Ферромагнет і зм, одне з магнітних станів кристалічних, як правило, речовин, що характеризується паралельною орієнтацією магнітних моментів атомних носіїв магнетизму. Паралельна орієнтація магнітних моментів (рис. 1) встановлюється при температурах Т нижче критичної Q (див. Кюрі точка ) І обумовлена ​​позитивним значенням енергії межелектронного обмінного взаємодії (Див. магнетизм ). Феромагнітна впорядкованість магнітних моментів в кристалах (атомна магнітна структура - колінеарна або неколінеарна) безпосередньо спостерігається і досліджується методами магнітної нейтронографії . Речовини, в яких встановився феромагнітний порядок атомних магнітних моментів, називають феромагнетиками . Магнітна сприйнятливість (ферромагнетиков позитивна (c> 0) і досягає значень 104-105 гс / е, їх намагніченість J (або індукція В = Н +4 p J) зростає зі збільшенням напруженості магнітного поля Н нелінійно (рис. 2) і в полях 1-100 е досягає граничного значення Js - магнітного насичення. Значення J залежить також від «магнітної передісторії» зразка, це робить залежність J від Н неоднозначною (спостерігається магнітний гистерезис ).

Прояви Ф. у монокристалах і полікрісталлах можуть істотно відрізнятися. У феромагнітних монокристалах спостерігається магнітна анізотропія (Рис. 3) - відмінність магнітних властивостей по різних кристалографічних напрямках. У полікристалах з хаотичним розподілом орієнтацій кристалічних зерен анізотропія в середньому за зразком відсутній, але при неоднорідному розподілі орієнтацій вона може спостерігатися (магнітна текстура).

Магнітні і інші фізичні властивості феромагнетиків володіють специфічною залежністю від температури Т. Намагніченість насичення Js має найбільше значення при Т = 0 К і монотонно зменшується до нуля при Т = Q (рис. 4).

Вище Q феромагнетик переходить в парамагнітний стан (див. парамагнетизм ), А в деяких випадках (рідкоземельні метали) - в антиферомагнітне. При Н = 0 цей перехід, як правило, є фазовим переходом 2-го роду. температурний хід магнітної проникності m (або сприйнятливості c) феромагнетиків має явно виражений максимум поблизу Q. При Т> Q сприйнятливість (зазвичай слідує Кюрі - Вейса закону . При намагнічуванні феромагнетиків змінюються їх розміри і форма (див. магнітострикція ). Тому криві намагнічування і петлі гистерезиса залежать від зовнішніх напруг. Спостерігаються також аномалії у величині і температурній залежності пружних постійних, коефіцієнтів лінійного і об'ємного розширення. При адіабатичному намагнічуванні і розмагнічування ферромагнетики змінюють свою температуру (див. магнітне охолоджування ). Специфічні особливості немагнітних властивостей феромагнетиків найяскравіше проявляються поблизу Т = Q.

Оскільки мимовільна намагніченість феромагнетиків зберігається до Т = Q, а в типових феромагнетиках температура (може досягати ~ 103 К, то k Q »10-13 ерг (k - Больцмана постійна ). Це означає, що енергія взаємодії, яка відповідальна за існування феромагнітного порядку атомних магнітних моментів в кристалі, теж повинна бути близько 10-13 ерг на кожну пару сусідніх магнітно-активних атомів. Таке значення енергії може бути обумовлено тільки електричним взаємодією між електронами, бо енергія магнітної взаємодії електронів двох сусідніх атомів феромагнетика не перевищує, як правило, 10-16 ерг, і тому може забезпечити температуру Кюрі лише ~ 1 К (такі феромагнетики з т. Зв. дипольним магнітним взаємодією теж існують). У загальному випадку магнітні взаємодії в феромагнетиках визначають їх магнітну анізотропію. Класична фізика не могла пояснити яким чином електрична взаємодія може привести до Ф. Тільки квантова механіка дозволила зрозуміти тісний внутрішній зв'язок між результуючим магнітним моментом системи електронів і їх електростатичною взаємодією, яке прийнято називати обмінним взаємодією.

Необхідною умовою Ф. є наявність постійних (незалежних від Н) магнітних (спінових або орбітальних, або обох разом) моментів електронних оболонок атомів феромагнетиків. Це виконується в кристалах, побудованих з атомів перехідних елементів (атомів з недобудованими внутрішніми електронними шарами). Розрізняють 4 основних випадку:

1) металеві кристали (чисті метали, сплави і интерметаллические з'єднання) на основі перехідних елементів з недобудованими d -cлоямі (в першу чергу 3 d -cлоем у елементів групи заліза); 2) металеві кристали на основі перехідних елементів з недобудованими f- cлоямі (рідкоземельні елементи з недобудованим 4 f -cлоем); 3) неметалічні кристалічні сполуки при наявності хоча б одного компонента з перехідних d- або f- елементів; 4) сильно розбавлені розчини атомів перехідних d- або f -метал в діамагнітної металевій матриці. Поява в цих чотирьох випадках атомного магнітного порядку обумовлено обмінною взаємодією.

У неметалічних речовинах (випадок 3) це взаємодія найчастіше носить непрямий характер, при якому магнітний порядок електронів недобудованих d- або f- cлоев в найближчих сусідніх парамагнітних іонах встановлюється при активній участі електронів зовнішніх замкнутих шарів магнітно-нейтральних іонів (наприклад, O2-, S2-, Se2- і т.п.), розташованих зазвичай між магнітно-активними іонами (див. Феримагнетизм ). Як правило, тут виникає антиферомагнітний порядок, який приводить або до компенсованого антиферомагнетизму, якщо в кожній елементарній комірці кристала сумарний магнітний момент всіх іонів дорівнює нулю, або до Феримагнетизм - якщо цей сумарний момент не дорівнює нулю. Можливі випадки, коли взаємодія в неметалічних кристалах носить феромагнітний характер (всі атомні магнітні моменти паралельні), наприклад EuO, Eu2SiO4, CrBr3 і ін.

Загальним для кристалів типу 1, 2, 4 є наявність в них системи колективізованих електронів провідності. Хоча в цих системах і існують подмагничивающего обмінні взаємодії, але, як правило, магнітного порядку немає, а має місце парамагнетизм паулевского типу, якщо він сам не пригнічений сильнішим діамагнетизмом іонної решітки. Якщо все ж магнітний порядок виникає, то у випадках 1, 2 і 4 він різний за своїм походженням. У другому випадку магнітно-активні 4 f '-cлоі мають дуже малий радіус в порівнянні з параметром кристалічної решітки. Тому тут неможлива пряма обмінний зв'язок навіть у найближчих сусідніх іонів. Така ситуація характерна і для четвертого випадку. В обох цих випадках обмінний зв'язок носить непрямий характер, здійснюють її електрони провідності. У четвертому типі ферромагнетиков (на відміну від випадків 1, 2, 3) магнітний порядок не обов'язково пов'язаний з кристалічним атомним порядком. Часто ці ферромагнетики є в магнітному відношенні аморфні системи з неупорядоченно розподіленими по кристалічній решітці іонами, що володіють атомними магнітними моментами (т. Н. Спінові скла).

Нарешті, в кристалах 1-го типу електрони, які беруть участь у створенні атомної магнітного порядку, складаються з колишніх 3 d- і 4 s-електронів ізольованих атомів. На відміну від 4 f '-cлоёв рідкоземельних іонів, що мають дуже малий радіус, ближчі до периферії 3 d-електронів атомів групи Fe випробовують практично повну колективізацію і спільно з 4 s-електронів утворюють загальну систему електронів провідності. Однак на відміну від нормальних (неперехідних) металів, ця система в d -метал володіє набагато більшою щільністю енергетичних рівнів, що сприяє дії обмінних сил і призводить до появи намагніченого стану в Fe, Со, Ni і в їх численних сплавах.

Конкретні теоретичні розрахунки різних властивостей феромагнетиків проводяться як в квазікласичному феноменологическом наближенні, так і за допомогою більш строгих квантовомеханических атомних моделей. У першому випадку обмінна взаємодія, що приводить до Ф., враховується введенням ефективного молекулярного поля (Б. Л. Розінг , 1897; П. Вейс , 1907), енергія U якого квадратично залежить від J:

U = -NA (JslJs0) 2

де N - число магнітно-активних атомів в зразку, А - постійна молекулярного поля (А> 0), Js0 - намагніченість насичення при абсолютному нулі температури. Уточнення цього трактування Ф. дала квантова механіка, розкривши електричну обмінну природу постійної А (Я. І. Френкель , В. Гейзенберг , 1928). Зокрема, при низьких температурах (Т <Q) вдалося провести більш точний квантовий розрахунок (Ф. Блох , 1930), який показав, що зменшення мимовільної намагніченості Js0 феромагнетика із зростанням температури можна в першому наближенні описувати як виникнення елементарних магнітних збуджень - квазичастиц , Що носять назву спінових хвиль або ферромагнонов. Кожен ферромагнон дає зменшення Js0 на величину магнітного моменту одного вузла решітки. Число ферромагнонов зростає з нагріванням феромагнетика пропорційно T 3/2, тому температурна залежність Js має вигляд:

Js = Js0 (1 - a T 3/2),

де коефіцієнт (має порядок 10-6 До -3/2 і залежить від параметра обмінної взаємодії.

Під час відсутності зовнішнього магнітного поля (Н = 0) термодинамічно стійкого стану макроскопічного феромагнітного зразка відповідає розмагніченого стан, бо в іншому випадку на поверхні зразка, як правило, виникають магнітні полюси, що створюють т. Н. розмагнічуюче поле H0, з яким пов'язана велика позитивна енергія. У той же час обмінна взаємодія прагне створити магнітний порядок з J ¹ 0. В результаті боротьби цих протилежних тенденцій відбувається розбиття феромагнітного зразка на домени - області однорідної намагніченості. Теорія Ф. якісно визначає розміри і форму доменів, які залежать від конкуренції різних взаємодій в кристалі феромагнетика (Л. Д. Ландау і Е. М. Ліфшиц , 1935). Рівноважна структура доменів при J = 0 відповідає замкнутості магнітних потоків усередині зразка. Між доменами існують перехідні шари кінцевої товщини, в яких Js безперервно змінює свій напрямок. На освіту цих шарів витрачається позитивна енергія, але вона менше енергії поля H0, яка виникла б у відсутність доменів. При деяких критично малих розмірах феромагнітних зразків освіту в них декількох доменів може стати енергетично невигідним, і тоді такі дрібні феромагнітні частки виявляються при Т <Q однорідно намагніченими (т. Н. Однодоменних частки).

Криві намагнічування і петлі гистерезиса в феромагнетиках визначаються змінами обсягу доменів з різними орієнтаціями Js в них за рахунок зміщення меж доменів, а також обертання векторів Js доменів (див. намагнічення ). Магнітну сприйнятливість феромагнетиків можна приблизно уявити у вигляді суми: c = cсмещ + c оберт. аналіз кривих намагнічування J (H) показує, що в слабких полях c зміщений> c оберт, а В сильних (після крутого підйому кривої) c вращ> c зміщений. Особливий характер мають процеси намагнічення і розподіл намагніченості в магнітних тонких плівках . Через чутливості доменної структури і процесів намагнічування до будови кристалів загальна кількісна теорія кривих намагнічення феромагнетиків поки знаходиться в незавершеному стані. Зазвичай для визначення залежності J (Н) користуються якісними фізичними уявленнями, лише в разі ідеальних монокристалів в області, де c вращ> c зміщений., Можливий строгий кількісний розрахунок (Н. С. Акулов, 1928).

Теорія кривих намагнічування і петель гістерезису важлива для розробки нових і поліпшення існуючих магнітних матеріалів .

Зв'язок Ф. з багатьма немагнітними властивостями речовини дозволяє за даними вимірів магнітних властивостей отримати інформацію про різні тонких специфічні особливості електронної структури кристалів. Тому Ф. інтенсивно досліджують на електронному і ядерному рівнях, застосовуючи електронний феромагнітний резонанс , ядерний магнітний резонанс , Мессбауера ефект , Розсіювання на феромагнітних кристалах різного типу корпускулярних випромінювань (з урахуванням впливу магнітних моментів взаємодіючих частинок) і т.д. У 70-і рр. 20 в. виникли цікаві контакти Ф. з фізикою елементарних частинок і астрофізикою. Тут слід згадати про вивчення в феромагнетиках явищ анігіляції позитронів, освіти мюонія і позитронно (див. позитрон ), Розсіювання мюонів, а в астрофізиці - про проблему магнетизму нейтронних зірок ( пульсарів ).

Літ .: Акулов Н. С., Феромагнетизм, М. - Л., 1939; Бозорт Р., Феромагнетизм, пров. з англ., М., 1956; Вонсовський С. В., Шур Я. С., Феромагнетизм, М. - Л., 1948; Дорфман Я. Г., Магнітні властивості і будова речовини, М., 1955; Турів Е. А., Фізичні властивості магнітовпорядкованих кристалів, М., 1963; Теорія феромагнетизму металів і сплавів. Сб., Пер. з англ., М., 1963; Ахиезер А. І., Бар'яхтар В. Г., Пелетмінскій С. В., Спінові хвилі, М., 1967: Туров Е. А., Петров М. П., Ядерний магнітний резонанс в ферро- і антиферомагнетиках, М., 1969; Надтонкі взаємодії у твердих тілах, пер. з англ., М., 1970; Вонсовський С. В., Магнетизм. М., 1971; Becker R., Doring W., Ferromagnetismus, B., 1939; Kneller E., Ferromagnetismus, B., 1962; Magnetism, v. 1-4, NY - L., 1963-66; Amorphous magnetism, L. - NY, 1973; Goodenough JB, Magnetism and the Chemical Bond, NY - L., 1963.

С. В. Вонсовський.

Мал. 2. Крива безгістерезісного намагнічування (0 Вm) і петля гістерезису полікристалічного заліза. Значенням індукції Вm відповідає намагніченість насичення Js.

Мал. 1. Феромагнітна (колінеарна) атомна стуктура гранецентрированной кубічних грат нижче точки Кюрі Q; стрілками позначені напрямки атомних магнітних моментів; Js - вектор сумарної намагніченості.

Мал. 3. Залежність намагніченості J від напруженості магнітного поля Н для трьох головних кристалографічних осей монокристала заліза (тип решітки - об'ємно-центрована кубічна, [100] - вісь легкого намагнічення).

Мал. 4. Схематичне зображення температурної залежності намагніченості насичення Js феромагнетика, Q - точка Кюрі.