Цель работы : определить температуру Нееля для ферримагнетика (ферритового стержня)
Краткие теоретические сведения
Всякое вещество является магнетиком, т.е. способно под воздействием на него магнитного поля приобретать магнитный момент. Таким образом вещество создает магнитное поле , которое накладывается на внешнее поле . Оба поля в сумме дают результирующее поле:
Намагничивание магнетика характеризуют магнитным моментом единицы объема. Эту величину называют вектором намагничивания
где - магнитный момент отдельной молекулы.
Вектор намагничивания связан с напряженностью магнитного поля следующим соотношением:
где c - характерная для данного вещества величина, называемая магнитной восприимчивостью.
Вектор магнитной индукции связан с напряженностью магнитного поля:
Безразмерная величина называется относительной магнитной проницаемостью.
Все вещества по магнитным свойствам могут быть разделены на три класса:
1) парамагнетики m > 1 в которых намагниченность увеличивает суммарное поле
2) диамагнетики m < 1 в которых намагниченность вещества уменьшает суммарное поле
3) ферромагнетики m >> 1 намагниченность увеличивает суммарное магнитное поле.
Вещество является ферромагнетиком, если оно обладает самопроизвольным магнитным моментом даже в отсутствие внешнего магнитного поля. Намагниченность насыщения ферромагнетика I S определяется как самопроизвольный магнитный момент единицы объема вещества.
Ферромагнетизм наблюдается у 3d -металлов (Fe , Ni , Co ) и 4f металлов ( Gd , Tb , Er , Dy , Ho , Tm ) , кроме того имеется огромное количество ферромагнитных сплавов. Интересно отметить, что ферромагнетизмом обладают только 9 перечисленных выше чистых металлов. Все они имеют недостроенные d - или f - оболочки.
Ферромагнитные свойства вещества объясняются тем, что между атомами этого вещества существует особое взаимодействие, не имеющее места в диа- и парамагнетиках, приводящее к тому, что ионные или атомные магнитные моменты соседних атомов ориентируются в одном направлении. Физическая природа этого особого взаимодействия, получившего название обменного, была установлена Я.И. Френкелем и В. Гейзенбергом в 30-х годах XX века на основе квантовой механики. Исследование взаимодействия двух атомов с точки зрения квантовой механики показывает, что энергия взаимодействия атомов i и j , имеющих спиновые моменты S i и S j , содержит член, обусловленный обменным взаимодействием:
где J – обменный интеграл, наличие которого связано с перекрытием электронных оболочек атомов i и j . Значение обменного интеграла сильно зависит от межатомного расстояния в кристалле (периода кристаллической решетки). У ферромагнетиков J >0, в случае, если J<0 вещество является антиферромагнетиком, а при J =0 – парамагнетиком. Обменная энергия не имеет классического аналога, хотя и имеет электростатическое происхождение. Она характеризует различие в энергии кулоновского взаимодействия системы в случаях, когда спины параллельны и когда они антипараллельны. Это является следствием принципа Паули. В квантово-механической системе изменение относительной ориентации двух спинов должно сопровождаться изменением пространственного распределения заряда в области перекрытия. При температуре Т =0 К спины всех атомов должны быть ориентированы одинаково, при повышении температуры упорядоченность в ориентации спинов уменьшается. Существует критическая температура, называема температурой (точкой) Кюри Т С , при которой исчезает корреляция в ориентациях отдельных спинов, - вещество из ферромагнетика становится парамагнетиком. Можно выделить три условия благоприятствующие возникновению ферромагнетизма
1) наличие у атомов вещества значительных собственных магнитных моментов (это возможно только в атомах с недостроенными d - или f - оболочками);
2) обменный интеграл для данного кристалла должен быть положительным;
3) плотность состояний в d - и f - зонах должна быть велика.
Магнитная восприимчивость ферромагнетика подчиняется закону Кюри-Вейсса :
, С – постоянная Кюри.
Ферромагнетизм тел, состоящих из большого числа атомов, обусловлен наличием макроскопических объемов вещества (доменов), в которых магнитные моменты атомов или ионов параллельны и одинаково направлены. Эти домены обладают самопроизвольной спонтанной намагниченностью даже при отсутствии внешнего намагничивающего поля.
Модель атомной магнитной структуры ферромагнетика с гранецентрированной кубической решеткой. Стрелками показаны магнитные моменты атомов.
В отсутствие внешнего магнитного поля в целом ненамагниченный ферромагнетик состоит из большего числа доменов, в каждом из которых все спины ориентированны одинаково, но направление их ориентации отличается от направлений спинов в соседних доменах. В среднем в образце ненамагниченного ферромагнетика одинаково представлены все направления, поэтому макроскопического магнитного поля не получается. Даже в одиночном кристалле имеются домены. Разделение вещества на домены происходит потому что оно требует меньше энергии, чем расположение с одинаково ориентированными спинами.
При помещении ферромагнетика во внешнее поле, магнитные моменты параллельные полю будут иметь энергию меньшую, чем моменты, антипараллельные полю или направленные как ни будь иначе. Это дает преимущество некоторым доменам, которые стремятся увеличится в объеме за счет других, если это возможно. Также может происходить поворот магнитных моментов в пределах одного домена. Таким образом слабое внешнее поле может вызвать большое изменение намагниченности.
При нагревании ферромагнетиков до точки Кюри тепловое движение разрушает области спонтанной намагниченности, вещество теряет особые магнитные свойства и ведет себя как обычный парамагнетик. Температуры Кюри для некоторых ферромагнитных металлов приведены в таблице.
| Вещество | |
Fe | |
| Ni | |
| Co | |
| Gd |
Кроме ферромагнетиков существует большая группа магнитоупорядоченных веществ, в которых спиновые магнитные моменты атомов с недостроенными оболочками ориентированы антипараллельно. Как показано выше, такая ситуация возникает в случае, когда обменный интеграл отрицателен. Так же, как и ферромагнетиках, магнитное упорядочение имеет место здесь в интервале температур от 0 К до некоторой критической Q N , называемой температурой Нееля. Если при антипараллельной ориентации локализованных магнитных моментов результирующая намагниченность кристалла равна нулю, то имеет место антиферромагнетизм . Если же при этом полной компенсации магнитного момента нет, то говорят об ферримагнетизме . Наиболее типичными ферримагнетиками являются ферриты – двойные окислы металлов. Характерным представителем ферритов является магнетит (Fe 3 O 4). Большинство ферримагнетиков относятся к ионным кристаллам и поэтому обладают низкой электропроводностью. В сочетании с хорошими магнитными свойствами (высокая магнитная проницаемость, большая намагниченность насыщения и др.) – это важное преимущество по сравнению с обычными ферромагнетиками. Именно это качество позволило использовать ферриты в технике сверхвысоких частот. Обычные ферромагнитные материалы, обладающие высокой проводимостью, здесь применяться не могут из-за очень высоких потерь на образование вихревых токов. Вместе с тем у многих ферритов точка Нееля очень низкая (100 – 300 °С) по сравнению с температурой Кюри для ферромагнитных металлов. В настоящей работе для определения температуры перехода ферримагнетик-парамагентик используется стержень, изготовленный именно из феррита.
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.
Определение температуры фазового перехода
ферримагнетик-парамагнетик
Цель работы : определить температуру Нееля для ферримагнетика (ферритового стержня)
Краткие теоретические сведения
Всякое вещество является магнетиком, т.е. способно под воздействием на него магнитного поля приобретать магнитный момент. Таким образом вещество создает магнитное поле , которое накладывается на внешнее поле . Оба поля в сумме дают результирующее поле:
Намагничивание магнетика характеризуют магнитным моментом единицы объема. Эту величину называют вектором намагничивания
где - магнитный момент отдельной молекулы.
Вектор намагничивания связан с напряженностью магнитного поля следующим соотношением:
где c - характерная для данного вещества величина, называемая магнитной восприимчивостью.
Вектор магнитной индукции связан с напряженностью магнитного поля:
Безразмерная величина называется относительной магнитной проницаемостью.
Все вещества по магнитным свойствам могут быть разделены на три класса:
1) парамагнетики m > 1 в которых намагниченность увеличивает суммарное поле
2) диамагнетики m < 1 в которых намагниченность вещества уменьшает суммарное поле
3) ферромагнетики m >> 1 намагниченность увеличивает суммарное магнитное поле.
Вещество является ферромагнетиком, если оно обладает самопроизвольным магнитным моментом даже в отсутствие внешнего магнитного поля. Намагниченность насыщения ферромагнетика I S определяется как самопроизвольный магнитный момент единицы объема вещества.
Ферромагнетизм наблюдается у 3d -металлов (Fe , Ni , Co ) и 4f металлов ( Gd , Tb , Er , Dy , Ho , Tm ) , кроме того имеется огромное количество ферромагнитных сплавов. Интересно отметить, что ферромагнетизмом обладают только 9 перечисленных выше чистых металлов. Все они имеют недостроенные d - или f - оболочки.
Ферромагнитные свойства вещества объясняются тем, что между атомами этого вещества существует особое взаимодействие, не имеющее места в диа- и парамагнетиках, приводящее к тому, что ионные или атомные магнитные моменты соседних атомов ориентируются в одном направлении. Физическая природа этого особого взаимодействия, получившего название обменного, была установлена Я.И. Френкелем и В. Гейзенбергом в 30-х годах XX века на основе квантовой механики. Исследование взаимодействия двух атомов с точки зрения квантовой механики показывает, что энергия взаимодействия атомов i и j , имеющих спиновые моменты S i и S j , содержит член, обусловленный обменным взаимодействием:
где J – обменный интеграл, наличие которого связано с перекрытием электронных оболочек атомов i и j . Значение обменного интеграла сильно зависит от межатомного расстояния в кристалле (периода кристаллической решетки). У ферромагнетиков J >0, в случае, если J<0 вещество является антиферромагнетиком, а при J =0 – парамагнетиком. Обменная энергия не имеет классического аналога, хотя и имеет электростатическое происхождение. Она характеризует различие в энергии кулоновского взаимодействия системы в случаях, когда спины параллельны и когда они антипараллельны. Это является следствием принципа Паули. В квантово-механической системе изменение относительной ориентации двух спинов должно сопровождаться изменением пространственного распределения заряда в области перекрытия. При температуре Т =0 К спины всех атомов должны быть ориентированы одинаково, при повышении температуры упорядоченность в ориентации спинов уменьшается. Существует критическая температура, называема температурой (точкой) Кюри Т С , при которой исчезает корреляция в ориентациях отдельных спинов, - вещество из ферромагнетика становится парамагнетиком. Можно выделить три условия благоприятствующие возникновению ферромагнетизма
1) наличие у атомов вещества значительных собственных магнитных моментов (это возможно только в атомах с недостроенными d - или f - оболочками);
2) обменный интеграл для данного кристалла должен быть положительным;
3) плотность состояний в d - и f - зонах должна быть велика.
Магнитная восприимчивость ферромагнетика подчиняется закону Кюри-Вейсса :
, С – постоянная Кюри.
Ферромагнетизм тел, состоящих из большого числа атомов, обусловлен наличием макроскопических объемов вещества (доменов), в которых магнитные моменты атомов или ионов параллельны и одинаково направлены. Эти домены обладают самопроизвольной спонтанной намагниченностью даже при отсутствии внешнего намагничивающего поля.
Модель атомной магнитной структуры ферромагнетика с гранецентрированной кубической решеткой. Стрелками показаны магнитные моменты атомов.
В отсутствие внешнего магнитного поля в целом ненамагниченный ферромагнетик состоит из большего числа доменов, в каждом из которых все спины ориентированны одинаково, но направление их ориентации отличается от направлений спинов в соседних доменах. В среднем в образце ненамагниченного ферромагнетика одинаково представлены все направления, поэтому макроскопического магнитного поля не получается. Даже в одиночном кристалле имеются домены. Разделение вещества на домены происходит потому что оно требует меньше энергии, чем расположение с одинаково ориентированными спинами.
При помещении ферромагнетика во внешнее поле, магнитные моменты параллельные полю будут иметь энергию меньшую, чем моменты, антипараллельные полю или направленные как ни будь иначе. Это дает преимущество некоторым доменам, которые стремятся увеличится в объеме за счет других, если это возможно. Также может происходить поворот магнитных моментов в пределах одного домена. Таким образом слабое внешнее поле может вызвать большое изменение намагниченности.
При нагревании ферромагнетиков до точки Кюри тепловое движение разрушает области спонтанной намагниченности, вещество теряет особые магнитные свойства и ведет себя как обычный парамагнетик. Температуры Кюри для некоторых ферромагнитных металлов приведены в таблице.
| Вещество | |
Fe | 769 |
| Ni | 364 |
| Co | 1121 |
| Gd | 18 |
Кроме ферромагнетиков существует большая группа магнитоупорядоченных веществ, в которых спиновые магнитные моменты атомов с недостроенными оболочками ориентированы антипараллельно. Как показано выше, такая ситуация возникает в случае, когда обменный интеграл отрицателен. Так же, как и ферромагнетиках, магнитное упорядочение имеет место здесь в интервале температур от 0 К до некоторой критической Q N , называемой температурой Нееля. Если при антипараллельной ориентации локализованных магнитных моментов результирующая намагниченность кристалла равна нулю, то имеет место антиферромагнетизм . Если же при этом полной компенсации магнитного момента нет, то говорят об ферримагнетизме . Наиболее типичными ферримагнетиками являются ферриты – двойные окислы металлов. Характерным представителем ферритов является магнетит (Fe 3 O 4). Большинство ферримагнетиков относятся к ионным кристаллам и поэтому обладают низкой электропроводностью. В сочетании с хорошими магнитными свойствами (высокая магнитная проницаемость, большая намагниченность насыщения и др.) – это важное преимущество по сравнению с обычными ферромагнетиками. Именно это качество позволило использовать ферриты в технике сверхвысоких частот. Обычные ферромагнитные материалы, обладающие высокой проводимостью, здесь применяться не могут из-за очень высоких потерь на образование вихревых токов. Вместе с тем у многих ферритов точка Нееля очень низкая (100 – 300 °С) по сравнению с температурой Кюри для ферромагнитных металлов. В настоящей работе для определения температуры перехода ферримагнетик-парамагентик используется стержень, изготовленный именно из феррита.
Выполнение работы
Схема экспериментальной установки.
Идея эксперимента
Основной данной установки является трансформатор с незамкнутым сердечником, изготовленным из феррита. Первичная обмотка, выполненная из нихрома, служит также и для нагрева сердечника. Напряжение на первичную обмотку подается с ЛАТРа во избежание перегрева. Индукционный ток регистрируется с помощью вольтметра, включенного во вторичную обмотку. Для измерения температуры сердечника используется одинарная термопара, термо-э.д.с. которой пропорциональна разности температур между окружающим воздухом и спаем термопары. Вычислить температуру сердечника можно по следующей формуле: T =T 0 +23.5×e, где e - термо-э.д.с. (в милливольтах), Т 0 – температура воздуха в лаборатории.
Идея эксперимента состоит в следующем: ЭДС индукции во вторичной обмотке , где I i - ток в первичной обмотке, L - индуктивность первичной обмотки; известно, что где - индуктивность вторичной обмотки без сердечника, а m - магнитная проницаемость сердечника.
 |
Магнитная проницаемость с ростом температуры уменьшается, и при достижении точки Нееля резко падает. Следовательно и ЭДС индукции, и индукционный ток резко падают при достижении .
Проведение эксперимента
1. Соберите установку согласно схеме, приведенной на рис. 2.
2. Установите ручки регуляторов ЛАТРов (их две) в крайнее левое положение.
3. Включите в сеть ЛАТР и питание милливольтметра.
4. Установите напряжение на выходе первого ЛАТРа - 220V, на выходе второго - не более 30 V .
5. Снимите показания с милливольтметра через каждые 1-2 деления одновременно снимая показания миллиамперметра.
6. После того, как будет достигнута точка Нееля, выключите ЛАТР, и дайте остыть сердечнику. Затем повторите измерения минимум 3 раза.
7. По данным таблицы постройте графики. Определите по графикам температуру, при которой значение ЭДС индукции во вторичной обмотке начинает резко уменьшаться (см. рис.), это значение температуры будем принимать равным температуре Нееля в данном опыте. Определите таким образом для каждой серии измерений. Вычислите среднее значение .
8. Определите случайную погрешность измерений температуры фазового перехода.
Образец таблицы для отчета.
| № | 1 серия | 2 серия | |||||||
| ТЭДС,мВ | ТЭДС,мВ | ||||||||
| 1 | |||||||||
| 2 | |||||||||
| … | |||||||||
Контрольные вопросы
1. Что такое магнитная восприимчивость и магнитная проницаемость?
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 ">
Цель работы: изучение фазового перехода второго рода ферромагнетик–парамагнетик, определение зависимости спонтанной намагниченности от температуры и проверка закона Кюри - Вейсса.
Введение
В природе существуют различные скачкообразные изменения состояния вещества, называемые фазовыми превращениями. К числу таких превращений относятся плавление и отвердевание, испарение и конденсация, переход металлов в сверхпроводящее состояние и обратный переход и так далее.
Одним из фазовых переходов является превращение из ферромагнитного в парамагнитное состояние у некоторых веществ, таких как металлы группы железа, некоторые лантаноиды и другие.
Переход ферромагнетик–парамагнетик широко исследуется в наше время не только из-за его важности в материаловедении, но и ввиду того, что для его изучения можно применить весьма простую модель (модель Изинга), а, следовательно, этот переход можно наиболее детально изучить математически, что важно для создания пока еще отсутствующей общей теории фазовых переходов.
В этой работе рассматривается переход ферромагнетик - парамагнетик в двумерной кристаллической решетке, исследуется зависимость спонтанной намагниченности от температуры, проверяется закон Кюри–Вейсса.
Классификация магнетиков
Все вещества в той или иной степени обладают магнитными свойствами, то есть являются магнетиками. Магнетики подразделяются на две большие группы: сильномагнитные и слабомагнитные вещества. Сильномагнитные вещества обладают магнитными свойствами даже в отсутствие внешнего магнитного поля. К ним относятся ферромагнетики, антиферромагнетики и ферримагнетики. Слабомагнитные вещества приобретают магнитные свойства только при наличии внешнего магнитного поля. Они подразделяются на диамагнетики и парамагнетики.
К диамагнетикам относятся вещества, атомы или молекулы которых в отсутствие внешнего поля не имеют магнитного момента. Атомы этих веществ устроены так, что орбитальные и спиновые моменты входящих в них электронов в точности компенсируют друг друга. Примером диамагнетиков являются инертные газы, атомы которых имеют только замкнутые электронные оболочки. При появлении внешнего магнитного поля вследствие явления электромагнитной индукции атомы диамагнетиков намагничиваются, и у них появляется магнитный момент, направленный, согласно правила Ленца, против поля.
К парамагнетикам относятся вещества, атомы которых имеют отличные от нуля магнитные моменты. В отсутствие внешнего поля эти магнитные моменты ориентированы беспорядочно вследствие хаотического теплового движения, и поэтому результирующая намагниченность парамагнетика равна нулю. При появлении внешнего поля магнитные моменты атомов ориентируются преимущественно по полю, поэтому появляется результирующая намагниченность, направление которой совпадает с направлением поля. Следует отметить, что сами атомы парамагнетиков в магнитном поле намагничиваются так же, как и атомы диамагнетиков, но этот эффект всегда слабее эффекта, связанного с ориентацией моментов.
Главной особенностью ферромагнетиков является наличие спонтанной намагниченности, которая проявляется в том, что ферромагнетик может быть намагниченным даже в отсутствии внешнего магнитного поля. Это связано с тем, что энергия взаимодействия любой пары соседних атомов ферромагнетика зависит от взаимной ориентации их магнитных моментов: если они направлены в одну сторону, то энергия взаимодействия атомов меньше, а если в противоположные стороны, то больше. На языке сил можно сказать, что между магнитными моментами действуют короткодействующие силы, которые стараются заставить атом–сосед иметь такое же направление магнитного момента, как и у самого данного атома.
Спонтанная намагниченность ферромагнетика постепенно уменьшается с ростом температуры, и при некоторой критической температуре – точке Кюри – она становится равной нулю. При более высоких температурах ферромагнетик ведет себя в магнитном поле как парамагнетик. Таким образом, в точке Кюри происходит переход из ферромагнитного в парамагнитное состояние, который является фазовым переходом второго рода или непрерывным фазовым переходом.
Модель Изинга
Для изучения магнитного и атомного упорядочения была создана простая модель Изинга. В этой модели предполагается, что атомы располагаются неподвижно, не совершая колебаний, в узлах идеальной кристаллической решетки. Расстояния между узлами решетки постоянно, оно не зависит ни от температуры, ни от намагниченности, то есть в этой модели не учитывается теплового расширения твердого тела.
Взаимодействие между магнитными моментами в модели Изинга учитывается, как правило, лишь между ближайшими соседями. Считается, что величина этого взаимодействия также не зависит от температуры и намагниченности. Взаимодействие обычно (но не всегда) считается центральным и парным.
Однако даже в такой простой модели изучение фазового перехода ферромагнетик–парамагнетик встречает огромные математические трудности. Достаточно сказать, что точного решения трехмерной задачи Изинга в общем случае до сих пор не получено, а применение более-менее точных приближений в этой задаче приводит к большим вычислительным трудностям и находится на грани возможностей даже современной вычислительной техники.
Энтропия
Рассмотрим магнетик в двумерной решетке Изинга (рис. 1). Пусть узлы образуют квадратную решетку. Магнитные моменты, направленные вверх, обозначим А , а вниз – B .
Рис. 1
Пусть число магнитных моменты, направленных вверх, равно N
A
, а вниз – N
B
, полное число моментов равно N
. Ясно, что
N А + N В = N . (1)
Число способов, которыми можно разместить N A моментов сорта А и N B моментов сорта В по N узлам, равно числу перестановок всех этих узлов друг с другом, то есть равно N !. Однако из этого общего числа все перестановки одинаковых магнитных моментов друг с другом не приводят к новому состоянию (их называют неразличимыми перестановками). То есть, чтобы узнать число способов размещения моментов, нужно N ! поделить на число неразличимых перестановок. Таким образом, получим величину
. (2)
Эта величина является полным числом микросостояний, соответствующих макросостоянию с данной намагниченностью, т. е. статистическим весом макросостояния.
При вычислении статистического веса по формуле (2) было сделано достаточно сильное приближение, заключающееся в том, что появление конкретного магнитного момента на каком-то узле решетки не зависит от того, какие магнитные моменты имеют атомы на соседних узлах. На самом же деле атомы с моментами любой ориентации вследствие взаимодействия частиц друг с другом «стараются» окружить себя атомами с такими же магнитными моментами, но в формуле (2) это не учитывается. Говорят, что в этом случае мы не учитываем корреляцию в расположении моментов. Такое приближение в теории магнетизма носит название приближения Брэгга–Вильямса. Отметим, что проблема учета корреляции является одной из самых сложных проблем в любой теории, имеющей дело с коллективом взаимодействующих друг с другом частиц.
Если применить формулу Стирлинга ln N ! N (ln N – 1), справедливую для больших N , то из формулы (2) можно получить выражение для энтропии, связанной с расположением магнитных моментов (ее называют конфигурационной энтропией):
Введем вероятность появления магнитного момента «вверх»: 
. Аналогично можно ввести вероятность появления магнитного момента «вниз»: 
. Тогда выражение для энтропии запишется так:
Из формулы (1) следует, что введенные выше вероятности связаны соотношением:
.
(3)
Введем так называемый параметр дальнего порядка:
(4)
Тогда из формул (3) и (4) можно выразить все вероятности через параметр порядка:
Подставляя эти соотношения в выражение для энтропии, получим:
. (6)
Выясним физический смысл параметра дальнего порядка . Намагниченность магнетика М определяется в нашей модели избытком атомов с одной из двух возможных ориентаций магнитного момента, и она равна:
откуда 
, где М
max =
N
– максимальная намагниченность, достигаемая при параллельной ориентации всех магнитных моментов ( – величина магнитного момента одного атома). Таким образом, параметр порядка – относительная намагниченность, и она может изменяться в пределах от –1 до +1. Отрицательные значения параметра порядка говорят лишь о направлении преимущественной ориентации магнитных моментов. При отсутствии внешнего магнитного поля значения параметра порядка +
и – физически эквивалентны.
Энергия
Атомы взаимодействуют друг с другом, причем это взаимодействие наблюдается только на достаточно малых расстояниях. При теоретическом рассмотрении проще всего учесть взаимодействие только ближайших друг к другу атомов. Внешнее поле пусть отсутствует (Н = 0).
Пусть взаимодействуют лишь атомы–соседи. Пусть энергия взаимодействия двух атомов с одинаково направленными магнитными моментами (оба «вверх» или оба «вниз») равна –V (притяжению соответствует отрицательная энергия), а с противоположно направленными + V .
Пусть кристалл таков, что каждый атом имеет z ближайших соседей (например, в простой кубической решетке z = 6, в объемно-центрированной кубической z = 8, в квадратной z = 4).
Энергия взаимодействия одного атома, магнитный момент которого направлен «вверх», со своим ближайшим окружением (т. е. с z p A моментами «вверх» и с z p B моментами «вниз») в нашей модели равна –V z (p A – p B ). Аналогичная величина для атома с моментом «вниз» равна V z (p A – p B ). При этом мы снова сделали уже использованное при выводе формулы для энтропии приближение Брэгга–Вильямса, не учитывающее корреляции в расположении атомов, то есть считали, что вероятность появления конкретного магнитного момента на каком-то узле решетки не зависит от того, какие магнитные моменты имеют атомы на соседних узлах.
В этом приближении полная энергия магнетика равна:
где множитель ½ появился для того, чтобы взаимодействие всех соседних атомов друг с другом не учитывалось бы дважды.
Выражая N A и N B через вероятности, получим:
.
(7)
Уравнения равновесия
Энергия взаимодействия отражает тенденцию системы к установлению в ней полного порядка, именно при полном порядке (в нашем случае при = 1) энергия минимальна, что соответствовало бы устойчивому равновесию при отсутствии теплового движения. Энтропия системы, напротив, отражает тенденцию к максимальному молекулярному хаосу, к максимальному тепловому движению. Чем сильнее тепловое движение, тем больше энтропия, и если бы не было взаимодействия молекул друг с другом, то система стремилась бы к максимальному хаосу с максимальной энтропией.
В реальной же системе имеются обе эти тенденции, и это проявляется в том, что при постоянных объеме и температуре в состоянии термодинамического равновесия достигает экстремального (минимального) значения не энергия и не энтропия, а свободная энергия Гельмгольца:
F = U – T S .
Для нашего случая из формул (6) и (7) можно получить:
В состоянии термодинамического равновесия степень упорядочения должна быть такой, чтобы свободная энергия была бы минимальной, поэтому мы должны исследовать функцию (8) на экстремум, взяв от нее производную по и приравняв ее к нулю. Таким образом, условие равновесия примет вид:
. (9)
В этом уравнении 
– безразмерная температура.
Рис. 2
Уравнение (9) – трансцендентное, и его можно решить численными методами. Однако его решение можно исследовать графически. Для этого нужно построить графики функций, стоящих в левой и правой частях уравнения, при различных значениях параметра . Обозначим эти функции соответственно F
1 и F
2
(рис. 2).
Функция F
1 не зависит от параметра , она представляет собой кривую с двумя вертикальными асимптотами при значениях переменной , равных +1 и –1. Функция эта монотонно возрастает, она нечетная, ее производная в начале координат равна 
. Функция F
2
изображается прямой, проходящей через начало координат, ее наклон зависит от параметра : чем меньше , тем больше тангенс угла наклона, который равен 
.
Если 1, то 
, тогда кривые пересекаются только в начале координат, то есть в этом случае уравнение (9) имеет лишь одно решение =
0. При 1 кривые пересекаются в трех точках, то есть уравнение (9) имеет 3 решения. Одно из них по-прежнему нулевое, два других отличаются лишь знаком.
Оказывается, что нулевое решение при А и В (т. е. моментов «вверх» и «вниз»).
Подставив значение = 1, получим значение температуры, разделяющей два типа решений уравнения (9):
.
Эта температура называется температурой или точкой Кюри для перехода ферромагнетик–парамагнетик или просто критической температурой.
При более низких температурах магнетик существует в упорядоченном ферромагнитном состоянии, а при более высоких – дальний порядок в расположении магнитных моментов атомов отсутствует, и вещество является парамагнетиком. Отметим, что данный переход является фазовым переходом второго рода, параметр порядка постепенно уменьшается с увеличением температуры и в критической точке становится равным нулю.
Зависимость параметра порядка от приведенной температуры , полученная из решения уравнения (9), показана на
рис. 3.
Свободная энергия (8) для ферромагнетика во внешнем поле запишется:
Рис. 3
где – магнитный момент атома. В этой формуле второе слагаемое представляет собой энергию взаимодействия магнитных моментов атомов с внешним магнитным полем, равную 
. Общий случай ферромагнетика в магнитном поле математически исследовать довольно трудно, ограничимся лишь рассмотрением ферромагнетика при температурах выше точки Кюри. Тогда уравнение равновесия, аналогичное (9), примет вид:
.
Ограничимся случаем слабого намагничивания, которое наблюдается при температурах значительно выше точки Кюри
(Т ≫ T C) и слабых магнитных полях. При ≪ 1 левую часть этого уравнения можно разложить в ряд, ограничиваясь линейными членами, т. е.
ln (1+) . Тогда 2kT
= Н +2k
Т
С, и намагниченность 
, т. е. парамагнитная восприимчивость
. Таким образом, восприимчивость ферромагнетика при температурах выше точки Кюри в слабых магнитных полях обратно пропорциональна (Т
– Т
С) , т. е. наблюдается согласие теории с экспериментальным законом Кюри–Вейсса.
Описание работы
Кадр из компьютерной лабораторной работы приведен на рис. 4. Ферромагнетик моделируется фрагментом простой квадратной решетки из 100 узлов, на которой размещаются магнитные моменты «вверх» и «вниз», изображаемые соответственно направленными стрелками. Задаются температура магнетика в приведенных единицах 
и напряженность внешнего магнитного поля.
Необходимо выполнить два упражнения. В первом из них нужно определить зависимость намагниченности от температуры при отсутствии внешнего магнитного поля. Во втором упражнении нужно исследовать намагничивание магнетика внешним полем при температуре выше точки Кюри и проверить закон Кюри–Вейсса.
Ход работы
1. Нажать кнопку "СБРОС", при этом появится кнопка "ПУСК".
2. Установить нужные значения напряженности поля Н
и приведенной температуры 
.
3. Нажать кнопку "ПУСК", при этом появится изображение ферромагнетика, в котором число магнитных моментов "вверх" и "вниз" определяются заданными параметрами. В соответствующем окне появится число магнитных моментов "вверх".
4. Вычислить значение параметра порядка. При этом следует иметь в виду, что полное число магнитных моментов равно 100.
5. Проделать описанный выше опыт при других значениях напряженности поля и температуры, вычисляя каждый раз параметр порядка.
6. Рекомендуется выбирать значения напряженности поля в интервале от 2 до 10 единиц (4–5 значений), а приведенную температуру – в интервале от 4 до 15–20 (4–5 значений).
7. Для каждой температуры построить зависимость намагниченности от напряженности поля и определить магнитную восприимчивость при данной температуре как тангенс угла наклона соответствующего графика.
8. Оценить выполнение закона Кюри–Вейсса, для чего построить график зависимости восприимчивости от отношения 
. Согласно закону Кюри – Вейсса, эта зависимость должна быть линейной.
9. Построить график зависимости намагниченности от приведенной температуры при напряженности поля Н = 0 при температурах ниже точки Кюри (значения приведенной температуры следует брать в интервале от 0,5 до 1).
Контрольные вопросы
Какие вещества называют сильномагнитными?
Что такое спонтанная намагниченность?
В чем причина того, что ферромагнетик обладает спонтанной намагниченностью?
Что представляет собой ферромагнетик при температуре выше точки Кюри?
Почему парамагнетик не обладает спонтанной намагниченностью?
Каковы основные особенности модели Изинга?
Каков физический смысл степени дальнего порядка?
Какова природа взаимодействия между магнитными моментами?
В чем заключается приближение Брэгга–Вильямса и что означают слова, что это приближение не учитывает корреляции в расположении магнитных моментов?
Как определяется энтропия ферромагнетика?
Как находятся условия термодинамического равновесия ферромагнетика?
Графическое решение уравнения равновесия.
От чего зависит температура Кюри?
В чем заключается закон Кюри–Вейсса?
Как можно исследовать зависимость намагниченности ферромагнетика от температуры?
Как определить магнитную восприимчивость ферромагнетика выше точки Кюри?
