имеет популяции атомов с противоположными моментами , как в антиферромагнетизме , но эти моменты неравны по величине, поэтому сохраняется спонтанная намагниченность . Это может произойти, например, когда популяции состоят из разных атомов или ионов (например, Fe ²⁺ и Fe ³⁺ ).

Как и ферромагнитные вещества, ферримагнитные вещества притягиваются магнитами и могут быть намагничены, образуя постоянные магниты . Самое старое известное магнитное вещество, магнетит (Fe ₃ O ₄ ), было классифицировано как ферромагнетик до того, как Луи Неель открыл ферримагнетизм в 1948 году. С момента открытия ферримагнитным материалам было найдено множество применений, таких как пластины жестких дисков и биомедицинские применения.

История

До двадцатого века все встречающиеся в природе магнитные вещества назывались ферромагнетиками. В 1936 году Луи Неель опубликовал статью, в которой предположил существование новой формы кооперативного магнетизма, которую он назвал антиферромагнетизмом. Работая с Mn ₂ Sb, французский физик Шарль Гийо обнаружил, что современные теории магнетизма недостаточны для объяснения поведения материала, и создал модель, объясняющую это поведение. В 1948 году Неель опубликовал статью о третьем типе кооперативного магнетизма, основанную на предположениях модели Гийо. Он назвал это ферримагнетизмом. за свои работы в области магнетизма В 1970 году Неель был удостоен Нобелевской премии по физике .

Физическое происхождение

➀ Ниже точки компенсации намагничивания ферримагнетик становится магнитным. ➁ В точке компенсации магнитные компоненты компенсируют друг друга, и общий магнитный момент равен нулю. ➂ Выше температуры Кюри материал теряет магнетизм.

Ферримагнетизм имеет ту же физическую природу, что и ферромагнетизм и антиферромагнетизм . В ферримагнетиках намагниченность также обусловлена ​​комбинацией диполь-дипольных взаимодействий и обменных взаимодействий, возникающих в результате принципа Паули . материала присутствуют атомы разных типов Основное отличие состоит в том, что в ферримагнитных материалах в элементарной ячейке . Пример этого можно увидеть на рисунке выше. Здесь атомы с меньшим магнитным моментом направлены в направлении, противоположном направлению больших моментов. Такое расположение аналогично тому, которое присутствует в антиферромагнетиках, но в ферримагнитных материалах суммарный момент отличен от нуля, поскольку противоположные моменты различаются по величине.

Ферримагнетики имеют критическую температуру, выше которой они становятся парамагнитными, как и ферромагнетики. При этой температуре (называемой температурой Кюри ) происходит фазовый переход второго рода : и система больше не может поддерживать самопроизвольную намагниченность. Это связано с тем, что при более высоких температурах тепловое движение настолько сильное, что превышает тенденцию диполей к выравниванию.

Вывод

Существуют различные способы описания ферримагнетиков, самый простой из которых — теория среднего поля . В теории среднего поля поле, действующее на атомы, можно записать как

${\vec {H}}={\vec {H}}_{0}+{\vec {H}}_{m},$

где ${\vec {H}}_{0}$ – приложенное магнитное поле , а ${\vec {H}}_{m}$ поле, вызванное взаимодействием между атомами. Тогда следующим предположением является ${\vec {H}}_{m}=\gamma {\vec {M}}.$

Здесь ${\vec {M}}$ – средняя намагниченность решетки, $\gamma$ – коэффициент молекулярного поля. Когда мы позволяем ${\vec {M}}$ и $\gamma$ чтобы зависеть от положения и ориентации, мы можем записать его в виде

${\vec {H}}_{i}={\vec {H}}_{0}+\sum _{k=1}^{n}\gamma _{ik}{\vec {M}}_{k},$

где ${\vec {H}}_{i}$ – поле, действующее на i -ю подструктуру, а $\gamma _{ik}$ – коэффициент молекулярного поля между i -й и k -й субструктурами. Для двухатомной решетки мы можем обозначить два типа узлов: a и b . Мы можем обозначить $N$ количество магнитных ионов в единице объема, $\lambda$ доля магнитных ионов на a- сайтах и $\mu =1-\lambda$ доля на сайтах b . Это тогда дает

${\vec {H}}_{aa}=\gamma _{aa}{\vec {M}},\quad {\vec {H}}_{ab}=\gamma _{ab}{\vec {M}}_{b},\quad {\vec {H}}_{ba}=\gamma _{ba}{\vec {M}}_{a},\quad {\vec {H}}_{bb}=\gamma _{bb}{\vec {M}}_{b}.$

Можно показать, что $\gamma _{ab}=\gamma _{ba}$ и это $\gamma _{aa}\neq \gamma _{bb},$ если структуры не идентичны. $\gamma _{ab}>0$ выступает за параллельное выравнивание ${\vec {M}}_{a}$ и ${\vec {M}}_{b}$, пока $\gamma _{ab}<0$ выступает за антипараллельный союз. Для ферримагнетиков $\gamma _{ab}<0$, поэтому будет удобно взять $\gamma _{ab}$ как положительную величину и явно поставьте перед ней знак минус. Для полных полей на a и b это дает

${\vec {H}}_{a}={\vec {H}}_{0}+\gamma _{aa}{\vec {M}}_{a}-\gamma _{ab}{\vec {M}}_{b},$

${\vec {H}}_{b}={\vec {H}}_{0}+\gamma _{bb}{\vec {M}}_{b}-\gamma _{ab}{\vec {M}}_{a}.$

Кроме того, мы введем параметры $\alpha =\gamma _{aa}/\gamma _{ab}$ и $\beta =\gamma _{bb}/\gamma _{ab},$ которые дают соотношение сил взаимодействий. Наконец, мы введем приведенные намагниченности.

${\vec {\sigma }}_{a}={\vec {M}}_{a}/\lambda Ng\mu _{B}S_{a},$

${\vec {\sigma }}_{b}={\vec {M}}_{b}/\mu Ng\mu _{B}S_{b}$

с $S_{i}$ спин i -го элемента. Затем это дает полям:

${\vec {H}}_{a}={\vec {H}}_{0}+Ng\mu _{B}S_{a}\gamma _{ab}(\lambda \alpha {\vec {\sigma }}_{a}-\mu {\vec {\sigma }}_{b}),$

${\vec {H}}_{b}={\vec {H}}_{0}+Ng\mu _{B}S_{b}\gamma _{ab}(-\lambda {\vec {\sigma }}_{a}+\mu \beta {\vec {\sigma }}_{b}).$

Решения этих уравнений (здесь опущены) имеют вид

$\sigma _{a}=B_{S_{a}}(g\mu _{b}S_{a}H_{a}/k_{\text{B}}T),$

$\sigma _{b}=B_{S_{b}}(g\mu _{b}S_{b}H_{b}/k_{\text{B}}T).$

где $B_{J}(x)$ – функция Бриллюэна . Самый простой случай, который нужно решить сейчас, это $S_{a}=S_{b}=1/2$. С $B_{1/2}(x)=\tanh(x)$, это дает следующую пару уравнений:

$\lambda \sigma _{a}={\frac {\tau F(\lambda ,\alpha ,\beta )}{\alpha \beta -1}}(\beta \tanh ^{-1}\sigma _{a}+\tanh ^{-1}\sigma _{b}),$

$\mu \sigma _{b}={\frac {\tau F(\lambda ,\alpha ,\beta )}{\alpha \beta -1}}(\tanh ^{-1}\sigma _{a}+\alpha \tanh ^{-1}\sigma _{b})$

с $\tau =T/T_{\text{c}}$ и $F(\lambda ,\alpha ,\beta )={\frac {1}{2}}\left(\lambda \alpha +\mu \beta +{\sqrt {(\lambda \alpha -\mu \beta )^{2}+4\lambda \mu }}\right)$. Эти уравнения не имеют известного аналитического решения, поэтому для нахождения температурной зависимости их необходимо решать численно. $\mu$.

Влияние температуры

В отличие от ферромагнетизма, кривые намагничивания ферримагнетизма могут принимать самую разную форму в зависимости от силы взаимодействий и относительного содержания атомов. Наиболее яркими примерами этого свойства являются то, что направление намагничивания может измениться при нагревании ферримагнитного материала от абсолютного нуля до критической температуры, и что сила намагничивания может увеличиться при нагревании ферримагнитного материала до критической температуры, причем оба этих явления не могут произойти. для ферромагнитных материалов. Подобные температурные зависимости экспериментально наблюдались и в NiFe _2/5 Cr _8/5 O ₄ и Li _1/2 Fe _5/4 Ce _5/4 O ₄ .

Температура ниже температуры Кюри , но при которой противоположные магнитные моменты равны (в результате чего чистый магнитный момент равен нулю), называется точкой компенсации намагничивания. Эта точка компенсации легко наблюдается в гранатах и ​​сплавах редкоземельных металлов с переходными металлами (РЭ-ТМ). Кроме того, ферримагнетики также могут иметь точку компенсации углового момента , в которой чистый угловой момент исчезает. Эта точка компенсации имеет решающее значение для достижения быстрого перемагничивания в устройствах магнитной памяти.

Влияние внешних полей

модель намагниченности Теоретическая m в зависимости от магнитного поля h . Начиная с начала координат, восходящая кривая является начальной кривой намагничивания . Нисходящая кривая после насыщения вместе с нижней кривой доходности образует основной цикл . Перехваты hc _{представляют} и mrs _собой коэрцитивную силу и остаточную намагниченность насыщения .

Когда ферримагнетики подвергаются воздействию внешнего магнитного поля, они проявляют так называемый магнитный гистерезис , при котором магнитное поведение зависит от истории магнита. Они также обладают намагниченностью насыщения. $M_{\text{rs}}$; эта намагниченность достигается, когда внешнее поле достаточно сильное, чтобы заставить все моменты выровняться в одном направлении. При достижении этой точки намагниченность не может увеличиваться, так как моментов для выравнивания больше нет. При снятии внешнего поля намагниченность ферримагнетика не исчезает, а остается ненулевая намагниченность. Этот эффект часто используется в приложениях магнитов. Если впоследствии приложить внешнее поле противоположного направления, магнит будет размагничиваться дальше, пока в конечном итоге не достигнет намагниченности $-M_{\text{rs}}$. Такое поведение приводит к возникновению так называемой петли гистерезиса .

Свойства и использование

Ферримагнетики обладают высоким удельным сопротивлением и обладают анизотропными свойствами. Анизотропия . фактически наводится внешним приложенным полем Когда это приложенное поле выравнивается с магнитными диполями, оно вызывает чистый магнитный дипольный момент и заставляет магнитные диполи прецессировать с частотой, контролируемой приложенным полем, называемой ларморовской частотой или частотой прецессии . В качестве конкретного примера, микроволновый сигнал, циркулярно поляризованный в том же направлении, что и эта прецессия, сильно взаимодействует с магнитными дипольными моментами ; когда он поляризован в противоположном направлении, взаимодействие очень мало. Когда взаимодействие сильное, микроволновый сигнал может проходить через материал. Это свойство направленности используется в конструкции микроволновых устройств, таких как изоляторы , циркуляторы и гираторы . Ферримагнитные материалы также используются для изготовления оптических изоляторов и циркуляторов . Ферримагнитные минералы в различных типах горных пород используются для изучения древних геомагнитных свойств Земли и других планет. Эта область исследований известна как палеомагнетизм . Кроме того, было показано, что ферримагнетики, такие как магнетит, можно использовать для хранения тепловой энергии .

Примеры

Самый старый известный магнитный материал, магнетит , является ферримагнитным веществом. Тетраэдрические . и октаэдрические участки его кристаллической структуры имеют противоположный спин Другие известные ферримагнитные материалы включают железо-иттриевый гранат (YIG); кубические ферриты, состоящие из оксидов железа с другими элементами, такими как алюминий , кобальт , никель , марганец и цинк ; и ферриты гексагонального или шпинелевого типа, включая феррит рения ReFe ₂ O ₄ , PbFe ₁₂ O ₁₉ и BaFe ₁₂ O ₁₉ и пирротин Fe _{1- x} S.

Ферримагнетизм также может возникать в одномолекулярных магнитах . Классическим примером является додекаядерная молекула марганца с эффективным спином S = 10, возникшая в результате антиферромагнитного взаимодействия металлоцентров Mn(IV) с металлоцентрами Mn(III) и Mn(II).

См. также

• Энергия анизотропии – энергия в определенном направлении. Страницы, отображающие описания викиданных в качестве запасного варианта.
• Орбитальная намагниченность

Внешние ссылки

• СМИ, связанные с ферримагнетизмом, на Викискладе?