Физика: Определение температуры фазового перехода ферромагнетик-парамагнетик, Лабораторная работа. Определение температуры фазового перехода ферромагнетик-парамагнетик Фазовый переход ферромагнетик парамагнетик

ИЗВЕСТИЯ РАН. СЕРИЯ ФИЗИЧЕСКАЯ, 2015, том 79, № 8, с. 1128-1130

УДК 537.622:538.955

ИССЛЕДОВАНИЯ ФАЗОВОГО ПЕРЕХОДА

ФЕРРОМАГНЕТИК-ПАРАМАГНЕТИК В ТОНКИХ ПЛЕНКАХ FePt1- xRhx ФАЗЫ L10

© 2015 г. А. А. Валиуллин1, А. С. Камзин2, S. Ishio3, T. Hasegawa3, В.Р. Ганеев1, Л. Р. Тагиров1, Л. Д. Зарипова1

E-mail: [email protected]

Методом магнетронного распыления получены пленки FePtRh c различным содержанием Rh (FePtj _ xRhx). Изучены магнитная структура и фазовый переход ферромагнетик-парамагнетик в тонких пленках FePtj _xRhx фазы L10 в зависимости от содержания Rh (0 < х < 0.40) в образце. Показано, что при комнатной температуре тонкие пленки FePti _ xRhx при 0 < х < 0.34 находятся в ферромагнитном состоянии с большой энергией магнитокристаллической анизотропии, тогда как при 0.34 < х < 0.4 - в парамагнитном состоянии.

DOI: 10.7868/S0367676515080335

ВВЕДЕНИЕ

Многие исследования магнитных материалов, связанные с созданием тонких пленок, направлены на повышение плотности магнитной записи информации. Как правило, повышение плотности записи достигается за счет минимизации размеров зерен - носителей информации в магнитной пленке и за счет перехода от продольного типа записи к перпендикулярному. Однако уменьшение размеров гранул ограничено возникновением суперпарамагнитного эффекта, что препятствует увеличению плотности магнитной записи. Другое ограничение для повышения плотности записи - это обменное взаимодействие между гранулами. Для преодоления этих ограничений применяются различные методы , одним из которых является использование структурированного носителя информации. В обычном магнитном носителе записывающий слой состоит из беспорядочно расположенных зерен ферромагнитного сплава. В случае структурированного носителя информации в пленке создаются ферромагнитные гранулы или наноточки (nanodots) одинаковых размеров, расположенные упорядоченно в немагнитной матрице . В этом случае каждая из точек выступает в качестве бита информации.

1 Федеральное государственное автономное образовательное учреждение высшего профессионального образования Казанский (Приволжский) федеральный университет.

2 Федеральное государственное бюджетное учреждение науки Физико-технический институт имени А.Ф. Иоффе Российской академии наук, Санкт-Петербург.

3 Department of Materials Science and Engineering, Akita Uni-

versity, 1-1 Gakuen-machi, Tegata, Akita 010-8502, Japan.

В последнее десятилетие пленки БеР! фазы Ы0 привлекают пристальное внимание исследователей, потому что они обладают большой энергией магнитокристаллической анизотропии (Ки ~ 7 107 эрг см-3) , что делает перспективным их использование в качестве структурированных носителей информации. При этом для сверхвысокоплотной магнитной записи (СВПМЗ) легкая ось намагничивания (ось с) в них должна быть ориентирована вдоль нормали к плоскости пленки.

Известно, что управление магнитными свойствами пленок БеР! возможно путем введения в них дополнительных элементов. Добавление родия (ЯИ) в сплав БеР! позволяет оптимизировать магнитные свойства тонких пленок без существенного уменьшения энергии магнитокристал-лической анизотропии, что позволяет использовать данный состав в качестве структурированного носителя информации.

В данной работе были изучены магнитная структура и фазовый переход ферромагнетик-парамагнетик в тонких пленках БеР!1- фазы Ь10 в зависимости от содержания ЯИ (0 < х < 0.40) в образце.

1. ЭКСПЕРИМЕНТ

Тонкие пленки БеР!1- получены методом магнетронного распыления на монокристаллическую подложку М§0 (100). Толщина синтезированных пленок равнялась 20 нм (рис. 1). Магнитные свойства были измерены при 300 К с использованием сверхпроводящего квантового интерферометра

ИССЛЕДОВАНИЯ ФАЗОВОГО ПЕРЕХОДА ФЕРРОМАГНЕТИК-ПАРАМАГНЕТИК

Fe^Pt! - xRhx)5()

Mg0(100) подложка

20 нм 0.5 мм

Рис. 1. Схематическое изображение образцов тонких

(SQUID) и вибрационного магнетометра. Магнитная структура синтезированных пленок, а именно ориентация остаточной намагниченности, исследовалась с использованием конверсионной электронной мёссбауэровской спектроскопии (КЭМС). Мёссбауэровские измерения проводились на спектрометре, в котором источник гамма-квантов 57Co в матрице Rh двигался с постоянным ускорением. Для регистрации конверсионных электронов использовался заполненный смесью газов Не + 5% CH4 детектор электронов , в который помещался исследуемый образец. При измерениях эффекта Мёссбауэра гамма-излучение источника 57Co(Rh) было направлено перпендикулярно поверхности исследуемой пленки. Скоростная шкала спектрометра калибровалась с использованием фольги из альфа-железа при комнатной температуре, а для более высокой точности калибровка проводилась с помощью лазерного интерферометра. Величины изомерных сдвигов определялись относительно металлического a-Fe. Математическая обработка мёссбауэровских спектров проводилась с помощью специальной программы, позволяющей из экспериментальных мёссбауэров-ских спектров определить положения, амплитуды и ширины спектральных линий. Далее на основе полученных данных рассчитывались эффективные магнитные поля на ядрах ионов железа (Hhf), квадрупольные расщепления (QS) и химические сдвиги (CS).

2. РЕЗУЛЬТАТЫ И ИХ ОБСУЖДЕНИЕ

На рис. 2 представлены КЭМ-спектры исследованных образцов FePt1-xRhx. На спектре FePtx _xRhx при x = 0 отсутствуют 2-я и 5-я линии зееманов-ского расщепления в сверхтонком поле, что указывает на ориентацию магнитных моментов перпендикулярно поверхности пленки. Такого рода ориентация эффективного магнитного поля позволяет сделать вывод о том, что легкая ось магнитно-кристаллической анизотропии перпендикулярна поверхности пленки. Вычитание линии

x = 0.30 ■ .. .-w^

6 -4 -2 0 2 4 6 Скорость, мм ■ с-1

Рис. 2. Мёссбауэровские спектры тонких пленок FePtj _

зеемановского расщепления из спектра БеР1 показывает, что в области "нуля" скоростей отсутствуют линии, принадлежащие ионам железа в парамагнитной фазе, это означает, что все ионы Бе в образце находятся в магнитоупорядоченном состоянии.

С увеличением концентрации ЯИ в составе пленок БеР^ хЯИх, наблюдается постепенное уменьшение эффективных магнитных полей, и при х = 0.4 линии зеемановского расщепления "схлопываются" в синглет. Такое изменение спектров образцов с повышением концентрации ЯИ обусловлено переходом системы РеР1ЯИ из ферромагнитного состояния в парамагнитное при комнатной температуре измерений. Данный переход происходит по причине замещения ионов Р ионами родия и возникновением парамагнитных кластеров . С увеличением концентрации ЯИ количество данных кластеров увеличивается, приводя в итоге к окончательному переходу образца в парамагнитное состояние (рис. 3). Данные КЭМ-спек-тров подтверждаются результатами исследований намагниченности насыщения (М) приведенны-

пленок FePtt _ xRhx.

ВАЛИУЛЛИН и др.

Парамагнитная фаза

Ферромагнитная фаза

0.05 0.10 0.15 0.20 0.25 0.30

Ms, эрг ■ Гс 1500

Рис. 3. Относительное содержание ферромагнитной фазы (определяемое относительными площадями мёссбауэровских субспектров ферромагнитной и парамагнитной фаз) в зависимости от концентрации ЯИ в тонких пленках Ре50(Р1:1 _ хКИх)50.

ми на рис. 4. Из рисунка видно, что по мере увеличения х наблюдается монотонное уменьшение М.

Методом магнетронного распыления получены пленки РеР1ЯИ толщиной 20 нм с различным содержанием ЯИ (БеР^ _ хЯЬх), где х меняется от 0 до 0.4. Установлено, что при х = 0 пленка ферро-магнитна при комнатной температуре, и легкая ось магнито-кристаллической анизотропии направлена перпендикулярно поверхности пленки. Ферромагнитное упорядочение в БеР^ хЯИх при комнатной температуре сохраняется в интервале содержания родия х < 0.32 с сохранением большой энергией магнитокристаллической анизотропии и обусловленной ею перпендикулярной ориентацией намагниченности. В изученном интервале 0.34 < х < 0.4 пленка БеР^ _ хКЬх находится в парамагнитном состоянии. Намагниченность насыщения для 0 < х < 0.32 находится в интервале 1000 > М > 500 эрг ■ Гс-1 ■ см-3.

Работа выполнена при финансовой поддержке РФФИ (грант № 14-02-91151) и при частичной

J_I_I_I_I_I_I_I_I_I_I_I_I_I_I_I_I_I_I_I_I_I_I_I_I

Рис. 4. Намагниченность насыщения (Ма) измеренная при температуре 300 К в тонких пленках Ре50(Р111 _ хЯИх)50 в зависимости от концентрации ЯИ.

поддержке Программы повышения конкурентоспособности Казанского федерального университета, финансируемой Министерством образования и науки РФ.

СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ

1. Kryder M.H., Gage E.C., McDaniel T.W, Challener W.A., Rottmayer R.E., Ju G, Hsia Y, Erden M.F. // Proc. IEEE. 2008. V. 96. № 11. P. 1810.

2. Yuasa S., Miyajima H., Otani Y. // J. Phys. Soc. Jpn. 1994. V. 63. P. 3129.

3. Hasegawa T., Miyahara J., Narisawa T., Ishio S., Yamane H., Kondo Y., Ariake J., Mitani S., Sakuraba Y., Takanashi K. // J. Appl. Phys. 2009. V. 106. P. 103928.

4. Иванов О.А., Солина Л.В., Демшина В.А., Магат Л.М. // ФММ. 1973. Т. 35. С. 92.

5. Камзин А.С., ГригорьевЛ.А. // Письма в ЖТФ. 1990. Т. 16. № 16. С. 38.

6. Xu D., Sun C., Chen J., Zhou T., Heald S.M., Bergman A., Sanyal B., Chow G.M. // J. Appl. Phys. 2014. V. 116. P. 143902.

Для дальнейшего прочтения статьи необходимо приобрести полный текст . Статьи высылаются в формате PDF на указанную при оплате почту. Время доставки составляет менее 10 минут

КАРАМАН И., КИРЕЕВА И.В., КРЕТИНИНА И.В., КУСТОВ С.Б., ПИКОРНЕЛЛ К., ПОБЕДЕННАЯ З.В., ПОНС ДЖ., ЦЕЗАРИ Э., ЧУМЛЯКОВ Ю.И. - 2010 г.

Введение Изучение систем, состоящих из большого числа взаимодействующих частиц, является одной из важнейших проблем современной физики Наиболее интересно термодинамическое поведение веществ при возникновении определенного типа упорядочения. Это упорядочение происходит при некоторой температуре, причем переход совершается в чрезвычайно узкой области температур и носит название фазового перехода (перехода вещества из одной фазы в другую) Фазовые переходы, связанные с упорядочением, происходят в различных физических системах: бинарных сплавах, ферромагнитнетиках и антиферромагнетиках, в дипольных моментах в сегнетоэлектриках, электронах в сверхпроводниках, в гелии в сверхтекучем состоянии и т.д. 2

Классификация Особый интерес в поведении макроскопических (термодинамических) систем представляют точки фазового перехода, так как в них свойства системы меняются скачком. Возможны два варианта: Первый случай – расслоение на фазы – это фазовый переход первого рода. Поскольку возникновение новой фазы приводит к появлению поверхностной энергии, зародыши малого объема энергетически невыгодны, а достаточно большие могут возникнуть только благодаря флуктуациям. Примерами такого типа переходов являются расслоение на фазы (пар – жидкость, жидкость – твердое тело, пар – твердое тело) Во втором случае появление новых свойств не связано с поверхностной энергией. Такие фазовые переходы называются фазовыми переходами второго рода, они обычно сопровождаются изменением симметрии состояния. Примеры такого типа переходов: структурные перестройки в кристаллах при определенной температуре; переходы порядок – беспорядок в сплавах; переходы ферромагнетик – парамагнетик в спиновых системах и ферромагнитных металлах и сплавах; появление сверхпроводимости и сверхтекучести 3

Параметр порядка Для каждого фазового перехода существует понятие параметра порядка, чье ненулевое среднее значение в упорядоченной фазе нарушает симметрию У ферромагнетика параметром порядка является средняя намагниченность. Граничная температура, при которой спонтанно нарушается симметрия и в которой параметр порядка обращается в нуль, называется критической температурой 4

Параметр порядка Если параметр порядка плавно обращается в нуль при T=T c (но с бесконечной производной из-за флуктуаций), то это – фазовый переход второго рода Если зависимость параметра порядка вблизи области фазового перехода неоднозначна, то в системе обязательно наблюдается расслоение на фазы, и это – переход первого рода В основе теории фазовых переходов лежит идея о поле упорядочения, возникающем за счет взаимодействия частиц. Теория наиболее проста, если это поле предполагается равным среднему полю 5

Магнитный момент Причиной магнитных свойств веществ является магнитный момент, относящийся либо к электрону, либо к узлу решетки, где локализован электрон, который обычно возникает при движении электрона по замкнутым траекториям Принята следующая классификация веществ по их магнитным свойствам: 1) парамагнетики: >1 магнитное поле внутри усиливается; 2) диамагнетики: 1 магнитное поле внутри усиливается; 2) диамагнетики: ">

Приближение Вейсса Пусть магнитные моменты взаимодействуют друг с другом: Поле, действующее на выделенный магнитный момент: Эффективное поле: Приближение молекулярного поля Вейсса состоит в предположении, что истинное суммарное поле в i-м узле совпадает со средним полем и не зависит от ориентации i-го спина 9

Обменное взаимодействие Взаимодействие между магнитными моментами носит чисто квантовый характер – это так называемое обменное взаимодействие Для ансамбля одинаковых квантовых частиц должен выполняться принцип тождественности – они должны быть неразличимы в силу принципа неопределенности. Если имеются всего две частицы, то состояния системы, получающиеся друг из друга просто перестановкой обеих частиц, должны быть физически полностью эквивалентны. Это значит, что в результате такой перестановки волновая функция системы может измениться только на несущественный фазовый множитель. Поэтому есть всего две возможности: волновая функция либо симметрична (это статистика Бозе), либо антисимметрична (это статистика Ферми) 11

Обменное взаимодействие Рассмотрим теперь две выделенные частицы, имеющие квантовую статистику и в первом приближении не взаимодействующие Полная волновая функция системы: Бозонам отвечает знак +, а фермионам –, реализующие симметричную и антисимметричную ситуации Система электронов, локализованных в поле кристаллической решетки, с учетом спиновой компоненты: Антисимметричной ситуации – должна соответствовать симметричная спиновая компонента, а симметричной ситуации + должна соответствовать антисимметричная спиновая компонента 12

Оценка обменного интеграла В случае J 12 >0 спинам выгодно выстроится параллельно, если J 12 0 спинам выгодно выстроится параллельно, если J 12 "> 0 спинам выгодно выстроится параллельно, если J 12 "> 0 спинам выгодно выстроится параллельно, если J 12 " title="Оценка обменного интеграла В случае J 12 >0 спинам выгодно выстроится параллельно, если J 12 "> title="Оценка обменного интеграла В случае J 12 >0 спинам выгодно выстроится параллельно, если J 12 ">

— материалы, вступающие во взаимодействие с магнитным полем, выражающееся в его изменении, а также в других физических явлениях — изменение физических размеров, температуры, проводимости, возникновению электрического потенциала и т. д. В этом смысле к магнетикам относятся практически все вещества (поскольку ни у какого из них магнитная восприимчивость не равна нулю точно), большинство из них относится к классам диамагнетиков (имеющие небольшую отрицательную магнитную восприимчивость — и несколько ослабляющие магнитное поле) или парамагнетиков (имеющие небольшую положительную магнитную восприимчивость — и несколько усиливающие магнитное поле); более редко встречаются ферромагнетики (имеющие большую положительную магнитную восприимчивость — и намного усиливающие магнитное поле), о ещё более редких классах веществ по отношению к действию на них магнитного поля.

Классификация магнитных материалов и требования к ним
Магнитными веществами, или магнетиками, называются вещества, обладающие магнитными свойствами. Под магнитными свойствами понимается способность вещества приобретать магнитный момент, т.е. намагничиваться при воздействии на него магнитного поля. В этом смысле все вещества в природе являются магнетиками, так как при воздействии магнитного поля приобретают определенный магнитный момент. Этот результирующий макроскопический магнитный момент М представляет собой сумму элементарных магнитных моментов mi - атомов данного вещества.

Элементарные магнитные моменты могут быть либо наведены магнитным полем, либо существовать в веществе до наложения магнитного поля; в последнем случае магнитное поле вызывает их преимущественную ориентацию.
Магнитные свойства различных материалов объясняются движением электронов в атомах, а также тем, что электроны и атомы имеют постоянные магнитные моменты.
Вращательное движение электронов вокруг ядер атомов аналогично действию некоторого контура электрического тока и создает магнитное поле, которое на достаточном расстоянии представляется как поле магнитного диполя с магнитным моментом, значение которого определяется произведением тока и площади контура, который ток обтекает. Магнитный момент является векторной величиной и направлен от южного полюса к северному. Такой магнитный момент называется орбитальным.

Сам электрон имеет магнитный момент, который называется спиновым магнитным моментом.
Атом представляет собой сложную магнитную систему, магнитный момент которой является результирующей всех магнитных моментов электронов, протонов и нейтронов. Так как магнитные моменты протонов и нейтронов существенно меньше, чем магнитные моменты электронов, магнитные свойства атомов по существу определяются магнитными моментами электронов. У имеющих техническое значение материалов это прежде всего спиновые магнитные моменты.
Результирующий магнитный момент атома при этом определяется векторной суммой орбитальных и спиновых магнитных моментов отдельных электронов в электронной оболочке атомов. Эти два вида магнитных моментов могут быть частично или полностью взаимно скомпенсированы.

В соответствии с магнитными свойствами материалы делятся на следующие группы:
а) диамагнитные (диамагнетики),
б) парамагнитные (парамагнетики),
в) ферромагнитные (ферромагнетики),
г) антиферромагнитные (антиферромагнетики),
д) ферримагнитные (ферримагнетики),
е) метамагнитные (метамагнетики).

А) Диамагнетики
Диамагнетизм проявляется в намагничивании вещества навстречу направлению действующего на него внешнего магнитного поля.
Диамагнетизм свойствен всем веществам. При внесении какого-либо тела в магнитное поле в электронной оболочке каждого его атома, в силу закона электромагнитной индукции, возникают индуцированные круговые то­ки, т. е. добавочное круговое движение электронов вокруг направления магнитного поля. Эти токи создают в каждом атоме индуцированный магнитный момент, направленный, согласно правилу Ленца, навстречу внешнему магнитному полю (независимо от того, имелся ли первоначально у атома собственный магнитный момент или нет и как он был ориентирован). У чисто диамагнитных веществ электронные оболочки атомов (молекул) не обладают постоянным маг­нитным моментом. Магнитные моменты, создаваемые отдельными электронами в таких атомах, в отсутствие внешнего маг­нитного поля взаимно скомпенсированы. В частности, это имеет место в атомах, ионах и молекулах с целиком заполнен­ными электронными оболочками в атомах инертных газов, в молекулах водорода, азота.

Удлинённый образец диамагнетика в однородном магнитном поле ориентиру­ется перпендикулярно силовым линиям поля (вектору напряженности поля). Из неоднородного магнитного поля он вытал­кивается в направлении уменьшения напряжённости поля.

Индуцированный магнитный момент I, приобретаемый 1 молем диамагнитного вещества, пропорционален напряженности внешнего поля H, т.е. I=χН. Коэффициент χ называется молярной диамагнитной восприимчивостью и имеет отрицательный знак (т.к. I и H направлены навстречу друг другу). Обычно абсолютная величина χ мала (~10-6), например для 1 моля гелия χ = -1,9·10-6.

Классическими диамагнетиками являются так называемые инертные газы (He, Ne, Ar, Kr и Xe), атомы которых имеют замкнутые внешние электронные оболочки.

К диамагнетикам также относятся: инертные газы в жидком и кристаллическом состояниях; соединения, содержащие ионы, подобные атомам инертных газов (Li+, Be2+ , Al3+ , O2- и т.д.); галоиды в газообразном, жидком и твердом состояниях; некоторые металлы (Zn, Au, Hg и др.). Диамагнетиками, точнее сверхдиамагнетиками, с χД = - (1/4) ≈ 0,1, являются сверхпроводники; у них диамагнитный эффект (выталкивание внешнего магнитного поля) обусловлен поверхностными макроскопическими токами. К диамагнетикам относится большое число органических веществ, причём у многоатомных соединений, особенно у циклических (ароматических и др.), магнитная восприимчивость анизотропна (таблица 6.1).

Таблица 6.1 - Диамагнитная восприимчивость ряда материалов

Б) Парамагнетики
Парамагнетизм – свойство веществ (парамагнетиков) намагничиваться в направлении внешнего магнитного поля, и, в отличие от ферро-, ферри- и антиферромагнетизма, парамагнетизм не связан с магнитной атомной структурой, а в отсутствие внешнего магнитного поля намагниченность парамагнетика равна нулю.

Парамагнетизм обусловлен в основном ориентацией под действием внешнего магнитного поля Н собственных магнитных моментов µ частиц парамагнетического вещества (атомов, ионов, молекул). Природа этих моментов может быть связана с орбитальным движением электронов, их спином, а также (в меньшей степени) со спином атомных ядер. При µН « kТ, где Т – абсолютная температура, намагниченность парамагнетика М пропорциональна внешнему полю: М=χН, где χ – магнитная восприимчивость. В отличие от диамагнетизма, для которого χ < 0, при парамагнетизме восприимчивость положительна; её типичная величина при комнатной температуре (Т ≈ 293 К) составляет 10-7 – 10-4.

Парамагнетик – магнетик с преобладанием парамагнетизма и отсутствием магнитного атомного порядка. Парамагнетик намагничивается в направлении внешнего магнитного поля, т.е. имеет положительную магнитную восприимчивость, которая в слабом поле при не очень низкой температуре (т.е. вдали от условий магнитного насыщения) не зависит от напряженности поля. Поскольку свободная энергия парамагнетика понижается в магнитном поле, при наличии градиента поля он втягивается в область с более высоким значением напряжённости магнитного поля. Конкуренция диамагнетизма, появление дальнего магнитного порядка или сверхпроводимости ограничивают область существова­ния вещества в парамагнитном состоянии.

Парамагнетик содержит, по крайней мере, один из перечисленных ниже типов носителей парамагнетизма.

А) Атомы, молекулы или ионы с некомпенсированными магнитными моментами в основном или возбуждённом состояниях с энергией возбуждения Ei << kТ. Парамагнетики этого типа обладают ориентацией ланжевеновским парамагне­тизмом, зависящим от температуры Т по Кюри закону или Кюри – Вейса закону, в них возможно магнитное упоря­дочение. [Похожий по проявлениям магнетизм неоднородных систем малых ферро- или ферримагнитных однодоменных частиц (кластеров) в жидкостях или твердых матрицах выделен в особый вид – суперпарамагнетизм].

Этот тип носителей присутствует в парах металлов нечётной валентности (Na, Тl); в газе молекул О2 и NO; в некоторых органических молекулах со свободными радикалами; в солях, окислах и др. диэлектрических соединениях 3d-, 4f-, и 5f-элементов; в большинстве редкоземельных металлов.

Б) Те же частицы, имеющие орбитальный магнитный момент в возбуждённом состоянии с энергией возбуждения Ei << kТ. Для таких парамагнетиков характерен не зависящий от температуры поляризационный парамагнетизм.

Этот тип носителей парамагнетизма проявляется в некоторых соединениях d- и f-элементов (соли Sm и Eu и др.).

В) Коллективизированные электроны в частично запол­ненных энергетических зонах. Им присущ сравнительно слабо зависящий от температуры спиновый Паули-парамагнетизм, как правило, усиленный межэлектронными взаимодействиями. В d-зонах спиновый парамагнетизм сопровождается заметным ванфлековским парамагнетизмом.

Подобный тип носителей преобладает в щелочных и щёлочноземельных металлах, d-металлах и их интерметаллических соединениях, актиноидах, а также в хорошо проводящих ион-радикальных органических солях

P/S материал из wiki
Парамагнетики — вещества, которые намагничиваются во внешнем магнитном поле в направлении внешнего магнитного поля (JH) и имеют положительную магнитную восприимчивость. Парамагнетики относятся к слабомагнитным веществам, магнитная проницаемость незначительно отличается от единицы u > ~ 1.
Термин «Парамагнетизм» ввёл в 1845 году Майкл Фарадей, который разделил все вещества (кроме ферромагнитных) на диа- и парамагнитные.
Атомы (молекулы или ионы) парамагнетика обладают собственными магнитными моментами, которые под действием внешних полей ориентируются по полю и тем самым создают результирующее поле, превышающее внешнее. Парамагнетики втягиваются в магнитное поле. В отсутствие внешнего магнитного поля парамагнетик не намагничен, так как из-за теплового движения собственные магнитные моменты атомов ориентированы совершенно беспорядочно.
К парамагнетикам относятся алюминий (Al), платина (Pt), многие другие металлы (щелочные и щелочно-земельные металлы, а также сплавы этих металлов), кислород (О2), оксид азота (NO), оксид марганца (MnO), хлорное железо (FeCl3) и другие.
Парамагнетиками становятся ферро- и антиферромагнитные вещества при температурах, превышающих, соответственно, температуру Кюри или Нееля (температуру фазового перехода в парамагнитное состояние).

В) Ферромагнетики

Ферромагне́тики — вещества (как правило, в твёрдом кристаллическом или аморфном состоянии), в которых ниже определённой критической температуры (точки Кюри) устанавливается дальний ферромагнитный порядок магнитных моментов атомов или ионов (в неметаллических кристаллах) или моментов коллективизированных электронов (в металлических кристаллах). Иными словами, ферромагнетик — такое вещество, которое (при температуре ниже точки Кюри) способно обладать намагниченностью в отсутствие внешнего магнитного поля.

Свойства ферромагнетиков
1. Магнитная восприимчивость ферромагнетиков положительна и значительно больше единицы.
2. При не слишком высоких температурах ферромагнетики обладают самопроизвольной (спонтанной) намагниченностью, которая сильно изменяется под влиянием внешних воздействий.
3. Для ферромагнетиков характерно явление гистерезиса.
4. Ферромагнетики притягиваются магнитом.

К парамагнетикам относятся вещества, у которых магнитный момент атомов или молекул отличен от нуля в отсутствие внешнего магнитного поля:

Поэтому парамагнетики при внесении их во внешнее магнитное поле намагничиваются в направлении поля. В отсутствие внешнего магнитного поля парамагнетик не намагничен, так как из-за теплового движения все магнитные моменты атомов ориентированы беспорядочно, и поэтому намагниченность равна нулю (рис.2.7 а). При внесении парамагнетика во внешнее магнитное поле устанавливается преимущественная ориентация магнитных моментов атомов по полю (рис.2.7 б). Полной ориентации препятствует тепловое движение атомов, которое стремится разбросать моменты. В результате такой преимущественной ориентации парамагнетик намагничивается, создавая собственное магнитное поле, которое, накладываясь на внешнее, усиливает его. Этот эффект называется парамагнитным эффектом или парамагнетизмом.

Рис.2.7. Парамагнетик в

отсутствие поля (а) и во

внешнем магнитном поле (б)

У парамагнетиков также наблюдаются Ларморова прецессия и диамагнитный эффект, как и во всех веществах. Но диамагнитный эффект слабее парамагнитного и подавляется им, оставаясь незаметным. Для парамагнетиков χ тоже невелика, но положительна, порядка ~10 -7 –10 -4 , а значит, μ немногим больше единицы.

Так же, как и для диамагнетиков, зависимость магнитной восприимчивости парамагнетиков от внешнего поля линейная (рис.5.8).

Преимущественная ориентация магнитных моментов по полю зависит от температуры. С ростом температуры усиливается тепловое движение атомов, следовательно, ориентация в одном направлении становится затруднена и намагниченность уменьшается. Французский физик П.Кюри установил следующую закономерность: где С – это постоянная Кюри, зависящая от рода вещества. Классическая теория парамагнетизма была развита в 1905 г. П. Ланжевеном.

2.10 Ферромагнетизм. Ферромагнетики. Доменная структура ферромагнетиков.

.7. Ферромагнетизм. Ферромагнетики. @

Ферромагнетики – твердые кристаллические вещества, обладающие самопроизвольной (спонтанной) намагниченностью в отсутствие внешнего магнитного поля .Атомы (молекулы) таких веществ обладают отличным от нуля магнитным моментом. В отсутствие внешнего поля магнитные моменты в пределах больших областей ориентированы одинаково (подробнее об этом будет сказано далее). В отличие от слабомагнитных диа- и парамагнетиков ферромагнетики - это сильномагнитные вещества. Их внутреннее магнитное поле может в сотни и тысячи раз превосходить внешнее. Для ферромагнетиков χ и μ положительны и могут достигать очень больших значений, порядка ~10 3 . Только ферромагнетики могут быть постоянными магнитами.

Почему же ферромагнитные тела обнаруживают столь сильную намагниченность? Почему в них тепловое движение не мешает установлению порядка в расположении магнитных моментов? Чтобы ответить на этот вопрос, рассмотрим некоторые важные свойства ферромагнетиков.

Если мы изобразим основную кривую намагничивания в координатах (В,Н) (рис.2.10, кривая 0-1), то получим несколько другую картину: так как , то при достижении значенияJ нас, магнитная индукцияпродолжает расти вместе с ростомлинейно:

= μ 0 + const, const = μ 0 J нас.

Для ферромагнетиков характерно явление гистерезиса (от греч.hysteresis– отставание, запаздывание).

Доведем намагниченность тела до насыщения, повышая напряженность внешнего поля (рис. 2.10, точка 1), а затем будем уменьшать Н. При этом зависимость В(Н) следует не первоначальной кривой 0-1, а новой кривой 1-2. При уменьшении напряженности до нуля намагниченность вещества и магнитная индукция исчезнут. При Н=0 магнитная индукция имеет ненулевое значение В ост, которое называетсяостаточной индукцией . НамагниченностьJ ост, соответствующая В ост, называетсяостаточной намагниченностью , а ферромагнетик приобретает свойства постоянного магнита. В ост иJ ост обращаются в нуль лишь под действием поля, противоположного по направлению первоначальному. Значение напряженности поля Н с, при котором остаточные намагниченность и индукция обращаются в нуль, называетсякоэрцитивной силой (от лат.coercitio- удержание). Продолжая действовать на ферромагнетик переменным магнитным полем, получим кривую 1-2-3-4-1, называемуюпетлей гистерезиса . В данном случае реакция тела (В илиJ) как бы отстает от вызывающих ее причин (Н).

Существование остаточной намагниченности делает возможным изготовление постоянных магнитов, потому что ферромагнетики с В ост ≠ 0 обладают постоянным магнитным моментом и создают в окружающем их пространстве постоянное магнитное поле. Такой магнит тем лучше сохраняет свои свойства, чем больше коэрцитивная сила материала, из которого он изготовлен. Магнитные материалы принято делить по величине Н с намагнитно-мягкие (т.е. с малой Н с порядка 10 -2 А/м и соответственно с узкой петлей гистерезиса) имагнитно-жесткие (Н с ~10 5 А/м и широкая петля гистерезиса). Магнитно-мягкие материалы требуются для изготовления трансформаторов, сердечники которых постоянно перемагничиваются переменным током. Если сердечник трансформатора будет обладать большим гистерезисом, он будет нагреваться при перемагничивании, на что будет напрасно расходоваться энергия. Поэтому для трансформаторов требуются по возможности безгистерезисные материалы. К ферромагнетикам с узкой петлей гистерезиса относятся сплавы железа с никелем или железа с никелем и молибденом (пермаллой и супермаллой).

Магнитно-жесткие материалы (к ним относятся углеродистые, вольфрамовые, хромовые и алюминиево-никелевые стали) служат для изготовления постоянных магнитов.

Остаточная постоянная намагниченность будет существовать бесконечно долго, если не подвергать ферромагнетик действию сильных магнитных полей, высоких температур и деформации. Вся информация, записанная на магнитных лентах – от музыкальных до видеопрограмм, – сохраняется благодаря этому физическому явлению.

Существенной особенностью ферромагнетиков являются огромные величины магнитной проницаемости и магнитной восприимчивости. Например, для железа μ мах ≈ 5000, для пермаллоя – 100000, для супермаллоя – 900000. Для ферромагнетиков величины магнитной восприимчивости и магнитной проницаемости являются функциями напряженности магнитного поля Н (рис.2.11). С ростом напряженности поля значение μ сначала быстро возрастает до μ мах, а затем уменьшается, приближаясь к значению μ=1 в очень сильных полях. Поэтому, хотя формула В = μμ 0 Н остается справедливой и для ферромагнитных веществ, линейная зависимость между В и Н нарушается.

Второй магнитомеханический эффект – это эффект Виллари – изменение и даже исчезновение остаточной намагниченности тела при его сотрясении или деформации (открыт Э.Виллари в 1865 г.). Именно из-за этого постоянные магниты следует предохранять от ударов.

Аналогично деформации на ферромагнетики действует нагревание. С повышением температуры остаточная намагниченность начинает уменьшаться, вначале слабо, а затем, при достижении некоторой достаточно высокой температуры, характерной для каждого ферромагнетика, происходит резкий спад намагниченности до нуля. Тело при этом становится парамагнетиком. Температура, при которой происходит такое изменение свойств, называется точкой Кюри , в честь открывшего ее П.Кюри. Для железа точка Кюри равняется 770ºС, для кобальта - 1130ºС, для никеля - 358ºС, для гадолиния - 16ºС. Этот переход не сопровождается выделением или поглощением тепла и является фазовым переходомIIрода. Все эти явления находят свое объяснение при рассмотрении структуры ферромагнетиков.

По свои магнитным свойствам все вещества делятся на слабомагнитные и сильномагнитные. Кром того магнетики классифицируют в зависимости от механизма намагничивания.

Диамагнетики

Диамагнетики относят к слабомагнитным веществам. В отсутствии магнитного поля они не намагничены. В таких веществах при их внесении во внешнее магнитное поле в молекулах и атомах изменяется движение электронов так, что образуется ориентированный круговой ток. Ток характеризуют магнитным моментом ($p_m$):

где $S$ -- площадь витка с током.

Создаваемая этим круговым током, дополнительная к внешнему полю, магнитная индукция направлена против внешнего поля. Величина дополнительного поля может быть найдена как:

Диамагнетизмом обладает любое вещество.

Магнитная проницаемость диамагнетиков очень незначительно отличается от единицы. Для твердых тел и жидкостей диамагнитная восприимчивость имеет порядок приблизительно ${10}^{-5},\ $для газов она существенно меньше. Магнитная восприимчивость диамагнетиков не зависит от температуры, что было открыто экспериментально П. Кюри.

Диамагнетики делятся на «классические», «аномальные» и сверхпроводники. Классические диамагнетики имеют магнитную восприимчивость $\varkappa

В несильных магнитных полях намагниченность диамагнетиках пропорциональна напряженности магнитного поля ($\overrightarrow{H}$):

где $\varkappa $ -- магнитная восприимчивость среды (магнетика). На рис.1 представлена зависимость намагниченности «классического» диамагнетика от напряженности магнитного поля в слабых полях.

Парамагнетики

Парамагнетики, также относят к слабомагнитным веществам. Молекулы парамагнетиков имеют постоянный магнитный момент ($\overrightarrow{p_m}$). Энергия магнитного момента во внешнем магнитном поле вычисляется по формуле:

Минимальное значение энергии достигается тогда, когда направление $\overrightarrow{p_m}$ совпадает с $\overrightarrow{B}$. При внесении парамагнетика во внешнее магнитное поле в соответствии с распределением Больцмана появляется преимущественная ориентация магнитных моментов его молекул в направлении поля. Появляется намагничивание вещества. Индукция дополнительного поля совпадает с внешним полем и соответственно усиливает ее. Угол между направлением $\overrightarrow{p_m}$ и $\overrightarrow{B}$ не изменяется. Переориентирование магнитных моментов в соответствии с распределением Больцмана происходит за счет столкновений и взаимодействия атомов друг с другом. Парамагнитная восприимчивость ($\varkappa $) зависит от температуры по закону Кюри:

или закону Кюри -- Вейсса:

где C и C" -- постоянные Кюри, $\triangle $ - постоянная, которая бывает больше и меньше нуля.

Магнитная восприимчивость ($\varkappa $) парамагнетика больше нуля, но, как и у диамагнетика весьма мала.

Парамагнетики делят на нормальные парамагнетики, парамагнитные металлы, антиферромагнетики .

У парамагнитных металлов магнитная восприимчивость не зависит от температуры. Эти металлы слабомагнитны $\varkappa \approx {10}^{-6}.$

У парамагнетиков существует такое явление ка парамагнитный резонанс. Допустим, что в парамагнетике, который находится во внешнем магнитном поле, создают дополнительное периодическое магнитное поле, вектор индукции этого поля перпендикулярен вектору индукции постоянного поля. В результате взаимодействия магнитного момента атома с дополнительным полем создается момент сил ($\overrightarrow{M}$), который стремится изменить угол между $\overrightarrow{p_m}$ и $\overrightarrow{B}.$ Если частота переменного магнитного поля и частота прецессии движения атома совпадают, то созданный переменным магнитным полем момент сил либо все время увеличивает угол между $\overrightarrow{p_m}$ и $\overrightarrow{B}$, либо уменьшает. Это явление и называют парамагнитным резонансом.

В несильных магнитных полях намагниченность в парамагнетиках пропорциональна напряженности поля, и выражается формулой (3) (рис.2).

Ферромагнетики

Ферромагнетики относят к сильномагнитным веществам. Магнетики, магнитная проницаемость которых достигает больших значений и зависит от внешнего магнитного поля и предшествующей истории называют ферромагнетиками. Ферромагнетики могут иметь остаточную намагниченность.

Магнитная восприимчивость ферромагнетиков является функцией от напряженности внешнего магнитного поля. Зависимость J(H) представлена на рис. 3. Намагниченность имеет предел насыщения ($J_{nas}$).

Существование предела насыщения намагниченности указывает, что намагниченность ферромагнетиков вызвана переориентировкой некоторых элементарных магнитных моментов. У ферромагнетиков наблюдается явление гистерезиса (рис.4).

Ферромагнетики в свою очередь делят на:

1. Мягкие в магнитном отношении. Вещества с большой магнитной проницаемостью, легко намагничивающиеся и размагничивающиеся. Их используют в электротехнике, там, где работают с переменными полями, например в трансформаторах.
2. Жесткие в магнитном отношении. Вещества с относительно небольшой магнитной проницаемостью, трудно намагничивающиеся и размагничивающиеся. Эти вещества используют при создании постоянных магнитов.

Пример 1

Задание: Зависимость намагниченности для ферромагнетика показана на рис. 3. J(H). Изобразите кривую зависимости B(H). Существует ли насыщение для магнитной индукции, почему?

Так как вектор магнитной индукции связан с вектором намагниченности соотношением:

\[{\overrightarrow{B}=\overrightarrow{J\ }+\mu }_0\overrightarrow{H}\ \left(1.1\right),\]

то кривая B(H) не достигает насыщения. График зависимости индукции магнитного поля от напряженности внешнего магнитного поля можно представить, как изображено на рис. 5. Такая кривая называется кривой намагничивания.

Ответ: Насыщения для кривой индукции нет.

Пример 2

Задание: Получите формулу парамагнитной восприимчивости $(\varkappa)$, зная, что механизм намагничивания парамагнетика аналогичен механизму электризации полярных диэлектриков. Для среднего значения магнитного момента молекулы в проекции на ось Z можно записать формулу:

\[\left\langle p_{mz}\right\rangle =p_mL\left(\beta \right)\left(2.1\right),\]

где $L\left(\beta \right)=cth\left(\beta \right)-\frac{1}{\beta }$ - функция Ланжевена при $\beta =\frac{p_mB}{kT}.$

При высоких температурах и небольших полях, мы получим, что:

Следовательно, при $\beta \ll 1$ $cth\left(\beta \right)=\frac{1}{\beta }+\frac{\beta }{3}-\frac{{\beta }^3}{45}+\dots $ , ограничение функции линейным членом по $\beta $ получим:

Подставим в (2.1) результат (2.3), получим:

\[\left\langle p_{mz}\right\rangle =p_m\frac{p_mB}{3kT}=\frac{{p_m}^2B}{3kT}\ \left(2.4\right).\]

Используя связь между напряженностью магнитного поля и магнитной индукцией ($\overrightarrow{B}=\mu {\mu }_0\overrightarrow{H}$), приняв во внимание, что магнитная проницаемость парамагнетиков мало отличается от единицы, можем записать:

\[\left\langle p_{mz}\right\rangle =\frac{{p_m}^2{\mu }_0H}{3kT}\left(2.5\right).\]

Тогда намагниченность будет иметь вид:

Зная, что связь модуль намагниченности с модулем вектора напряженности имеет вид:

Имеем для парамагнитной восприимчивости:

\[\varkappa =\frac{{p_m}^2м_0n}{3kT}\ .\]

Ответ: $\varkappa =\frac{{p_m}^2{\mu }_0n}{3kT}\ .$