Ферримагнетизм

Тип магнитного явления

Ферримагнитное упорядочение

Магнитные порядки: сравнение ферро, антиферро и ферримагнетизма

Ферримагнетик — это материал, который имеет популяции атомов с противоположными магнитными моментами , как в антиферромагнетизме , но эти моменты неравны по величине, поэтому сохраняется спонтанная намагниченность . ^[1] Это может произойти, например, когда популяции состоят из разных атомов или ионов (таких как 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. ^[2] С момента открытия было обнаружено множество применений ферримагнитных материалов, таких как пластины жестких дисков и биомедицинские изделия. Приложения.

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. ^[3] 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. ^[4] В 1948 году Неель опубликовал статью о третьем типе кооперативного магнетизма, основанном на предположениях модели Гийо. Он назвал это ферримагнетизмом. В 1970 году Неель был удостоен Нобелевской премии по физике за свои работы в области магнетизма . ^[5]

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 . Основное отличие состоит в том, что в ферримагнитных материалах в элементарной ячейке материала присутствуют атомы разных типов . Пример этого можно увидеть на рисунке справа. 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. ^[6] При этой температуре (называемой температурой Кюри ) происходит фазовый переход второго рода ^[7] и система больше не может поддерживать спонтанную 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:

${\displaystyle {\overrightarrow {H}}={\overrightarrow {H}}_{0}+{\overrightarrow {H}}_{m}}$

Где – приложенное магнитное поле , а – поле, вызванное взаимодействием между атомами. Тогда следующее предположение таково: ${\displaystyle {\overrightarrow {H}}_{0}}$ ${\displaystyle {\overrightarrow {H}}_{m}}$ ${\displaystyle {\overrightarrow {H}}_{m}=\gamma {\overrightarrow {M}}}$

Здесь – средняя намагниченность решетки, – коэффициент молекулярного поля. Когда мы позволяем и зависеть от положения и ориентации, мы можем записать это в форме: ${\textstyle {\overrightarrow {M}}}$ ${\displaystyle \gamma }$ ${\textstyle {\overrightarrow {M}}}$ ${\displaystyle \gamma }$

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

Здесь – поле, действующее на i- ^ю субструктуру, – коэффициент молекулярного поля между i ^-й и k ^-й субструктурой. Для двухатомной решетки мы можем обозначить два типа узлов: A и B. Мы можем обозначить количество магнитных ионов в единице объема, долю магнитных ионов в узлах A и долю в узлах B. Это дает: ${\displaystyle {\overrightarrow {H}}_{i}}$ ${\displaystyle \gamma _{ik}}$ ${\displaystyle N}$ ${\displaystyle \lambda }$ ${\textstyle \mu =1-\lambda }$

${\displaystyle {\overrightarrow {H}}_{aa}=\gamma _{aa}{\overrightarrow {M}};{\overrightarrow {H}}_{ab}=\gamma _{ab}{\overrightarrow {M}}_{b};{\overrightarrow {H}}_{ba}=\gamma _{ba}{\overrightarrow {M}}_{a};{\overrightarrow {H}}_{bb}=\gamma _{bb}{\overrightarrow {M}}_{b}}$

Можно показать то и то, если только структуры не идентичны. предпочитает параллельное выравнивание и , а антипараллельное выравнивание. Для ферримагнетиков , поэтому будет удобно принять положительную величину и явно поставить перед ней знак минус. Для общих полей A и B это дает: ${\displaystyle \gamma _{ab}=\gamma _{ba}}$ ${\displaystyle \gamma _{aa}\neq \gamma _{bb}}$ ${\displaystyle \gamma _{ab}>0}$ ${\displaystyle {\overrightarrow {M}}_{a}}$ ${\displaystyle {\overrightarrow {M}}_{b}}$ ${\displaystyle \gamma _{ab}<0}$ ${\displaystyle \gamma _{ab}<0}$ ${\displaystyle \gamma _{ab}}$

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

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

Кроме того, мы введем параметры и которые дают соотношение сил взаимодействий. Наконец, мы введем приведенную намагниченность: ${\displaystyle \alpha ={\frac {\gamma _{aa}}{\gamma _{ab}}}}$ ${\displaystyle \beta ={\frac {\gamma _{bb}}{\gamma _{ab}}}}$

${\displaystyle {\overrightarrow {\sigma }}_{a}={\overrightarrow {M}}_{a}/\lambda Ng\mu _{B}S_{a}}$

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

со спином i- ^го элемента. Затем это дает полям: ${\displaystyle S_{i}}$

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

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

Решения этих уравнений (здесь опущены) имеют вид

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

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

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

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

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

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

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 также в NiFe _2/5 Cr _8/5 O ₄ ^[8] и Li _1/2 Fe _5/4 Ce _5/4 O ₄ . ^[9]

Температура ниже температуры Кюри , но при которой противоположные магнитные моменты равны (в результате чего чистый магнитный момент равен нулю), называется точкой компенсации намагниченности. 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 высокоскоростного перемагничивания в устройствах магнитной памяти.

Влияние внешних полей

Теоретическая модель намагниченности 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 и mrs представляют 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 ; эта намагниченность достигается, когда внешнее поле достаточно сильное, чтобы заставить все моменты выровняться в одном направлении. Когда эта точка достигнута, намагниченность не может увеличиваться, поскольку моментов для выравнивания больше нет. При удалении внешнего поля намагниченность ферримагнетика не исчезнет, ​​но останется 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 . Такое поведение приводит к возникновению так называемой петли гистерезиса . ^[10] ${\displaystyle M_{rs}}$ ${\displaystyle -M_{rs}}$

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 . ^[11]

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. ^[12]

Ферримагнетизм также может возникать в одномолекулярных магнитах . Классическим примером является додекануклеарная молекула марганца с эффективным спином S = 10, образовавшаяся в результате антиферромагнитного взаимодействия металлоцентров Mn(IV) с металлоцентрами Mn(III) и Mn(II). ^[13]

Смотрите также

• Энергия анизотропии  - энергия в определенном направлении.Pages displaying wikidata descriptions as a fallback
• Орбитальная намагниченность

Рекомендации

1. Спалдин, Никола А. (2011). Магнитные материалы: основы и применение (2-е изд.). Кембридж: Издательство Кембриджского университета. ISBN 978-0-521-88669-7. ОСЛК  607986416.
2. Неель, М. Луи (1948). «Магнитные свойства ферритов; ферримагнетизм и антиферромагнетизм» (PDF) . Анналы тела . 12 (3): 137–198. Бибкод : 1948АнФ...12..137Н. дои : 10.1051/anphys/194812030137. ISSN  0003-4169. S2CID  126111103.
3. Неель, Луи (1936). «Магнитные свойства металлического государства и энергия взаимодействия между магнитными атомами». Анналы тела . 11 (5): 232–279. Бибкод : 1936АнФ...11..232Н. дои : 10.1051/anphys/193611050232. ISSN  0003-4169.
4. Смарт, Дж. Сэмюэл (сентябрь 1955 г.). «Теория Нееля ферримагнетизма». Американский журнал физики . 23 (6): 356–370. Бибкод : 1955AmJPh..23..356S. дои : 10.1119/1.1934006. ISSN  0002-9505.
5. «Нобелевская премия по физике 1970 года». NobelPrize.org . Проверено 26 января 2021 г.
6. Саймон, Стивен Х. (21 июня 2013 г.). Оксфордские основы твердого тела (первое изд.). Оксфорд. ISBN 978-0-19-150210-1. ОСЛК  851099021.{{cite book}}: CS1 maint: location missing publisher (link)
7. Бланделл, Стивен; Бланделл, Кэтрин М. (2010). Понятия теплофизики (2-е изд.). Оксфорд: Издательство Оксфордского университета. ISBN 978-0-19-956209-1. ОСЛК  607907330.
8. Цусима, Тачиро (август 1963 г.). «Магнитные свойства феррит-хромитового ряда никеля и кобальта». Журнал Физического общества Японии . 18 (8): 1162–1166. Бибкод : 1963JPSJ...18.1162T. дои : 10.1143/jpsj.18.1162. ISSN  0031-9015.
9. Гортер, EW; Шулькес, Дж. А. (1 мая 1953 г.). «Обращение спонтанной намагниченности как функция температуры в шпинелях LiFeCr». Физический обзор . 90 (3): 487–488. Бибкод : 1953PhRv...90..487G. дои : 10.1103/physrev.90.487.2. ISSN  0031-899X.
10. Солер, Маг; Патерно, Л.Г. (01.01.2017), Да Роз, Алессандра Л.; Феррейра, Маристела; де Лима Лейте, Фабио; Оливейра, Освальдо Н. (ред.), «6 – Магнитные наноматериалы», Nanostructures , William Andrew Publishing, стр. 147–186, doi : 10.1016/b978-0-323-49782-4.00006-1, ISBN 978-0-323-49782-4, получено 25 января 2021 г.
11. Гросу, Ярослав; Фаик, Абдессамад; Ортега-Фернандес, Иньиго; Д'Агуанно, Бруно (март 2017 г.). «Природный магнетит для хранения тепловой энергии: отличные теплофизические свойства, обратимый переход скрытого тепла и контролируемая теплопроводность». Материалы для солнечной энергии и солнечные элементы . 161 : 170–176. дои : 10.1016/j.solmat.2016.12.006 .
12. Кляйн, К. и Датроу, Б., Минеральные науки, 23-е изд., Wiley, стр. 10. 243.
13. Сессоли, Роберта; Цай, Хуэй Лянь; Шейк, Энн Р.; Ван, Шейи; Винсент, Джон Б.; Фолтинг, Кирстен; Гаттески, Данте; Кристу, Джордж; Хендриксон, Дэвид Н. (1993). «Высокоспиновые молекулы: [Mn ₁₂ O ₁₂ (O ₂ CR) ₁₆ (H ₂ O) ₄ ]». Варенье. хим. Соц . 115 (5): 1804–1816. дои : 10.1021/ja00058a027.

Внешние ссылки

• СМИ, связанные с ферримагнетизмом, на Викискладе?