Физический энциклопедический словарь - ферримагнетизм

Рис. 1. Схематическое изображение ферримагнитного упорядочения линейной цепочки магн. ионов разных сортов с элементарными магн. моментами 1 и 2. М1 = N1 и М2=N2— магнитные моменты 1-й и 2-й подрешёток (N — число ионов данного сорта в единице объёма). Суммарная намагниченность J=M1-М2.

Т ниже критич. темп-ры Кюри  (см. Кюри точка). В-ва, в к-рых установился ферримагнитный порядок, наз. ферримагнетиками.

Ф. можно рассматривать как наиболее общий случай магн. упорядоченного состояния. С этой точки зрения ферромагнетизм есть частный случай Ф., когда в в-ве имеется только одна подрешётка, антиферромагнетизм — частный случай Ф., когда все подрешётки состоят из одинаковых магн. ионов и Js=0. Термин «ферримагнетизм» был введён франц. физиком Л. Неелем (1948) и происходит от слова феррит — названия большого класса окислов переходных элементов, в к-рых это явление было впервые обнаружено. Часто термином Ф. называют совокупность физ. св-в в-в в указанном выше состоянии.

Магн. подрешётки ферримагнетиков образованы магн. моментами ионов элементов с незаполненной (d или f-) электронной оболочкой, обладающей собств. магн. моментом. Между ионами разл. подрешёток существует отрицательное обменное взаимодействие, стремящееся установить их

805

магн. моменты антипараллельно. Как правило, это взаимодействие явл. косвенным обменным взаимодействием, при к-ром отсутствует прямое перекрытие волновых функций магн. ионов. Учёт перекрытия волновых функций диамагнитных анионов (F^-, O^2-, S^2-, Se^2-) с волновыми функциями магн. катионов переходных металлов (напр., Fe³⁺ или Mn²⁺ ) приводит к возможности обменного взаимодействия через виртуальные, возбуждённые состояния. Простейшая схема такого взаимодействия показана на рис. 2. В основном состоянии (a) 2р-оболочка иона кислорода полностью заполнена и, несмотря на перекрытие волновых функций (р-орбиталей O^2-и d-орбиталей Fe³⁺), обменное взаимодействие отсутствует. В возбуждённом состоянии (б) один из р-электронов кислорода переходит на 3d-оболочку иона железа. По правилу Хунда, перейти должен тот электрон, спин к-рого антипараллелен спинам электронов в наполовину заполненной оболочке иона Fe³⁺ . Оставшийся на 2р-оболочке электрон за счёт отрицательного обменного взаимодействия ориентирует спины электронов соседнего иона железа так, как показано на рис. 2.

Рис. 2. Схема, иллюстрирующая косвенное обменное взаимодействие в системе Fe³⁺—О^2-—Fe³⁺ : a — основное состояние; б — возбуждённое состояние.

При высоких темп-рах, когда энергия теплового движения много больше обменной энергии, в-во обладает парамагн. св-вами (см. Парамагнетизм). Температурная зависимость магнитной восприимчивости парамагнетиков, в к-рых при низких темп-рах возникает Ф., обладает характерными особенностями, показанными на рис. 3. Величина, обратная восприимчивости, у таких в-в следует Кюри — Вейса закону с отрицат. константой = при высоких темп-рах, а при понижении темп-ры Т эта величина круто спадает, стремясь к нулю при T.

Рис. 3. Температурная зависимость величины, обратной магн. восприимчивости, 1/: 1 — парамагнетика с =С/Т; 2 — ферромагнетика с =С/(Т-); 3 — антиферромагнетика с =С/(T+); 4 — ферримагнетика.

В Кюри точке , когда энергия обменного взаимодействия становится равной энергии теплового движения в в-ве, возникает ферримагн. упорядоченность. В большинстве случаев переход в упорядоченное состояние является фазовым переходом II рода и сопровождается характерными аномалиями темплоёмкости, линейного расширения, гальваномагнитных и др. св-в.

Возникающая ферримагн. упорядоченность атомных магн. моментов описывается определённой магн. структурой, т. е. разбиением кристалла на магн. подрешётки, величиной и направлением векторов намагниченностей подрешёток. Магн. структура может быть определена методами нейтронографии. Образование той или иной магн. структуры зависит от крист.

структуры в-ва и соотношения величин обменных взаимодействий между разл. магн. ионами. Обменное взаимодействие определяет только ориентацию векторов намагниченности подрешёток друг относительно друга. Др. их параметр — ориентация относительно осей кристалла — определяется энергией магнитной анизотропии, к-рая на неск. порядков меньше обменной энергии.

Существование в ферримагнетике нескольких разл. подрешёток приводит к более сложной температурной зависимости спонтанной намагниченности J, чем в обычном ферромагнетике. Это связано с тем, что зависимости J(T) для подрешёток могут различаться (рис. 4). В результате самопроизвольная намагниченность, являющаяся в простейшем случае разностью намагниченностей двух подрешёток, с ростом темп-ры от абс. нуля может: 1) убывать монотонно (рис.

4, а), как в обычном ферромагнетике; 2) возрастать при низких темп-рах т в дальнейшем проходить через максимум (рис. 4, б); 3) обращаться в нуль при нек-рой фиксированной темп-ре к. Темп-ру к наз. точкой компенсации. При Tк самопроизвольная намагниченность отлична от нуля.

Впервые теоретич. описание св-в ферримагнетиков было дано Л. Неелем (1948) в рамках теории молекулярного поля. Оказалось, что теория молекулярного поля может объяснить гораздо больше св-в ферримагнетиков, чем металлич. ферромагнетиков (значение величины Js при Т=0, закон Кюри — Вейса при T> и др.). К ферримагнетикам применима также и теория спиновых волн. В согласии с этой теорией намагниченность многих ферримагнетиков при низких темп-рах следует закону Блоха: Js=Js0(1-Т^3/2), где а — константа, Js0— значение Js при Т=0. Магн. теплоёмкость ферримагнетиков растёт по закону~T^3/2.

Ферримагнетики в не очень сильных магн. полях (много меньше обменных) ведут себя так же, как ферромагнетики (см. Ферромагнетизм), т. к. такие магн. поля не изменяют магн. структуры. В отсутствие поля они разбиваются на домены, имеют характерную намагничивания кривую С насыщением и гистерезисом. В них наблюдается магнитострикция. В ферримагнетиках с неколлинеарными магн. структурами при доступных эксперименту значениях магн. поля насыщение обычно не наблюдается.

Рис. 4. Различные типы температурной зависимости намагниченности подрешёток (M1 и M2) и спонтанной намагниченности (J) для ферримагнетика с двумя магн. подрешётками.

Особыми магн. св-вами ферримагнетики обладают вблизи точки компенсации. В самой точке компенсации магн. св-ва ферримагнетика подобны св-вам антиферромагнетика. В магн. полях, больших поля опрокидывания (для кубич. решётки ~1 кЭ), магн. моменты подрешёток устанавливаются перпендикулярно полю и намагничивание происходит путём скашивания подрешёток в направлении поля. В непосредственной окрестности к поведение ферримагнетика оказывается более сложным. Но и здесь также слабые магн. поля вызывают взаимный скос и опрокидывание подрешёток. Вдали от точки компенсации такие изменения магн. структуры происходят в сильных (порядка обменных) полях.

Огромное большинство ферримагнетиков явл. диэлектриками или полупроводниками. С этим связаны воз-

806

ложности их практич. применения в ВЧи СВЧ-устройствах, т. к. в них ничтожно малы потери на вихревые токи в переменных эл.-магн. полях даже очень высокой частоты (см. Ферримагнетик и Ферриты).

• Редкоземельные ферромагнетики и антиферромагнетики, М., 1965; Смит Я., Вейн X., Ферриты, пер. с англ., М., 1962; Смоленский Г. А., Л е м а н о в В. В., Ферриты и их техническое применение, Л., 1975. См. также лит. при ст. Антиферромагнетизм, Ферромагнетизм.

А. С. Боровик-Романов.